Приближение Борна – Оппенгеймера - Born–Oppenheimer approximation

Не путать с Борновское приближение.

В квантовая химия и молекулярная физика, то Борн-Оппенгеймер (BO) приближение является наиболее известным математическим приближением в молекулярной динамике. В частности, это предположение, что движение атомные ядра и электроны в молекуле можно рассматривать отдельно, исходя из того, что ядра намного тяжелее электронов. Подход назван в честь Макс Борн и Дж. Роберт Оппенгеймер кто предложил это в 1927 году,^[1] в ранний период квантовой механики.

Приближение широко используется в квантовой химии для ускорения вычисления молекулярных волновых функций и других свойств больших молекул. Бывают случаи, когда предположение об отделимости движения больше не выполняется, что делает приближение утратившим силу (говорят, что оно «ломается»), но затем часто используется в качестве отправной точки для более точных методов.

В молекулярном спектроскопия, с использованием BO приближение означает рассмотрение молекулярной энергии как суммы независимых членов, например: ${\displaystyle E_{\text{total}}=E_{\text{electronic}}+E_{\text{vibrational}}+E_{\text{rotational}}+E_{\text{nuclear spin}}.}$ Эти члены имеют разный порядок величины, а энергия ядерного спина настолько мала, что ее часто опускают. Электронные энергии ${\displaystyle E_{\text{electronic}}}$ состоят из кинетических энергий, межэлектронного отталкивания, межъядерного отталкивания и электрон-ядерного притяжения, которые обычно используются при вычислении электронной структуры молекул.

Пример

В бензол Молекула состоит из 12 ядер и 42 электронов. В Уравнение Шредингера, которое необходимо решить, чтобы получить уровни энергии а волновая функция этой молекулы - уравнение на собственные значения в частных производных в трехмерных координатах ядер и электронов, что дает 3 × 12 + 3 × 42 = 36 ядерных + 126 электронных = 162 переменных для волновой функции. В вычислительная сложность, то есть вычислительная мощность, необходимая для решения уравнения на собственные значения, увеличивается быстрее, чем квадрат числа координат.^[2]

При применении приближения БО можно использовать два меньших последовательных шага: для данного положения ядер электронный Уравнение Шредингера решается, при этом ядра рассматриваются как стационарные (не «связанные» с динамикой электронов). Соответствующий собственное значение Тогда проблема состоит только из 126 электронных координат. Затем этот электронный расчет повторяется для других возможных положений ядер, то есть деформаций молекулы. Для бензола это можно сделать с помощью сетки из 36 возможных координат положения ядра. Электронные энергии в этой сетке затем соединяются, чтобы дать поверхность потенциальной энергии для ядер. Затем этот потенциал используется для второго уравнения Шредингера, содержащего только 36 координат ядер.

Итак, взяв наиболее оптимистичную оценку сложности, вместо большого уравнения, требующего по крайней мере ${\displaystyle 162^{2}=26\,244}$ гипотетические шаги расчета, серия небольших расчетов, требующих ${\displaystyle 126^{2}N=15\,876\,N}$ (с N количество точек сетки для потенциала) и очень небольшой расчет, требующий ${\displaystyle 36^{2}=1296}$ шаги могут быть выполнены. На практике масштаб проблемы больше, чем ${\displaystyle n^{2}}$, и в вычислительная химия чтобы еще больше уменьшить количество переменных и размеров.

Наклон поверхности потенциальной энергии можно использовать для моделирования молекулярная динамика, используя его для выражения средней силы, действующей на ядра, вызываемой электронами, и тем самым пропуская расчет ядерного уравнения Шредингера.

Подробное описание

Приближение БО учитывает большую разницу между электрон масса и массы атомных ядер и, соответственно, временные масштабы их движения. При таком же количестве кинетической энергии ядра движутся намного медленнее, чем электроны. С математической точки зрения приближение БО состоит из выражения волновая функция (${\displaystyle \Psi _{\mathrm {total} }}$) молекулы как продукта электронной волновой функции и ядерной (колебательный, вращающийся ) волновая функция. ${\displaystyle \Psi _{\mathrm {total} }=\psi _{\mathrm {electronic} }\psi _{\mathrm {nuclear} }}$. Это позволяет разделить Гамильтонов оператор на электронные и ядерные термины, где перекрестные члены между электронами и ядрами не учитываются, так что две меньшие и разделенные системы могут быть решены более эффективно.

