Das H + 2 -Molekülion
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1 Das Näherungen für das elektronische Problem und Kernbewegungen 7. Dezember 2011
2 Schrödinger-Gleichung des s Abbildung: Arthur Beiser; Atome, Moleküle, Festkörper; Vieweg, Braunschweig 1983 ( K/E ) Ψ( r 1, r 2, R r 1 r 2 R s, R) = ẼΨ( r 1, r 2, R s, R) mit R = r 1 r 2
3 Schrödinger-Gleichung des s Abbildung: Arthur Beiser; Atome, Moleküle, Festkörper; Vieweg, Braunschweig 1983 ( K/E ) ψ( r 1, r 2, R) Φ( R r 1 r 2 R s, R) = Ẽψ( r 1, r 2, R) Φ( R s, R) mit R = r 1 r 2
4 Schrödinger-Gleichung des s Abbildung: Arthur Beiser; Atome, Moleküle, Festkörper; Vieweg, Braunschweig 1983 ( ) ψ( r 1, r 2, R) = Eψ( r 1, r 1, R) r 1 r 2 R mit R = r 1 r 2
5 LCAO-Näherung Orbital ˆ= Elektronenwellenfkt. ψ n,l,ml
6 LCAO-Näherung Orbital ˆ= Elektronenwellenfkt. ψ n,l,ml LCAO: Linear combination of atomic orbitals
7 LCAO-Näherung Orbital ˆ= Elektronenwellenfkt. ψ n,l,ml LCAO: Linear combination of atomic orbitals Variationsprinzip mit Atomorbitalen als Testfunktionen Überlagerung unmodifizierter Atomorbitale: Näherung des Molekülorbitals
8 LCAO-Näherung Anwendung auf das ψ = c 1 ϕ 1 + c 2 ϕ 2 Grundzustandswellenfunktionen ϕ 1 und ϕ 2 um Proton 1 und 2 ϕ 1 = 1 r 1 (πa0 3 e )1/2 a 0 und ϕ 2 = 1 r 2 (πa0 3 a e 0 )1/2
9 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie E = ψ Ĥ ψ ψ ψ
10 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie Ĥ ψ = E ψ ϕ i Ĥ ψ = E ϕ i ψ 2 2 c j ϕ i Ĥ ϕ j = E c j ϕ i ϕ j j=1 j=1
11 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie 2 2 c j ϕ i Ĥ ϕ j = E c j ϕ i ϕ j j=1 j=1 mit S ij = ϕ i ϕ j und H ij = ϕ i Ĥ ϕ j
12 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie 2 2 c j ϕ i Ĥ ϕ j = E c j ϕ i ϕ j j=1 j=1 mit S ij = ϕ i ϕ j und H ij = ϕ i Ĥ ϕ j (H 11 E S 11 )c 1 + (H 12 E S 12 )c 2 = 0 (H 21 E S 21 )c 1 + (H 22 E S 22 )c 2 = 0
13 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie mit S ij = ϕ i ϕ j und H ij = ϕ i Ĥ ϕ j (H 11 E S 11 )c 1 + (H 12 E S 12 )c 2 = 0 (H 21 E S 21 )c 1 + (H 22 E S 22 )c 2 = 0 Matrix
14 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie ( ) ( ) H11 E S 11 H 12 E S 12 c1 = 0 H 21 E S 21 H 22 E S 22 c 2
15 LCAO-Näherung Berechnung der Diagonalelemente Es gilt S 11 = S 22 = 1
16 LCAO-Näherung Berechnung der Diagonalelemente Aus Symmetriegründen muss gelten: H 11 = H 22
17 LCAO-Näherung Berechnung der Diagonalelemente ) H 11 = ϕ 1 ( 2r1 ϕ 1 ϕ 1 2 ϕ r 2 R ϕ 1 ϕ 1
18 LCAO-Näherung Berechnung der Diagonalelemente ) H 11 = ϕ 1 ( 2r1 ϕ 1 ϕ 1 2 ϕ r }{{ 2 R ϕ 1 ϕ 1 } C H 11 = R C
19 LCAO-Näherung Das Coulombintegral C = ϕ 1 2 r 2 ϕ 1 = 2 r 2 (ϕ 1 ) 2 d 3 r
20 LCAO-Näherung Das Coulombintegral C = ϕ 1 2 r 2 ϕ 1 = C = E R 2a 0 R 2 (ϕ 1 ) 2 d 3 r r [ 2 ( 1 e 2R a R )] a 0 C wird als Coulomb-Integral bezeichnet Wechselwirkungs-Energie (ohne Vorzeichen) der 1s-Verteilung um Proton 1 im Feld des Protons 2
