Многополюсное расширение - Multipole expansion

А мультипольное расширение это математический ряд представляющий функция это зависит от углов - обычно это два угла, которые используются в сферическая система координат за ${\displaystyle \mathbb {R} ^{3}}$ (полярный и азимутальный углы). Аналогично Серия Тейлор, мультипольные разложения полезны, потому что часто нужны только первые несколько членов, чтобы обеспечить хорошее приближение исходной функции. Расширяемая функция может быть настоящий или же сложный -значен и определяется либо на ${\displaystyle \mathbb {R} ^{3}}$ или реже на ${\displaystyle \mathbb {R} ^{n}}$ для некоторых других ${\displaystyle n}$.

Мультипольные разложения часто используются при изучении электромагнитный и гравитационные поля, где поля в удаленных точках даны через источники в небольшой области. Мультипольное разложение по углам часто сочетается с разложением по углам. радиус. Такая комбинация дает расширение, описывающее функцию в трехмерном пространстве.^[1]

Мультипольное расширение выражается как сумма членов с все более мелкими угловыми характеристиками (моменты ). Первый член (нулевого порядка) называется монополь момент, второй член (первого порядка) называется диполь момент, третий (второго порядка) квадруполь момент, четвертый член (третьего порядка) называется октупольным моментом и так далее. Учитывая ограничение Префиксы греческих цифр термины более высокого порядка обычно называются добавлением «-полюса» к числу полюсов - например, 32-полюсный (редко дотриаконтапол или триаконтадипол) и 64-полюсный (редко тетрагексаконтаполь или гексаконтадиполь).^[2][3][4] Мультипольный момент обычно включает полномочия (или обратные степени) расстояния до начала координат, а также некоторая угловая зависимость.

В принципе, мультипольное разложение дает точное описание потенциала и в целом сходится при двух условиях: (1) если источники (например, заряды) локализованы вблизи начала координат, а точка, в которой наблюдается потенциал, находится далеко от начала координат; или (2) обратное, т. е. если источники расположены далеко от начала координат, а потенциал наблюдается вблизи начала координат. В первом (более распространенном) случае коэффициенты разложения в ряд называются внешние мультипольные моменты или просто мультипольные моменты тогда как во втором случае они называются интерьерные многополюсные моменты.

Разложение по сферическим гармоникам

Чаще всего ряд записывается как сумма сферические гармоники. Таким образом, мы могли бы написать функцию ${\displaystyle f(\theta ,\varphi )}$ как сумма

${\displaystyle f(\theta ,\varphi )=\sum _{\ell =0}^{\infty }\,\sum _{m=-\ell }^{\ell }\,C_{\ell }^{m}\,Y_{\ell }^{m}(\theta ,\varphi ).}$

Здесь, ${\displaystyle Y_{\ell }^{m}(\theta ,\varphi )}$ - стандартные сферические гармоники, и ${\displaystyle C_{\ell }^{m}}$ - постоянные коэффициенты, зависящие от функции. Период, термин ${\displaystyle C_{0}^{0}}$ представляет собой монополь; ${\displaystyle C_{1}^{-1},C_{1}^{0},C_{1}^{1}}$ представляют собой диполь; и так далее. Аналогично, серию также часто пишут^[5] так как

${\displaystyle f(\theta ,\varphi )=C+C_{i}n^{i}+C_{ij}n^{i}n^{j}+C_{ijk}n^{i}n^{j}n^{k}+C_{ijk\ell }n^{i}n^{j}n^{k}n^{\ell }+\cdots .}$

Здесь ${\displaystyle n^{i}}$ представляют собой компоненты единичного вектора в направлении, заданном углами ${\displaystyle \theta }$ и ${\displaystyle \varphi }$, а индексы неявно суммированный. Здесь термин ${\displaystyle C}$ - монополь; ${\displaystyle C_{i}}$ набор из трех чисел, представляющих диполь; и так далее.