На первом этапе ядерная кинетическая энергия пренебрегается,^{[примечание 1]} то есть соответствующий оператор Т_п вычитается из суммы молекулярный гамильтониан. В оставшемся электронном гамильтониане ЧАС_е положения ядер больше не являются переменными, но являются постоянными параметрами (они входят в уравнение «параметрически»). Электронно-ядерные взаимодействия имеют вид нет удалены, т.е. электроны все еще "чувствуют" Кулоновский потенциал ядер, зажатых в определенных положениях в пространстве. (Этот первый шаг приближения БО поэтому часто называют зажатые ядра приближение.)

Электронный Уравнение Шредингера

${\displaystyle H_{\text{e}}(\mathbf {r} ,\mathbf {R} )\chi (\mathbf {r} ,\mathbf {R} )=E_{\text{e}}\chi (\mathbf {r} ,\mathbf {R} )}$

решается приблизительно^{[заметка 2]} Количество р обозначает все электронные координаты и р для всех ядерных координат. Электронная энергия собственное значение E_е зависит от выбранных позиций р ядер. Варьируя эти позиции р маленькими шагами и многократно решая электронные Уравнение Шредингера, получается E_е как функция р. Это поверхность потенциальной энергии (PES): E_е(р). Поскольку эта процедура пересчета электронных волновых функций как функции бесконечно малой изменяющейся ядерной геометрии напоминает условия для адиабатическая теорема, этот способ получения PES часто называют адиабатическое приближение а сам PES называется адиабатическая поверхность.^{[заметка 3]}

На втором шаге приближения БО кинетическая энергия ядра Т_п (содержащие частные производные по компонентам р) вновь вводится, и уравнение Шредингера для движения ядра^{[примечание 4]}

${\displaystyle [T_{\text{n}}+E_{\text{e}}(\mathbf {R} )]\phi (\mathbf {R} )=E\phi (\mathbf {R} )}$

решено. Этот второй шаг приближения БО включает разделение колебательных, поступательных и вращательных движений. Это может быть достигнуто применением Условия Эккарта. Собственное значение E - полная энергия молекулы, включая вклады электронов, ядерных колебаний, а также общего вращения и трансляции молекулы.^{[требуется разъяснение ]} В соответствии с Теорема Геллмана – Фейнмана, ядерный потенциал принимается как среднее по электронным конфигурациям суммы электронно-ядерного и межъядерного электрических потенциалов.

Вывод

Будет обсуждаться, как можно получить приближение БО и при каких условиях оно применимо. В то же время мы покажем, как можно улучшить приближение БО, включив вибронная муфта. С этой целью второй шаг приближения БО обобщается до набора связанных уравнений на собственные значения, зависящих только от ядерных координат. Показано, что недиагональные элементы в этих уравнениях являются членами кинетической энергии ядра.

Будет показано, что приближению БО можно доверять, если ППЭ, полученные из решения электронного уравнения Шредингера, хорошо разделены:

${\displaystyle E_{0}(\mathbf {R} )\ll E_{1}(\mathbf {R} )\ll E_{2}(\mathbf {R} )\ll \cdots {\text{ for all }}\mathbf {R} }$.