21 LCAO-Näherung Das Coulombintegral C = ϕ 1 2 r 2 ϕ 1 = C = E R 2a 0 R 2 (ϕ 1 ) 2 d 3 r r [ 2 ( 1 e 2R a R )] a 0 C wird als Coulomb-Integral bezeichnet Wechselwirkungs-Energie (ohne Vorzeichen) der 1s-Verteilung um Proton 1 im Feld des Protons 2 kann als Absenkung der Protonenabstoßung betrachtet werden
22 LCAO-Näherung Das Coulombintegral ABER e 2 4πε 0 R C > 0
23 LCAO-Näherung Das Coulombintegral ABER e 2 4πε 0 R C > 0 Diagonalelemente reichen nicht aus um Bindung zu erklären H 11 = H 22 = R C
24 LCAO-Näherung Berechnung der Nichtdiagonalelemente Aus Symmetriegründen muss gelten: H 12 = H 21
25 LCAO-Näherung Berechnung der Nichtdiagonalelemente ) H 12 = ϕ 1 ( 2r2 ϕ 2 ϕ 1 2 ϕ r 1 R ϕ 1 ϕ 2
26 LCAO-Näherung Berechnung der Nichtdiagonalelemente ) H 12 = ϕ 1 ( 2r2 ϕ 2 ϕ 1 2 ϕ r 1 R ϕ 1 ϕ 2 2 H 12 = 1 ϕ 1 ϕ 2 ϕ }{{} 1 ϕ r 1 R ϕ 1 ϕ 2 }{{} S 12 S 12
27 LCAO-Näherung Das Überlappungsintegral S 12 = S 21 := S
28 LCAO-Näherung Das Überlappungsintegral S 12 = S 21 := S S = ϕ 1 ϕ 2 = ϕ 1 ( r)ϕ 2 ( r)d 3 r
29 LCAO-Näherung Das Überlappungsintegral S = ϕ 1 ϕ 2 = ϕ 1 ( r)ϕ 2 ( r)d 3 r ) S = (1 + Ra0 + R2 e R a 0 3a 2 0 S wird als Überlappungsintegral bezeichnet Maß für die Überlappung der Orbitale
30 LCAO-Näherung Das Überlappungsintegral S = ϕ 1 ϕ 2 = ϕ 1 ( r)ϕ 2 ( r)d 3 r ) S = (1 + Ra0 + R2 e R a 0 3a 2 0 S wird als Überlappungsintegral bezeichnet Maß für die Überlappung der Orbitale 0 S 1 mit S = 1 für R = 0 und S = 0 für R =
31 LCAO-Näherung Berechnung der Nichtdiagonalelemente Aus Symmetriegründen muss gelten: H 12 = H 21
32 LCAO-Näherung Berechnung der Nichtdiagonalelemente ) H 12 = ϕ 1 ( 2r2 ϕ 2 ϕ 1 2 ϕ r 1 R ϕ 1 ϕ 2
33 LCAO-Näherung Berechnung der Nichtdiagonalelemente ) H 12 = ϕ 1 ( 2r2 ϕ 2 ϕ 1 2 ϕ r }{{ 1 R ϕ 1 ϕ 2 } A H 12 = 1 S + 2 R S A
34 LCAO-Näherung Das Resonanzintegral A = ϕ 1 2 ϕ 2 = r 1 ϕ 1 2 r 1 ϕ 2 d 3 r
35 LCAO-Näherung Das Resonanzintegral A = ϕ 1 2 ϕ 2 = r 1 A = E R 2e R a 0 ( 1 + R a 0 ) ϕ 1 2 r 1 ϕ 2 d 3 r
36 LCAO-Näherung Das Resonanzintegral A = ϕ 1 2 ϕ 2 = r 1 A = E R 2e R a 0 ( 1 + R a 0 ) ϕ 1 2 r 1 ϕ 2 d 3 r A wird als Resonanzintegral bezeichnet
37 LCAO-Näherung Das Resonanzintegral A = ϕ 1 2 ϕ 2 = r 1 A = E R 2e R a 0 ( 1 + R a 0 ) ϕ 1 2 r 1 ϕ 2 d 3 r A wird als Resonanzintegral bezeichnet rein quantenmechanische Erscheinung
38 LCAO-Näherung Das Resonanzintegral Abbildung: Arthur Beiser; Atome, Moleküle, Festkörper; Vieweg, Braunschweig 1983
39 LCAO-Näherung s Abbildung: Claude Cohen-Tannoudji, Bernard Diu, Franck Laloe; Quantenmechanik, Band 2 (3. Auflage); de Gruyter, Berlin 2008
40 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie S 11 = S 22 = 1 S 12 = S 21 = S H 11 = H 22 = R C ( H 12 = H 21 = ) S A R
41 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie H 11 E S 11 H 12 E S 12 H 21 E S 21 H 22 E S 22 = R C E ( ) ( R S A E S ) R S A E S R C E = 0