В приведенных выше расширениях коэффициенты могут быть действительными или комплексными. Однако, если функция, выраженная в виде мультипольного разложения, действительна, коэффициенты должны удовлетворять определенным свойствам. В разложении по сферической гармонике мы должны иметь

${\displaystyle C_{\ell }^{-m}=(-1)^{m}C_{\ell }^{m\ast }\ .}$

В многовекторном разложении каждый коэффициент должен быть действительным:

${\displaystyle C=C^{\ast };\ C_{i}=C_{i}^{\ast };\ C_{ij}=C_{ij}^{\ast };\ C_{ijk}=C_{ijk}^{\ast };\ \ldots }$

Хотя расширения скаляр функции являются наиболее распространенным применением мультипольных разложений, их также можно обобщить для описания тензоры произвольного ранга.^[6] Это находит применение в мультипольных расширениях векторный потенциал в электромагнетизме или возмущение метрики при описании гравитационные волны.

Для описания трехмерных функций вдали от начала координат коэффициенты мультипольного разложения могут быть записаны как функции расстояния до начала координат: ${\displaystyle r}$- чаще всего как Серия Laurent в полномочиях ${\displaystyle r}$. Например, чтобы описать электромагнитный потенциал, ${\displaystyle V}$, от источника в небольшой области около начала координат, коэффициенты могут быть записаны как:

${\displaystyle V(r,\theta ,\varphi )=\sum _{\ell =0}^{\infty }\,\sum _{m=-l}^{\ell }C_{\ell }^{m}(r)\,Y_{\ell }^{m}(\theta ,\varphi )=\sum _{j=1}^{\infty }\,\sum _{\ell =0}^{\infty }\,\sum _{m=-l}^{\ell }{\frac {D_{\ell ,j}^{m}}{r^{j}}}\,Y_{\ell }^{m}(\theta ,\varphi ).}$

Приложения

Мультипольные разложения широко используются в задачах, связанных с гравитационные поля систем массы, электрические и магнитные поля распределения заряда и тока, а также распространение электромагнитные волны. Классический пример - расчет внешний вид мультипольных моментов атомных ядер от их энергий взаимодействия с интерьер мультиполи электронных орбиталей. Мультипольные моменты ядер сообщают о распределении зарядов внутри ядра и, таким образом, о форме ядра. Усечение мультипольного разложения до его первого ненулевого члена часто полезно для теоретических расчетов.

Мультипольные разложения также полезны в численном моделировании и составляют основу Быстрый многополюсный метод из Грингард и Рохлин, общая методика эффективного вычисления энергий и сил в системах взаимодействующих частиц. Основная идея - разложить частицы на группы; частицы внутри группы взаимодействуют нормально (т. е. с помощью полного потенциала), тогда как энергии и силы между группами частиц рассчитываются на основе их мультипольных моментов. Эффективность метода быстрых мультиполей в целом аналогична эффективности метода Суммирование Эвальда, но лучше, если частицы сгруппированы, то есть система имеет большие флуктуации плотности.

Пакет Python с открытым исходным кодом многополюсники доступен для вычисления сферических мультипольных моментов и мультипольных разложений.

Мультипольное разложение потенциала за пределы распределения электростатического заряда

Рассмотрим дискретное распределение заряда, состоящее из N точечные сборы q_я с позиционными векторами р_я. Мы предполагаем, что заряды сгруппированы вокруг начала координат, так что для всех я: р_я < р_{Максимум}, куда р_{Максимум} имеет некоторую конечную ценность. Потенциал V(р) за счет распределения заряда в точке р вне распределения заряда, т.е. |р| > р_{Максимум}, можно разложить в степени 1 /р. В литературе можно найти два способа сделать это расширение. Первый - это Серия Тейлор в декартовых координатах Икс, у, и z, а второй - через сферические гармоники которые зависят от сферических полярных координат. Декартов подход имеет то преимущество, что не требуется никаких предварительных знаний о функциях Лежандра, сферических гармониках и т. Д. Его недостаток состоит в том, что вывод довольно громоздок (на самом деле большая часть его является неявным повторным выводом разложения Лежандра 1/|р − р|, что было сделано раз и навсегда Legendre в 1780-х годах). Также трудно дать замкнутое выражение для общего члена мультипольного разложения - обычно даются только первые несколько членов, за которыми следует многоточие.