Начнем с точный нерелятивистский, не зависящий от времени молекулярный гамильтониан:

${\displaystyle H=H_{\text{e}}+T_{\text{n}}}$

с

${\displaystyle H_{\text{e}}=-\sum _{i}{{\frac {1}{2}}\nabla _{i}^{2}}-\sum _{i,A}{\frac {Z_{A}}{r_{iA}}}+\sum _{i>j}{\frac {1}{r_{ij}}}+\sum _{B>A}{\frac {Z_{A}Z_{B}}{R_{AB}}}\quad {\text{and}}\quad T_{\text{n}}=-\sum _{A}{{\frac {1}{2M_{A}}}\nabla _{A}^{2}}.}$

Позиционные векторы ${\displaystyle \mathbf {r} \equiv \{\mathbf {r} _{i}\}}$ электронов и векторов положения ${\displaystyle \mathbf {R} \equiv \{\mathbf {R} _{A}=(R_{Axy},R_{Ayz},R_{Azx})\}}$ ядер относятся к декартовой инерциальная система отсчета. Расстояния между частицами записываются как ${\displaystyle r_{iA}\equiv |\mathbf {r} _{i}-\mathbf {R} _{A}|}$ (расстояние между электронами я и ядро А) и аналогичные определения верны для ${\displaystyle r_{ij}}$ и ${\displaystyle R_{AB}}$.

Мы предполагаем, что молекула находится в однородном (без внешней силы) и изотропном (без внешнего крутящего момента) пространстве. Единственные взаимодействия - это двухчастичные кулоновские взаимодействия между электронами и ядрами. Гамильтониан выражается в атомные единицы, так что мы не видим в этой формуле постоянную Планка, диэлектрическую проницаемость вакуума, заряд или массу электронов. В формулу явно входят только константы: Z_А и M_А - атомный номер и масса ядра А.

Полезно ввести полный импульс ядра и переписать оператор кинетической энергии ядра следующим образом:

${\displaystyle T_{\text{n}}=\sum _{A}\sum _{\alpha =x,y,z}{\frac {P_{A\alpha }P_{A\alpha }}{2M_{A}}}\quad {\text{with}}\quad P_{A\alpha }=-i{\frac {\partial }{\partial R_{A\alpha }}}.}$

Предположим, у нас есть K собственные электронные функции ${\displaystyle \chi _{k}(\mathbf {r} ;\mathbf {R} )}$ из ${\displaystyle H_{\text{e}}}$, то есть мы решили

${\displaystyle H_{\text{e}}\chi _{k}(\mathbf {r} ;\mathbf {R} )=E_{k}(\mathbf {R} )\chi _{k}(\mathbf {r} ;\mathbf {R} )\quad {\text{for}}\quad k=1,\ldots ,K.}$

Электронные волновые функции ${\displaystyle \chi _{k}}$ будет считаться реальным, что возможно при отсутствии магнитных или спиновых взаимодействий. В параметрическая зависимость функций ${\displaystyle \chi _{k}}$ на ядерных координатах обозначается символом после точки с запятой. Это указывает на то, что, хотя ${\displaystyle \chi _{k}}$ является действительной функцией от ${\displaystyle \mathbf {r} }$, его функциональная форма зависит от ${\displaystyle \mathbf {R} }$.

Например, в молекулярно-орбитальной-линейной-комбинации атомных орбиталей (ЛКАО-МО) приближение, ${\displaystyle \chi _{k}}$ представляет собой молекулярную орбиталь (МО), заданную как линейное расширение атомных орбиталей (АО). АО явно зависит от координат электрона, но ядерные координаты не являются явными в МО. Однако при изменении геометрии, т.е. изменении ${\displaystyle \mathbf {R} }$коэффициенты ЛКАО принимают разные значения и мы видим соответствующие изменения в функциональной форме МО ${\displaystyle \chi _{k}}$.

Будем предполагать, что параметрическая зависимость непрерывна и дифференцируема, поэтому имеет смысл рассмотреть

${\displaystyle P_{A\alpha }\chi _{k}(\mathbf {r} ;\mathbf {R} )=-i{\frac {\partial \chi _{k}(\mathbf {r} ;\mathbf {R} )}{\partial R_{A\alpha }}}\quad {\text{for}}\quad \alpha =x,y,z,}$

которых вообще не будет нуля.