42 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie R C E ( ) ( R S A E S ) R S A E S R C E = 0 [ ] 2 [( R C E = ) ] 2 S A E S R
43 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie R C E ( ) ( R S A E S ) R S A E S R C E = 0 [ ] 2 [( R C E = ) R 1 2 R + C + E = ± [( 1 2 R ] 2 S A E S ] ) S + A + E S
44 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie Nichtdiagonalelemente tragen nur bei nennenswerter Orbitalüberschneidung bei bei zu geringer Überlappung: keine Bindung 1 2 [( R + C + E = ± 1 2 ) ] S + A + E S R
45 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie Nichtdiagonalelemente tragen nur bei nennenswerter Orbitalüberschneidung bei bei zu geringer Überlappung: keine Bindung 1 2 [( R + C + E = ± 1 2 ) R E ± = ( R ± A C 1 S ] S + A + E S )
46 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie Es tritt ein bindender( ) und ein antibindender Zustand(+) auf E ± = E R + 2a 0 R E R e2 4πε 0 R ± E R 1 1 [ )] 1 e 2R/a 0 (1 + R a0 ( ) 1 + R a 0 + R2 e R 3a0 2 a 0 ( ) 2e R a R a 0 ( ) 1 + R a 0 + R2 e R 3a0 2 a 0
47 LCAO-Näherung Berechnung der Grundzustandsenergie Abbildung: Arthur Beiser; Atome, Moleküle, Festkörper Vieweg, Braunschweig 1983
48 LCAO-Näherung Das Molekülorbital (H 11 E S 11 )c 1 + (H 12 E S 12 )c 2 = 0 (H 21 E S 21 )c 1 + (H 22 E S 22 )c 2 = 0
49 LCAO-Näherung Das Molekülorbital (H 11 E S 11 )c 1 + (H 12 E S 12 )c 2 = 0 (H 21 E S 21 )c 1 + (H 22 E S 22 )c 2 = 0 c 1 ± c 2 = 0
50 LCAO-Näherung Das Molekülorbital c 1 ± c 2 = 0 1 ψ + = ( ϕ 1 ϕ 2 ) 2(1 S) ψ = 1 2(1 + S) ( ϕ 1 + ϕ 2 )
51 LCAO-Näherung Das Molekülorbital c 1 ± c 2 = 0 1 ψ + = ( ϕ 1 ϕ 2 ) 2(1 S) ψ = 1 2(1 + S) ( ϕ 1 + ϕ 2 ) ψ beschreibt den bindenden Zustand symmetrisch in Bezug in auf Austausch von ϕ 1 und ϕ 2
52 LCAO-Näherung Das Molekülorbital c 1 ± c 2 = 0 1 ψ + = ( ϕ 1 ϕ 2 ) 2(1 S) ψ = 1 2(1 + S) ( ϕ 1 + ϕ 2 ) ψ beschreibt den bindenden Zustand symmetrisch in Bezug in auf Austausch von ϕ 1 und ϕ 2 ψ + beschreibt den antibindenden Zustand antisymmetrisch in Bezug in auf Austausch
53 LCAO-Näherung Das Molekülorbital Abbildung: Claude Cohen-Tannoudji, Bernard Diu, Franck Laloe; Quantenmechanik, Band 2 (3. Auflage); de Gruyter, Berlin 2008
54 LCAO-Näherung Vergleich mit der exakten Lösung Erwartungen lim R E (R) e2 4πε 0 R = E R
55 LCAO-Näherung Vergleich mit der exakten Lösung Erwartungen lim R E (R) lim R 0 E (R) e2 4πε 0 R = E R e2 4πε 0 R = E He + = Z 2 E R = 4E R
56 LCAO-Näherung Vergleich mit der exakten Lösung Erwartungen lim R E (R) lim R 0 E (R) berechnetes Ergebnis lim R E (R) lim R 0 E (R) e2 4πε 0 R = E R e2 4πε 0 R = E He + = Z 2 E R = 4E R e2 4πε 0 R = E R e2 4πε 0 R = 3E R
57 LCAO mit Scaling ψ = c 1 ϕ 1 (Z) + c 2 ϕ 2 (Z)
58 LCAO mit Scaling ψ = c 1 ϕ 1 (Z) + c 2 ϕ 2 (Z) Z ist dimensionslos und kann als Effektivladung die vom Elektron gesehen wird betrachtet werden
59 LCAO mit Scaling ψ = c 1 ϕ 1 (Z) + c 2 ϕ 2 (Z) Z ist dimensionslos und kann als Effektivladung die vom Elektron gesehen wird betrachtet werden ϕ 1 (Z) : 1s-Orbital mit Radius a 0 /Z