Расширение в декартовых координатах

В Расширение Тейлора произвольной функции v(р − р) вокруг происхождения р = 0 является

${\displaystyle v(\mathbf {r} -\mathbf {R} )=v(\mathbf {R} )-\sum _{\alpha =x,y,z}r_{\alpha }v_{\alpha }(\mathbf {R} )+{\frac {1}{2}}\sum _{\alpha =x,y,z}\sum _{\beta =x,y,z}r_{\alpha }r_{\beta }v_{\alpha \beta }(\mathbf {R} )-\cdots +\cdots }$

с

${\displaystyle v_{\alpha }(\mathbf {R} )\equiv \left({\frac {\partial v(\mathbf {r} -\mathbf {R} )}{\partial r_{\alpha }}}\right)_{\mathbf {r} =\mathbf {0} }\quad {\hbox{and}}\quad v_{\alpha \beta }(\mathbf {R} )\equiv \left({\frac {\partial ^{2}v(\mathbf {r} -\mathbf {R} )}{\partial r_{\alpha }\partial r_{\beta }}}\right)_{\mathbf {r} =\mathbf {0} }.}$

Если v(р − р) удовлетворяет Уравнение лапласа

${\displaystyle \left(\nabla ^{2}v(\mathbf {r} -\mathbf {R} )\right)_{\mathbf {r} =\mathbf {0} }=\sum _{\alpha =x,y,z}v_{\alpha \alpha }(\mathbf {R} )=0}$

то разложение можно переписать в терминах компонентов бесследного декартова второго ранга тензор:

${\displaystyle \sum _{\alpha =x,y,z}\sum _{\beta =x,y,z}r_{\alpha }r_{\beta }v_{\alpha \beta }(\mathbf {R} )={\frac {1}{3}}\sum _{\alpha =x,y,z}\sum _{\beta =x,y,z}(3r_{\alpha }r_{\beta }-\delta _{\alpha \beta }r^{2})v_{\alpha \beta }(\mathbf {R} ),}$

где δ_αβ это Дельта Кронекера и р² ≡ |р|². Удаление следа является обычным делом, потому что оно требует инвариантного относительно вращения р² из тензора второго ранга.

Пример

Рассмотрим теперь следующую форму v(р − р):

${\displaystyle v(\mathbf {r} -\mathbf {R} )\equiv {\frac {1}{|\mathbf {r} -\mathbf {R} |}}.}$

Тогда прямым дифференцированием следует, что

${\displaystyle v(\mathbf {R} )={\frac {1}{R}},\quad v_{\alpha }(\mathbf {R} )=-{\frac {R_{\alpha }}{R^{3}}},\quad {\hbox{and}}\quad v_{\alpha \beta }(\mathbf {R} )={\frac {3R_{\alpha }R_{\beta }-\delta _{\alpha \beta }R^{2}}{R^{5}}}.}$

Определите монополь, диполь и (бесследный) квадруполь, соответственно,

${\displaystyle q_{\mathrm {tot} }\equiv \sum _{i=1}^{N}q_{i},\quad P_{\alpha }\equiv \sum _{i=1}^{N}q_{i}r_{i\alpha },\quad {\hbox{and}}\quad Q_{\alpha \beta }\equiv \sum _{i=1}^{N}q_{i}(3r_{i\alpha }r_{i\beta }-\delta _{\alpha \beta }r_{i}^{2}),}$

и мы получаем, наконец, первые несколько членов мультипольное расширение полного потенциала, который представляет собой сумму кулоновских потенциалов отдельных зарядов:^{[7]:137–138}

${\displaystyle 4\pi \varepsilon _{0}V(\mathbf {R} )\equiv \sum _{i=1}^{N}q_{i}v(\mathbf {r} _{i}-\mathbf {R} )}$

${\displaystyle ={\frac {q_{\mathrm {tot} }}{R}}+{\frac {1}{R^{3}}}\sum _{\alpha =x,y,z}P_{\alpha }R_{\alpha }+{\frac {1}{2R^{5}}}\sum _{\alpha ,\beta =x,y,z}Q_{\alpha \beta }R_{\alpha }R_{\beta }+\cdots }$