Полная волновая функция ${\displaystyle \Psi (\mathbf {R} ,\mathbf {r} )}$ расширяется с точки зрения ${\displaystyle \chi _{k}(\mathbf {r} ;\mathbf {R} )}$:

${\displaystyle \Psi (\mathbf {R} ,\mathbf {r} )=\sum _{k=1}^{K}\chi _{k}(\mathbf {r} ;\mathbf {R} )\phi _{k}(\mathbf {R} ),}$

с

${\displaystyle \langle \chi _{k'}(\mathbf {r} ;\mathbf {R} )|\chi _{k}(\mathbf {r} ;\mathbf {R} )\rangle _{(\mathbf {r} )}=\delta _{k'k},}$

и где нижний индекс ${\displaystyle (\mathbf {r} )}$ указывает, что интеграция, подразумеваемая обозначение бюстгальтера, находится только над электронными координатами. По определению матрица с общим элементом

${\displaystyle {\big (}\mathbb {H} _{\text{e}}(\mathbf {R} ){\big )}_{k'k}\equiv \langle \chi _{k'}(\mathbf {r} ;\mathbf {R} )|H_{\text{e}}|\chi _{k}(\mathbf {r} ;\mathbf {R} )\rangle _{(\mathbf {r} )}=\delta _{k'k}E_{k}(\mathbf {R} )}$

диагональный. После умножения на действительную функцию ${\displaystyle \chi _{k'}(\mathbf {r} ;\mathbf {R} )}$ слева и интегрирование по электронным координатам ${\displaystyle \mathbf {r} }$ полное уравнение Шредингера

${\displaystyle H\Psi (\mathbf {R} ,\mathbf {r} )=E\Psi (\mathbf {R} ,\mathbf {r} )}$

превращается в набор K связанные уравнения на собственные значения, зависящие только от ядерных координат

${\displaystyle [\mathbb {H} _{\text{n}}(\mathbf {R} )+\mathbb {H} _{\text{e}}(\mathbf {R} )]{\boldsymbol {\phi }}(\mathbf {R} )=E{\boldsymbol {\phi }}(\mathbf {R} ).}$

Вектор-столбец ${\displaystyle {\boldsymbol {\phi }}(\mathbf {R} )}$ имеет элементы ${\displaystyle \phi _{k}(\mathbf {R} ),\ k=1,\ldots ,K}$. Матрица ${\displaystyle \mathbb {H} _{\text{e}}(\mathbf {R} )}$ диагональна, а ядерная матрица Гамильтона недиагональна; его недиагональный (вибронная муфта) термины ${\displaystyle {\big (}\mathbb {H} _{\text{n}}(\mathbf {R} ){\big )}_{k'k}}$ дополнительно обсуждаются ниже. Вибронная связь в этом подходе осуществляется посредством ядерной кинетической энергии.

Решение этих связанных уравнений дает приближение для энергии и волновой функции, которое выходит за рамки приближения Борна – Оппенгеймера. К сожалению, с недиагональными членами кинетической энергии обычно трудно справиться. Вот почему часто диабетический применяется преобразование, которое сохраняет часть членов ядерной кинетической энергии на диагонали, удаляет члены кинетической энергии из недиагонали и создает члены связи между адиабатическими ППЭ на недиагонали.

Если мы сможем пренебречь недиагональными элементами, уравнения рассоединятся и резко упростятся. Чтобы показать, когда это пренебрежение оправдано, мы опускаем координаты в обозначениях и пишем, применяя Правило Лейбница для дифференцирования матричные элементы ${\displaystyle T_{\text{n}}}$ в качестве

${\displaystyle H_{\text{n}}(\mathbf {R} )_{k'k}\equiv {\big (}\mathbb {H} _{\text{n}}(\mathbf {R} ){\big )}_{k'k}=\delta _{k'k}T_{\text{n}}-\sum _{A,\alpha }{\frac {1}{M_{A}}}\langle \chi _{k'}|P_{A\alpha }|\chi _{k}\rangle _{(\mathbf {r} )}P_{A\alpha }+\langle \chi _{k'}|T_{\text{n}}|\chi _{k}\rangle _{(\mathbf {r} )}.}$