60 LCAO mit Scaling ψ = c 1 ϕ 1 (Z) + c 2 ϕ 2 (Z) Z ist dimensionslos und kann als Effektivladung die vom Elektron gesehen wird betrachtet werden ϕ 1 (Z) : 1s-Orbital mit Radius a 0 /Z für den Grundzustand gilt: c 1 = c 2
61 LCAO mit Scaling ψ = c 1 ϕ 1 (Z) + c 2 ϕ 2 (Z) Z ist dimensionslos und kann als Effektivladung die vom Elektron gesehen wird betrachtet werden ϕ 1 (Z) : 1s-Orbital mit Radius a 0 /Z für den Grundzustand gilt: c 1 = c 2 Z wird stets so gewählt, dass E für alle R minimal wird
62 LCAO mit Scaling z Abbildung: Claude Cohen-Tannoudji, Bernard Diu, Franck Laloe; Quantenmechanik, Band 2 (3. Auflage); de Gruyter, Berlin 2008
63 Q) Vergleich mit der exakten Lösung R _1 r- -r ~ ~3~-----4r_ >- 1:' c; W -4 - Abbildung: John C. Slater Quantum Theory of Molecules and Solids, Volume 1 (Electronic Structure of Molecules); McGraw-Hill Book Company, Inc., New York 1963
64 Vergleich mit der exakten Lösung Gleichgewichtsabstand der beiden Protonen Tiefe des Minimums (Lage des Minimums von von!::;'e_!::;'e_) Variationsmethode von Abschnitt 1l.10.2 (Ls-Orbitale mit Z = 1) 2.50 ao 1.76 ev Variationsmethode von Abschnitt 1l.1 0.3, erster Teil (Ls-Orbitale mit Variabler Z) 2.00 ao 2.35 ev Variationsmethode von Abschnitt 1l.10.3, zweiter Teil (Hybridorbitale mit Variablen Z, Z' und 0-) 2.00 co 2.73 ev Exakte Werte 2.00 ao 2.79 ev
65 Vergleich mit der exakten Lösung ~. Abbildung: Claude Cohen-Tannoudji, Bernard Diu, Franck Laloe; Quantenmechanik, Band 2 (3. Auflage); de Gruyter, Berlin 2008
66 Die Born-Oppenheimer Näherung 1927: Zur Quantentheorie der Molekeln Annalen der Physik
67 Die Born-Oppenheimer Näherung m p m e 1836, 15
68 Die Born-Oppenheimer Näherung m p m e 1836, 15 Protonengeschwindigkeit sehr viel geringer als Elektronengeschwindigkeit
69 Die Born-Oppenheimer Näherung m p m e 1836, 15 Protonengeschwindigkeit sehr viel geringer als Elektronengeschwindigkeit Elektronenverteilung bleibt trotz Änderung des Protonenabstands immer im Grundzustand Elektronen folgen der Kernbewegung adiabatisch
70 Die Born-Oppenheimer Näherung m p m e 1836, 15 Protonengeschwindigkeit sehr viel geringer als Elektronengeschwindigkeit Elektronenverteilung bleibt trotz Änderung des Protonenabstands immer im Grundzustand Elektronen folgen der Kernbewegung adiabatisch Protonenbewegung kann für elektronisches Problem vernachlässigt werden
71 Die Born-Oppenheimer Näherung ( K/E ) Ψ( r 1, r 2, R r 1 r 2 R s, R) = ẼΨ( r 1, r 2, R s, R)
72 Die Born-Oppenheimer Näherung ( K/E ) Ψ( r 1, r 2, R r 1 r 2 R s, R) = ẼΨ( r 1, r 2, R s, R) Ẽ = E P + E(R) E(R): Grundzustandsenergie des elektronischen Problems E P : Protonenergie
73 Die Born-Oppenheimer Näherung ( K E(R)) Φ( R s, R) = E P Φ( R s, R) ( 2 r 1 2 r R und ) ψ( r 1, r 2, R) = Eψ( r 1, r 1, R)
74 Kerntranslationsbewegung Φ( R s, R) = χ( R s )Φ( R)