Это разложение потенциала дискретного распределения заряда очень похоже на разложение реальных твердых гармоник, приведенное ниже. Основное отличие состоит в том, что текущая величина выражается в линейно зависимых величинах, для

${\displaystyle \sum _{\alpha }v_{\alpha \alpha }=0\quad {\hbox{and}}\quad \sum _{\alpha }Q_{\alpha \alpha }=0.}$

ПРИМЕЧАНИЕ:Если распределение заряда состоит из двух зарядов противоположного знака, которые находятся на бесконечно малом расстоянии d отдельно, так что d/р ≫ (d/р)², легко показать, что единственным отличным от нуля слагаемым в разложении является

${\displaystyle V(\mathbf {R} )={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}R^{3}}}(\mathbf {P} \cdot \mathbf {R} ),}$

электрический дипольное потенциальное поле.

Сферическая форма

Потенциал V(р) в точке р вне распределения заряда, т.е. |р| > р_{Максимум}, может быть расширен Разложение лапласа:

${\displaystyle V(\mathbf {R} )\equiv \sum _{i=1}^{N}{\frac {q_{i}}{4\pi \varepsilon _{0}|\mathbf {r} _{i}-\mathbf {R} |}}={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\sum _{\ell =0}^{\infty }\sum _{m=-\ell }^{\ell }(-1)^{m}I_{\ell }^{-m}(\mathbf {R} )\sum _{i=1}^{N}q_{i}R_{\ell }^{m}(\mathbf {r} _{i}),}$

куда ${\displaystyle I_{\ell }^{-m}(\mathbf {R} )}$ это нерегулярный сплошная гармоника (определяется ниже как сферическая гармоника функция делится на ${\displaystyle r^{\ell +1}}$) и ${\displaystyle R_{\ell }^{m}(\mathbf {r} )}$ - регулярная телесная гармоника (сферическая гармоника, умноженная на r^ℓ). Мы определяем сферический мультипольный момент распределения заряда следующим образом

${\displaystyle Q_{\ell }^{m}\equiv \sum _{i=1}^{N}q_{i}R_{\ell }^{m}(\mathbf {r} _{i}),\qquad -\ell \leq m\leq \ell .}$

Обратите внимание, что мультипольный момент определяется исключительно распределением заряда (положением и величиной N обвинения).

А сферическая гармоника зависит от единичного вектора ${\displaystyle {\hat {R}}}$. (Единичный вектор определяется двумя сферическими полярными углами.) Таким образом, по определению, нерегулярные сплошные гармоники можно записать как

${\displaystyle I_{\ell }^{m}(\mathbf {R} )\equiv {\sqrt {\frac {4\pi }{2\ell +1}}}{\frac {Y_{\ell }^{m}({\hat {R}})}{R^{\ell +1}}}}$

таким образом мультипольное расширение поля V(р) в точке р вне распределения заряда определяется выражением

${\displaystyle V(\mathbf {R} )={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\sum _{\ell =0}^{\infty }\sum _{m=-\ell }^{\ell }(-1)^{m}I_{\ell }^{-m}(\mathbf {R} )Q_{\ell }^{m}}$

${\displaystyle ={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\sum _{\ell =0}^{\infty }\left[{\frac {4\pi }{2\ell +1}}\right]^{1/2}\;{\frac {1}{R^{\ell +1}}}\;\sum _{m=-\ell }^{\ell }(-1)^{m}Y_{\ell }^{-m}({\hat {R}})Q_{\ell }^{m},\qquad R>r_{\mathrm {max} }.}$

Это расширение является полностью общим, поскольку оно дает закрытую форму для всех терминов, а не только для первых нескольких. Это показывает, что сферические мультипольные моменты появляются как коэффициенты в 1 /р расширение потенциала.