Диагональ (${\displaystyle k'=k}$) элементы матрицы ${\displaystyle \langle \chi _{k}|P_{A\alpha }|\chi _{k}\rangle _{(\mathbf {r} )}}$ оператора ${\displaystyle P_{A\alpha }}$ исчезают, потому что мы предполагаем инвариантность обращения времени, поэтому ${\displaystyle \chi _{k}}$ можно выбрать, чтобы он всегда был реальным. Недиагональные матричные элементы удовлетворяют

${\displaystyle \langle \chi _{k'}|P_{A\alpha }|\chi _{k}\rangle _{(\mathbf {r} )}={\frac {\langle \chi _{k'}|[P_{A\alpha },H_{\text{e}}]|\chi _{k}\rangle _{(\mathbf {r} )}}{E_{k}(\mathbf {R} )-E_{k'}(\mathbf {R} )}}.}$

Матричный элемент в числителе равен

${\displaystyle \langle \chi _{k'}|[P_{A\alpha },H_{\mathrm {e} }]|\chi _{k}\rangle _{(\mathbf {r} )}=iZ_{A}\sum _{i}\left\langle \chi _{k'}\left|{\frac {(\mathbf {r} _{iA})_{\alpha }}{r_{iA}^{3}}}\right|\chi _{k}\right\rangle _{(\mathbf {r} )}\quad {\text{with}}\quad \mathbf {r} _{iA}\equiv \mathbf {r} _{i}-\mathbf {R} _{A}.}$

Матричный элемент одноэлектронного оператора, появляющийся в правой части, конечен.

Когда две поверхности сближаются, ${\displaystyle E_{k}(\mathbf {R} )\approx E_{k'}(\mathbf {R} )}$член, связанный с ядерным импульсом, становится большим и им уже нельзя пренебрегать. Это тот случай, когда приближение БО не работает, и необходимо рассматривать связанную систему уравнений движения ядер вместо одного уравнения, появляющегося на втором этапе приближения БО.

И наоборот, если все поверхности хорошо разделены, всеми недиагональными членами можно пренебречь, и, следовательно, всей матрицей ${\displaystyle P_{\alpha }^{A}}$ фактически равен нулю. Третий член в правой части выражения для матричного элемента Т_п (в Диагональная коррекция Борна – Оппенгеймера) приближенно можно записать в виде матрицы ${\displaystyle P_{\alpha }^{A}}$ в квадрате и, соответственно, тоже пренебрежимо мала. Только первый (диагональный) член кинетической энергии в этом уравнении сохраняется в случае хорошо разделенных поверхностей, и в результате получается диагональная несвязанная система уравнений движения ядер:

${\displaystyle [T_{\text{n}}+E_{k}(\mathbf {R} )]\phi _{k}(\mathbf {R} )=E\phi _{k}(\mathbf {R} )\quad {\text{for}}\quad k=1,\ldots ,K,}$

которые являются нормальным вторым этапом описанных выше уравнений БО.

Мы повторяем, что когда две или более поверхностей потенциальной энергии приближаются друг к другу или даже пересекаются, приближение Борна – Оппенгеймера нарушается, и приходится прибегать к связанным уравнениям. Обычно тогда вызывается диабетический приближение.

Приближение Борна – Оппенгеймера с правильной симметрией

Чтобы включить правильную симметрию в приближение Борна – Оппенгеймера (БО),^[1][3] молекулярная система, представленная в виде (зависимых от массы) ядерных координат ${\displaystyle \mathbf {q} }$ и образованный двумя самыми низкими поверхностями адиабатической потенциальной энергии BO (PES) ${\displaystyle u_{1}(\mathbf {q} )}$ и ${\displaystyle u_{2}(\mathbf {q} )}$ Считается. Чтобы обеспечить справедливость приближения БО, энергия E системы считается достаточно низким, чтобы ${\displaystyle u_{2}(\mathbf {q} )}$ превращается в замкнутую ППЭ в интересующей области, за исключением единичных бесконечно малых участков, окружающих точки вырождения, образованные ${\displaystyle u_{1}(\mathbf {q} )}$ и ${\displaystyle u_{2}(\mathbf {q} )}$ (обозначены как (1, 2) точки вырождения).