75 Kerntranslationsbewegung Φ( R s, R) = χ( R s )Φ( R) Schwerpunkt bewegt sich wie ein freies Teilchen χ( R s ) E s = 2 ks 2 2m r
76 Kerntranslationsbewegung Φ( R s, R) = χ( R s )Φ( R) Schwerpunkt bewegt sich wie ein freies Teilchen χ( R s ) E s = 2 2 ks 2m r Ψ( r 1, r 2, R s, R) = ψ( r 1, r 2, R)χ( R s )Φ( R)
77 Rotations- und Vibrationsspektrum Kerne können schwingen Änderungen von R
78 Rotations- und Vibrationsspektrum Kerne können schwingen Änderungen von R und rotieren Änderungen der Polarwinkel ϕ und ϑ
79 Rotations- und Vibrationsspektrum Kerne können schwingen Änderungen von R und rotieren Änderungen der Polarwinkel ϕ und ϑ Kernschwingungen verändern das Trägheitsmoment
80 Rotations- und Vibrationsspektrum Kerne können schwingen Änderungen von R und rotieren Änderungen der Polarwinkel ϕ und ϑ Kernschwingungen verändern das Trägheitsmoment Kopplung von Schwingungen und Rotationen für kleine Schwingungsauslenkungen zu vernachlässigen
81 Rotations- und Vibrationsspektrum Kerne können schwingen Änderungen von R und rotieren Änderungen der Polarwinkel ϕ und ϑ Kernschwingungen verändern das Trägheitsmoment Kopplung von Schwingungen und Rotationen für kleine Schwingungsauslenkungen zu vernachlässigen Separationsansatz Φ( R) = f (R)F (ϑ, ϕ)
82 Rotations- und Vibrationsspektrum Kerne können schwingen Änderungen von R und rotieren Änderungen der Polarwinkel ϕ und ϑ Kernschwingungen verändern das Trägheitsmoment Kopplung von Schwingungen und Rotationen für kleine Schwingungsauslenkungen zu vernachlässigen Separationsansatz Φ( R) = f (R)F (ϑ, ϕ) [ K E(R)] Φ( R) = E P Φ( R)
83 Rotations- und Vibrationsspektrum Kerne können schwingen Änderungen von R und rotieren Änderungen der Polarwinkel ϕ und ϑ Kernschwingungen verändern das Trägheitsmoment Kopplung von Schwingungen und Rotationen für kleine Schwingungsauslenkungen zu vernachlässigen Separationsansatz Φ( R) = f (R)F (ϑ, ϕ) [ R L E(R)] f (R)F (ϑ, ϕ) = E P f (R)F (ϑ, ϕ)
84 Vibrationen Ẽ = E P + E(R) E(R): Grundzustandsenergie des elektronischen Problems E P : Protonenergie
85 Vibrationen E(R) = E(R 0 ) + E (R 0 )(R R 0 ) E (R 0 )(R R 0 )
86 Vibrationen E(R) = E(R 0 ) + E (R 0 )(R R 0 ) }{{} Ableitung am Minimum = E (R)(R R }{{} 0 ) k
87 Vibrationen E(R) = E(R 0 ) + 1 d 2 E(R) 2 dr 2 (R R 0 ) 2 R=R0 }{{} k
88 Vibrationen E(R) = E(R 0 ) + 1 d 2 E(R) 2 dr 2 (R R 0 ) 2 R=R0 }{{} k Potential des harmonischen Oszillators
89 Vibrationen E(R) = E(R 0 ) + 1 d 2 E(R) 2 dr 2 (R R 0 ) 2 R=R0 }{{} k Potential des harmonischen Oszillators k = m r ω 2 ; m r : reduzierte Kernmasse mit m r = m p /2
90 Vibrationen E(R) = E(R 0 ) + 1 d 2 E(R) 2 dr 2 (R R 0 ) 2 R=R0 }{{} k Potential des harmonischen Oszillators k = m r ω 2 ; m r : reduzierte Kernmasse mit m r = m p /2 E ν = ω ( ν + 1 2) E(R0 ) mit ν N