Интересно рассмотреть первые несколько терминов в реальной форме, которые являются единственными терминами, которые обычно встречаются в учебниках для студентов. м суммирование инвариантно относительно унитарного преобразования обоих факторов одновременно, и поскольку преобразование сложных сферических гармоник в вещественную форму осуществляется унитарное преобразование, мы можем просто подставить реальные нерегулярные сплошные гармоники и реальные мультипольные моменты. В ℓ = 0 срок становится

${\displaystyle V_{\ell =0}(\mathbf {R} )={\frac {q_{\mathrm {tot} }}{4\pi \varepsilon _{0}R}}\qquad {\hbox{with}}\quad q_{\mathrm {tot} }\equiv \sum _{i=1}^{N}q_{i}.}$

Это на самом деле Закон Кулона опять таки. Для ℓ = 1 термин мы вводим

${\displaystyle \mathbf {R} =(R_{x},R_{y},R_{z}),\quad \mathbf {P} =(P_{x},P_{y},P_{z})\quad {\hbox{with}}\quad P_{\alpha }\equiv \sum _{i=1}^{N}q_{i}r_{i\alpha },\quad \alpha =x,y,z.}$

потом

${\displaystyle V_{\ell =1}(\mathbf {R} )={\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}R^{3}}}(R_{x}P_{x}+R_{y}P_{y}+R_{z}P_{z})={\frac {\mathbf {R} \cdot \mathbf {P} }{4\pi \varepsilon _{0}R^{3}}}={\frac {{\hat {R}}\cdot \mathbf {P} }{4\pi \varepsilon _{0}R^{2}}}.}$

Этот термин идентичен термину в декартовой форме.

Чтобы написать ℓ = 2 термин, мы должны ввести сокращенные обозначения для пяти действительных составляющих квадрупольного момента и реальных сферических гармоник. Обозначения типа

${\displaystyle Q_{z^{2}}\equiv \sum _{i=1}^{N}q_{i}\;{\frac {1}{2}}(3z_{i}^{2}-r_{i}^{2}),}$

можно найти в литературе. Очевидно, что настоящая нотация очень скоро становится неудобной, демонстрируя полезность сложной нотации.

Взаимодействие двух неперекрывающихся зарядовых распределений

Рассмотрим два набора точечных зарядов, один набор {q_я} сгруппированы вокруг точки А и один комплект {q_j} сгруппированы вокруг точки B. Подумайте, например, о двух молекулы и напомним, что молекула по определению состоит из электронов (точечные отрицательные заряды) и ядер (точечные положительные заряды). Полная энергия электростатического взаимодействия U_AB между двумя распределениями

${\displaystyle U_{AB}=\sum _{i\in A}\sum _{j\in B}{\frac {q_{i}q_{j}}{4\pi \varepsilon _{0}r_{ij}}}.}$

Эту энергию можно разложить в ряд по степеням, обратным расстоянию А и BЭто расширение известно как мультипольное расширение из U_AB.

Чтобы вывести это мультипольное разложение, запишем р_XY = р_Y − р_Икс, который является вектором, указывающим из Икс к Y. Обратите внимание, что

${\displaystyle \mathbf {R} _{AB}+\mathbf {r} _{Bj}+\mathbf {r} _{ji}+\mathbf {r} _{iA}=0\quad \Leftrightarrow \quad \mathbf {r} _{ij}=\mathbf {R} _{AB}-\mathbf {r} _{Ai}+\mathbf {r} _{Bj}.}$

Мы предполагаем, что эти два распределения не пересекаются:

${\displaystyle |\mathbf {R} _{AB}|>|\mathbf {r} _{Bj}-\mathbf {r} _{Ai}|\quad {\text{for all }}i,j.}$

При этом условии мы можем применить Разложение лапласа в следующей форме

${\displaystyle {\frac {1}{|\mathbf {r} _{j}-\mathbf {r} _{i}|}}={\frac {1}{|\mathbf {R} _{AB}-(\mathbf {r} _{Ai}-\mathbf {r} _{Bj})|}}=\sum _{L=0}^{\infty }\sum _{M=-L}^{L}\,(-1)^{M}I_{L}^{-M}(\mathbf {R} _{AB})\;R_{L}^{M}(\mathbf {r} _{Ai}-\mathbf {r} _{Bj}),}$

куда ${\displaystyle I_{L}^{M}}$ и ${\displaystyle R_{L}^{M}}$ нерегулярные и регулярные сплошные гармоники, соответственно. В перевод регулярной твердой гармоники дает конечное расширение,