Отправной точкой является ядерное адиабатическое БО (матричное) уравнение, записанное в виде^[4]

${\displaystyle {\frac {\hbar ^{2}}{2m}}(\nabla +\tau )^{2}\Psi +(\mathbf {u} -E)\Psi =0,}$

куда ${\displaystyle \Psi (\mathbf {q} )}$ вектор-столбец, содержащий неизвестные ядерные волновые функции ${\displaystyle \psi _{k}(\mathbf {q} )}$, ${\displaystyle \mathbf {u} (\mathbf {q} )}$ - диагональная матрица, содержащая соответствующие адиабатические поверхности потенциальной энергии ${\displaystyle u_{k}(\mathbf {q} )}$, м - приведенная масса ядер, E - полная энергия системы, ${\displaystyle \nabla }$ это градиент оператор относительно ядерных координат ${\displaystyle \mathbf {q} }$, и ${\displaystyle \mathbf {\tau } (\mathbf {q} )}$ представляет собой матрицу, содержащую элементы векторной неадиабатической связи (NACT):

${\displaystyle \mathbf {\tau } _{jk}=\langle \zeta _{j}|\nabla \zeta _{k}\rangle .}$

Здесь ${\displaystyle |\zeta _{n}\rangle }$ являются собственными функциями электронный гамильтониан предполагается сформировать полный Гильбертово пространство в данном регионе в конфигурационное пространство.

Чтобы изучить процесс рассеяния, имеющий место на двух нижних поверхностях, из приведенного выше уравнения БО извлекают два соответствующих уравнения:

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\nabla ^{2}\psi _{1}+({\tilde {u}}_{1}-E)\psi _{1}-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}[2\mathbf {\tau } _{12}\nabla +\nabla \mathbf {\tau } _{12}]\psi _{2}=0,}$

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\nabla ^{2}\psi _{2}+({\tilde {u}}_{2}-E)\psi _{2}+{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}[2\mathbf {\tau } _{12}\nabla +\nabla \mathbf {\tau } _{12}]\psi _{1}=0,}$

куда ${\displaystyle {\tilde {u}}_{k}(\mathbf {q} )=u_{k}(\mathbf {q} )+(\hbar ^{2}/2m)\tau _{12}^{2}}$ (k = 1, 2) и ${\displaystyle \mathbf {\tau } _{12}=\mathbf {\tau } _{12}(\mathbf {q} )}$ является (векторным) NACT, ответственным за связь между ${\displaystyle u_{1}(\mathbf {q} )}$ и ${\displaystyle u_{2}(\mathbf {q} )}$.

Затем вводится новая функция:^[5]

${\displaystyle \chi =\psi _{1}+i\psi _{2},}$

и производятся соответствующие перестановки:

1. Умножая второе уравнение на я и комбинируя его с первым уравнением, получаем (комплексное) уравнение

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\nabla ^{2}\chi +({\tilde {u}}_{1}-E)\chi +i{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}[2\mathbf {\tau } _{12}\nabla +\nabla \mathbf {\tau } _{12}]\chi +i(u_{1}-u_{2})\psi _{2}=0.}$

2. Последний член в этом уравнении можно удалить по следующим причинам: В тех точках, где ${\displaystyle u_{2}(\mathbf {q} )}$ классически закрыто, ${\displaystyle \psi _{2}(\mathbf {q} )\sim 0}$ по определению, и в тех точках, где ${\displaystyle u_{2}(\mathbf {q} )}$ становится классически разрешенным (что происходит в окрестности точек вырождения (1, 2)), это означает, что: ${\displaystyle u_{1}(\mathbf {q} )\sim u_{2}(\mathbf {q} )}$, или же ${\displaystyle u_{1}(\mathbf {q} )-u_{2}(\mathbf {q} )\sim 0}$. Следовательно, последнее слагаемое действительно пренебрежимо мало в каждой точке интересующей области, и уравнение упрощается и становится

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\nabla ^{2}\chi +({\tilde {u}}_{1}-E)\chi +i{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}[2\mathbf {\tau } _{12}\nabla +\nabla \mathbf {\tau } _{12}]\chi =0.}$

Чтобы это уравнение привело к решению с правильной симметрией, предлагается применить метод возмущений, основанный на упругом потенциале ${\displaystyle u_{0}(\mathbf {q} )}$, что совпадает с ${\displaystyle u_{1}(\mathbf {q} )}$ в асимптотической области.