91 Vibrationen E(R) = E(R 0 ) + 1 d 2 E(R) 2 dr 2 (R R 0 ) 2 R=R0 }{{} k Potential des harmonischen Oszillators k = m r ω 2 ; m r : reduzierte Kernmasse mit m r = m p /2 E ν = ω ( ν + 1 2) E(R0 ) mit ν N und f ν (R) = 1 2 ν ν! ( mω π ) 1 4 H ν ( mω R) e mω 2 R2
92 Vibrationen Größenordnung der Vibrationsfrequenzen ω = k m r
93 Vibrationen Größenordnung der Vibrationsfrequenzen ω = = k m r E (R 0 ) m r
94 Vibrationen Größenordnung der Vibrationsfrequenzen ω = E (R 0 ) m r ν XY = 1 E (R 0 ) 2π m r
95 Vibrationen Größenordnung der Vibrationsfrequenzen ν XY = 1 E (R 0 ) 2π m r Vibrationsfrequenzen werden im Kehrwert der energetisch äquivalenten Wellenlänge angegeben
96 Vibrationen Größenordnung der Vibrationsfrequenzen ν XY = 1 E (R 0 ) 2π m r 1 cm 1 = Hz ν H cm 1
97 Vibrationen Größenordnung der Vibrationsfrequenzen ν XY = 1 E (R 0 ) 2π m r 1 cm 1 = Hz ν H cm 1 ν D cm 1
98 Vibrationen Größenordnung der Vibrationsfrequenzen allgemein für zweitatomige Moleküle: einige 10 bis einigen 1000 cm 1
99 Rotationen Hamiltonoperator und Energiespektrum Ĥ rot = L = L 2 2m r R 2 0
100 Rotationen Hamiltonoperator und Energiespektrum Ĥ rot = L = L 2 = L 2 2m r R 2 0 2m r R 2 0
101 Rotationen Hamiltonoperator und Energiespektrum Ĥ rot = L = L 2 = L 2 2m r R 2 0 E rot = 2 J(J + 1) 2m r R 2 0 2m r R 2 0 mit J N und zusätzlicher Quantenzahl M: J M J
102 Rotationen Hamiltonoperator und Energiespektrum Ĥ rot = L = L 2 = L 2 2m r R 2 0 E rot = 2 J(J + 1) 2m r R 2 0 2m r R 2 0 mit J N und zusätzlicher Quantenzahl M: J M J Energiezustände für J 0 (2J + 1)-fach entartet
103 Gesamtenergie der Kernbewegungen E P = 2 k 2 s 2m r ( + ω ν + 1 ) E(R 0 ) + 2 J(J + 1) 2 2m r R0 2
104 Zusammenfassung Das elektronische Problem ist exakt lösbar
105 Zusammenfassung Das elektronische Problem ist exakt lösbar LCAO mit Scaling: gute Ergebnisse für Energiewerte
106 Zusammenfassung Das elektronische Problem ist exakt lösbar LCAO mit Scaling: gute Ergebnisse für Energiewerte LCAO ohne Scaling: nur für qualitative Beschreibung und erste Approximationen sinnvoll schon bei einfachen Systemen relativ starke Abweichungen
107 Zusammenfassung Das elektronische Problem ist exakt lösbar LCAO mit Scaling: gute Ergebnisse für Energiewerte LCAO ohne Scaling: nur für qualitative Beschreibung und erste Approximationen sinnvoll schon bei einfachen Systemen relativ starke Abweichungen Born-Oppenheimer-Näherung: Kernbewegungen für elektronisches Problem vernachlässigbar
108 Zusammenfassung Das elektronische Problem ist exakt lösbar LCAO mit Scaling: gute Ergebnisse für Energiewerte LCAO ohne Scaling: nur für qualitative Beschreibung und erste Approximationen sinnvoll schon bei einfachen Systemen relativ starke Abweichungen Born-Oppenheimer-Näherung: Kernbewegungen für elektronisches Problem vernachlässigbar Kernbewegungen zweiatomiger Moleküle für kleine Anregungsenergien: harmonische Streckschwingungen und Rotationen um zwei Achsen separat berechbar
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