${\displaystyle R_{L}^{M}(\mathbf {r} _{Ai}-\mathbf {r} _{Bj})=\sum _{\ell _{A}=0}^{L}(-1)^{L-\ell _{A}}{\binom {2L}{2\ell _{A}}}^{1/2}}$

${\displaystyle \times \sum _{m_{A}=-\ell _{A}}^{\ell _{A}}R_{\ell _{A}}^{m_{A}}(\mathbf {r} _{Ai})R_{L-\ell _{A}}^{M-m_{A}}(\mathbf {r} _{Bj})\;\langle \ell _{A},m_{A};L-\ell _{A},M-m_{A}\mid LM\rangle ,}$

где величина в скобках равна Коэффициент Клебша – Гордана. Далее мы использовали

${\displaystyle R_{\ell }^{m}(-\mathbf {r} )=(-1)^{\ell }R_{\ell }^{m}(\mathbf {r} ).}$

Использование определения сферические мультиполи Q^м
_ℓ и охват диапазонов суммирования в несколько ином порядке (который разрешен только для бесконечного диапазона L) дает наконец

${\displaystyle {\begin{aligned}U_{AB}={}&{\frac {1}{4\pi \varepsilon _{0}}}\sum _{\ell _{A}=0}^{\infty }\sum _{\ell _{B}=0}^{\infty }(-1)^{\ell _{B}}{\binom {2\ell _{A}+2\ell _{B}}{2\ell _{A}}}^{1/2}\\[5pt]&\times \sum _{m_{A}=-\ell _{A}}^{\ell _{A}}\sum _{m_{B}=-\ell _{B}}^{\ell _{B}}(-1)^{m_{A}+m_{B}}I_{\ell _{A}+\ell _{B}}^{-m_{A}-m_{B}}(\mathbf {R} _{AB})\;Q_{\ell _{A}}^{m_{A}}Q_{\ell _{B}}^{m_{B}}\;\langle \ell _{A},m_{A};\ell _{B},m_{B}\mid \ell _{A}+\ell _{B},m_{A}+m_{B}\rangle .\end{aligned}}}$

Это мультипольное расширение энергии взаимодействия двух неперекрывающихся зарядовых распределений, находящихся на расстоянии р_AB Кроме. С

${\displaystyle I_{\ell _{A}+\ell _{B}}^{-(m_{A}+m_{B})}(\mathbf {R} _{AB})\equiv \left[{\frac {4\pi }{2\ell _{A}+2\ell _{B}+1}}\right]^{1/2}\;{\frac {Y_{\ell _{A}+\ell _{B}}^{-(m_{A}+m_{B})}\left({\widehat {\mathbf {R} }}_{AB}\right)}{R_{AB}^{\ell _{A}+\ell _{B}+1}}}}$

это разложение явно по степеням 1 /р_AB. Функция Y^м_л нормализованный сферическая гармоника.

Молекулярные моменты

Все атомы и молекулы (кроме S-состояние атомы) имеют один или несколько отличных от нуля постоянных мультипольных моментов. В литературе можно найти разные определения, но следующее определение в сферической форме имеет то преимущество, что оно содержится в одном общем уравнении. Поскольку он имеет сложную форму, его дополнительное преимущество состоит в том, что им легче манипулировать в расчетах, чем его реальным аналогом.

Рассмотрим молекулу, состоящую из N частицы (электроны и ядра) с зарядами eZ_я. (Электроны имеют Z-значение -1, для ядер это атомный номер ). Частицы я имеет сферические полярные координаты р_я, θ_я, а φ_я и декартовы координаты Икс_я, у_я, и z_я(Комплексный) электростатический мультипольный оператор имеет вид

${\displaystyle Q_{\ell }^{m}\equiv \sum _{i=1}^{N}eZ_{i}\;R_{\ell }^{m}(\mathbf {r} _{i}),}$

куда ${\displaystyle R_{\ell }^{m}(\mathbf {r} _{i})}$ регулярный сплошная гармоника функционировать в Нормализация Рака (также известный как полунормализация Шмидта) .Если молекула имеет полную нормированную волновую функцию Ψ (в зависимости от координат электронов и ядер), то мультипольный момент порядка ${\displaystyle \ell }$ молекулы задается ожидаемое (ожидаемое) значение:

${\displaystyle M_{\ell }^{m}\equiv \langle \Psi \mid Q_{\ell }^{m}\mid \Psi \rangle .}$

Если в молекуле есть определенные точечная групповая симметрия, то это отражается на волновой функции: преобразуется согласно некоторому неприводимому представлению λ группы («имеет тип симметрии λ»). Отсюда следует, что правила отбора для математического ожидания мультипольного оператора, или, другими словами, математическое ожидание может исчезнуть из-за симметрии. Хорошо известным примером этого является тот факт, что молекулы с центром инверсии не несут диполь (ожидаемые значения ${\displaystyle Q_{1}^{m}}$ исчезнуть для м = −1, 0, 1). Для молекулы без симметрии никакие правила отбора не действуют, и такая молекула будет иметь ненулевые мультиполи любого порядка (она будет нести диполь и одновременно квадруполь, октуполь, гексадекаполь и т. Д.).

Наинизшие явные формы регулярных телесных гармоник (с Фаза Кондона-Шортли ) дайте:

${\displaystyle M_{0}^{0}=\sum _{i=1}^{N}eZ_{i},}$

(полный заряд молекулы). Компоненты (сложного) диполя:

${\displaystyle M_{1}^{1}=-{\sqrt {\tfrac {1}{2}}}\sum _{i=1}^{N}eZ_{i}\langle \Psi |x_{i}+iy_{i}|\Psi \rangle \quad {\hbox{and}}\quad M_{1}^{-1}={\sqrt {\tfrac {1}{2}}}\sum _{i=1}^{N}eZ_{i}\langle \Psi |x_{i}-iy_{i}|\Psi \rangle .}$

${\displaystyle M_{1}^{0}=\sum _{i=1}^{N}eZ_{i}\langle \Psi |z_{i}|\Psi \rangle .}$

Обратите внимание, что простым линейная комбинация можно преобразовать комплексные мультипольные операторы в реальные. Действительные мультипольные операторы имеют тип косинуса${\displaystyle C_{\ell }^{m}}$ или тип синуса ${\displaystyle S_{\ell }^{m}}$. Вот некоторые из самых низких:

${\displaystyle {\begin{aligned}C_{1}^{0}&=\sum _{i=1}^{N}eZ_{i}\;z_{i}\\C_{1}^{1}&=\sum _{i=1}^{N}eZ_{i}\;x_{i}\\S_{1}^{1}&=\sum _{i=1}^{N}eZ_{i}\;y_{i}\\C_{2}^{0}&={\frac {1}{2}}\sum _{i=1}^{N}eZ_{i}\;(3z_{i}^{2}-r_{i}^{2})\\C_{2}^{1}&={\sqrt {3}}\sum _{i=1}^{N}eZ_{i}\;z_{i}x_{i}\\C_{2}^{2}&={\frac {1}{3}}{\sqrt {3}}\sum _{i=1}^{N}eZ_{i}\;(x_{i}^{2}-y_{i}^{2})\\S_{2}^{1}&={\sqrt {3}}\sum _{i=1}^{N}eZ_{i}\;z_{i}y_{i}\\S_{2}^{2}&={\frac {2}{3}}{\sqrt {3}}\sum _{i=1}^{N}eZ_{i}\;x_{i}y_{i}\end{aligned}}}$

Примечание о соглашениях

Определение комплексного молекулярного мультипольного момента, данное выше, является комплексным сопряжением определения, данного в Эта статья, который следует определению стандартного учебника по классической электродинамике Джексона,^[7]:137 кроме нормализации. Более того, в классическом определении Джексона эквивалент Nквантово-механическое математическое ожидание частиц представляет собой интеграл по одночастичному распределению заряда. Помните, что в случае одночастичной квантово-механической системы математическое ожидание - это не что иное, как интеграл по распределению заряда (квадрат модуля волновой функции), так что определение в этой статье является квантово-механическим. N-частичное обобщение определения Джексона.