Уравнение с упругим потенциалом может быть решено простым способом путем подстановки. Таким образом, если ${\displaystyle \chi _{0}}$ является решением этого уравнения, оно представляется как

${\displaystyle \chi _{0}(\mathbf {q} |\Gamma )=\xi _{0}(\mathbf {q} )\exp \left[-i\int _{\Gamma }d\mathbf {q} '\cdot \mathbf {\tau } (\mathbf {q} '|\Gamma )\right],}$

куда ${\displaystyle \Gamma }$ - произвольный контур, а экспоненциальная функция содержит соответствующую симметрию, созданную при движении по ${\displaystyle \Gamma }$.

Функция ${\displaystyle \xi _{0}(\mathbf {q} )}$ можно показать как решение (невозмущенного / упругого) уравнения

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\nabla ^{2}\xi _{0}+(u_{0}-E)\xi _{0}=0.}$

Имея ${\displaystyle \chi _{0}(\mathbf {q} |\Gamma )}$, полное решение вышеприведенного несвязанного уравнения принимает вид

${\displaystyle \chi (\mathbf {q} |\Gamma )=\chi _{0}(\mathbf {q} |\Gamma )+\eta (\mathbf {q} |\Gamma ),}$

куда ${\displaystyle \eta (\mathbf {q} |\Gamma )}$ удовлетворяет полученному неоднородному уравнению:

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\nabla ^{2}\eta +({\tilde {u}}_{1}-E)\eta +i{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}[2\mathbf {\tau } _{12}\nabla +\nabla \mathbf {\tau } _{12}]\eta =(u_{1}-u_{0})\chi _{0}.}$

В этом уравнении неоднородность обеспечивает симметрию возмущенной части решения по любому контуру и, следовательно, решения в требуемой области конфигурационного пространства.

Актуальность настоящего подхода была продемонстрирована при исследовании модели с двумя каналами (содержащей один неупругий канал и один реактивный канал), для которой два адиабатических состояния были связаны Ян-Теллер коническое пересечение.^[6][7][8] Было получено хорошее совпадение между лечением в одном состоянии с сохранением симметрии и соответствующим лечением в двух состояниях. Это, в частности, относится к реактивным вероятностям между состояниями (см. Таблицу III в [5a] и таблицу III [[5b]), для которых обычное приближение БО привело к ошибочным результатам, тогда как приближение БО, сохраняющее симметрию, произвело точные результаты, как они следовали из решения двух связанных уравнений.

Смотрите также

• Адиабатическая ионизация
• Адиабатический процесс (квантовая механика)
• Избегаемый переход
• Приближение Борна – Хуанга
• Принцип Франка – Кондона
• Аномалия Кона

Примечания

1. Авторы часто оправдывают этот шаг тем, что «тяжелые ядра движутся медленнее, чем легкие. электроны ". Обычно это утверждение имеет смысл, только если импульс п электронов и ядер одного порядка. В таком случае м_п ≫ м_е подразумевает п²/(2м_п) ≪ п²/(2м_е). Легко показать, что для двух тел, вращающихся по круговым орбитам вокруг своего центра масс (независимо от индивидуальных масс), импульсы двух тел равны и противоположны, и что для любого набора частиц в системе центра масс , чистый импульс равен нулю. Учитывая, что система координат центра масс - это лабораторная система координат (где молекула неподвижна), импульс ядер должен быть равен импульсу электронов и противоположен ему. Обоснование махания рукой можно также извлечь из квантовой механики. Соответствующие операторы не содержат массы, и молекулу можно рассматривать как ящик, содержащий электроны и ядра. Поскольку кинетическая энергия равна п²/(2м), следует, что действительно кинетическая энергия ядер в молекуле обычно намного меньше кинетической энергии электронов, причем отношение масс составляет порядка 10⁴).^{[нужна цитата ]}
2. Обычно уравнение Шредингера для молекул не может быть решено точно. Методы аппроксимации включают Метод Хартри-Фока
3. Предполагается, что в соответствии с адиабатическая теорема, что такое же электронное состояние (например, основное электронное состояние) достигается при небольших изменениях геометрии ядра. Этот метод приведет к разрыву (скачку) в PES, если произойдет переключение электронного состояния.^{[нужна цитата ]}
4. Это уравнение не зависит от времени, и для ядер получены стационарные волновые функции; тем не менее, в этом контексте традиционно используется слово «движение», хотя классически движение подразумевает зависимость от времени.^{[нужна цитата ]}

Рекомендации

1. Макс Борн; Дж. Роберт Оппенгеймер (1927). "Zur Quantentheorie der Molekeln" [О квантовой теории молекул]. Annalen der Physik (на немецком). 389 (20): 457–484. Bibcode:1927АнП ... 389..457Б. Дои:10.1002 / andp.19273892002.
2. Т. Х. Кормен, К. Э. Лейзерсон, Р. Л. Ривест, К. Штайн, Введение в алгоритмы, 3-е изд., MIT Press, Кембридж, Массачусетс, 2009, § 28.2.
3. Родился М.; Хуанг, К. (1954). «IV». Динамическая теория кристаллических решеток.. Нью-Йорк: Издательство Оксфордского университета.
4. «Подход Борна-Оппенгеймера: диабатизация и топологическая матрица». За пределами Борна-Оппенгеймера: условия электронной неадиабатической связи и конические пересечения. Хобокен, Нью-Джерси, США: John Wiley & Sons, Inc., 28 марта 2006 г., стр. 26–57. Дои:10.1002 / 0471780081.ch2. ISBN  978-0-471-78008-3.
5. Баер, Майкл; Энглман, Роберт (1997). «Модифицированное уравнение Борна-Оппенгеймера: приложение к коническим пересечениям и другим типам особенностей». Письма по химической физике. Elsevier BV. 265 (1–2): 105–108. Bibcode:1997CPL ... 265..105B. Дои:10.1016 / с0009-2614 (96) 01411-х. ISSN  0009-2614.
6. Баер, Рой; Чаруц, Дэвид М .; Кослофф, Ронни; Баер, Майкл (22 ноября 1996 г.). «Исследование эффектов конического пересечения на процессы рассеяния: обоснованность адиабатических приближений одной поверхности в квази-модели Яна – Теллера». Журнал химической физики. Издательство AIP. 105 (20): 9141–9152. Bibcode:1996ЖЧФ.105.9141Б. Дои:10.1063/1.472748. ISSN  0021-9606.
7. Адхикари, Сатраджит; Биллинг, Герт Д. (1999). «Эффекты конического пересечения и адиабатические одноповерхностные приближения процессов рассеяния: подход с временными волновыми пакетами». Журнал химической физики. Издательство AIP. 111 (1): 40–47. Bibcode:1999ЖЧФ.111 ... 40А. Дои:10.1063/1.479360. ISSN  0021-9606.
8. Чаруц, Дэвид М .; Баер, Рой; Баер, Майкл (1997). «Изучение эффектов вырожденной вибронной связи на процессы рассеяния: влияет ли вырожденная вибронная связь на резонансы?». Письма по химической физике. Elsevier BV. 265 (6): 629–637. Bibcode:1997CPL ... 265..629C. Дои:10.1016 / с0009-2614 (96) 01494-7. ISSN  0009-2614.

внешняя ссылка

Ресурсы, связанные с приближением Борна – Оппенгеймера:

• Оригинальная статья (на немецком)
• Перевод С. М. Блиндера.
• Приближение Борна – Оппенгеймера., отрывок из докторской диссертации Питера Хейнса