Определение в этой статье согласуется, среди прочего, с определением Фано и Рака.^[8] и Бринк и Сатчлер.^[9]

Примеры

Есть много типов мультипольных моментов, так как есть много типов потенциалы и множество способов аппроксимации потенциала расширение серии, в зависимости от координаты и симметрия распределения заряда. Наиболее распространенные расширения включают:

• Осевые мультипольные моменты из 1 /р потенциал;
• Сферические мультипольные моменты из 1 /р потенциал; и
• Цилиндрические мультипольные моменты из пер р потенциал

Примеры 1 /р потенциалы включают электрический потенциал, то магнитный потенциал и гравитационный потенциал точечных источников. Пример пер р потенциал - это электрический потенциал бесконечного линейного заряда.

Общие математические свойства

Многополюсные моменты в математика и математическая физика для мужчин ортогональный базис для разложения функции, основанной на отклике поле указывать источники, которые расположены бесконечно близко друг к другу. Их можно представить как расположенные в различных геометрических формах или, в смысле теория распределения, так как производные по направлению.

Мультипольные разложения связаны с лежащей в основе вращательной симметрией физических законов и связанных с ними дифференциальных уравнений. Даже если исходные члены (такие как массы, заряды или токи) могут быть несимметричными, их можно разложить на неприводимые представления ротационного группа симметрии, что приводит к сферическим гармоникам и связанным с ними наборам ортогональный функции. Один использует технику разделение переменных извлечь соответствующие решения для радиальных зависимостей.

На практике многие поля могут быть хорошо аппроксимированы конечным числом мультипольных моментов (хотя для точного восстановления поля может потребоваться бесконечное число). Типичное приложение - аппроксимировать поле локализованного распределения заряда его монополь и диполь термины. Проблемы, решаемые один раз для заданного порядка мультипольного момента, могут быть линейно комбинированный для создания окончательного приблизительного решения для данного источника.

Смотрите также

• Моделирование Barnes – Hut
• Быстрый мультипольный метод
• Разложение лапласа
• Полиномы Лежандра
• Квадрупольные магниты используются в ускорители частиц
• Сплошные гармоники
• Тороидальный момент

Рекомендации

1. Эдмондс, А. Р. (1960). Угловой момент в квантовой механике. Издательство Принстонского университета.
2. Аузиньш, Марцис; Будкер Дмитрий; Рочестер, Саймон (2010). Оптически поляризованные атомы: понимание взаимодействий легкого атома. Оксфорд: Нью-Йорк. п. 100. ISBN  9780199565122.
3. Окумура, Митчио; Чан, Ман-Чор; Ока, Такеши (2 января 1989 г.). «Инфракрасная спектроскопия высокого разрешения твердого водорода: переходы, индуцированные тетрагексаконтаполом» (PDF). Письма с физическими проверками. 62 (1): 32–35. Bibcode:1989ПхРвЛ..62 ... 32О. Дои:10.1103 / PhysRevLett.62.32. PMID  10039541.
4. Икеда, Хироаки; Судзуки, Мичи-То; Арита, Риотаро; Такимото, Тэцуя; Шибаучи, Такасада; Мацуда, Юдзи (3 июня 2012 г.). «Эмерджентный нематический порядок 5 ранга в URu2Si2». Природа Физика. 8 (7): 528–533. arXiv:1204.4016. Bibcode:2012НатФ ... 8..528И. Дои:10.1038 / nphys2330.
5. Томпсон, Уильям Дж. Угловой момент. John Wiley & Sons, Inc.
6. Торн, Кип С. (апрель 1980 г.). «Мультипольные расширения гравитационного излучения» (PDF). Обзоры современной физики. 52 (2): 299–339. Bibcode:1980РвМП ... 52..299Т. Дои:10.1103 / RevModPhys.52.299.
7. Джексон, Джон Дэвид (1975). Классическая электродинамика (2-е изд.). Нью-Йорк: Вили. ISBN  047143132X.
8. У. Фано и Г. Раках, Неприводимые тензорные множества, Academic Press, Нью-Йорк (1959). п. 31 год
9. Д. М. Бринк и Г. Р. Сатчлер, Угловой момент, 2-е издание, Clarendon Press, Оксфорд, Великобритания (1968). п. 64. См. Также сноску на стр. 90.