氢原子

此条目页的主题是氢原子的物理性质。关于氢元素的化学性质，请见“氢”。

氢原子是氢元素的原子。电中性的原子含有一个正价的质子与一个负价的电子，被库仑定律束缚于原子核内。在大自然中，氢原子是丰度最高的同位素，称为氢，氢-1 ，或氕（piē）。氢原子不含任何中子，别的氢同位素含有一个或多个中子。这条目主要描述氢-1 。

氢原子，¹H

基本
符号	1H
名称	氢原子、H-1、氕
原子序	1
中子数	0
核素数据
丰度	99.985%
原子量	1.007825 u
自旋	1/2
过剩能量	7288.969± 0.001 keV
结合能	0.000± 0.0000 keV
氢的同位素 完整核素表

氢原子拥有一个质子和一个电子，是一个的简单的二体系统。系统内的作用力只跟二体之间的距离有关，是反平方连心力，不需要将这反平方连心力二体系统再加理想化，简单化。描述这系统的（非相对论性的）薛丁格方程式有解析解，也就是说，解答能以有限数量的常见函数来表达。满足这薛丁格方程式的波函数可以完全地描述电子的量子行为。因此可以这样说，在量子力学里，没有比氢原子问题更简单，更实用，而又有解析解的问题了。所推演出来的基本物理理论，又可以用简单的实验来核对。所以，氢原子问题是个很重要的问题。

另外，理论上薛丁格方程式也可用于求解更复杂的原子与分子。但在大多数的案例中，皆无法获得解析解，而必须藉用电脑来进行计算与模拟，或者做一些简化的假设，方能求得问题的解析解。

历史

大多数氢原子的结构。

氢原子的半径大约为波耳半径。

1913 年，尼尔斯·玻耳在做了一些简化的假设后，计算出氢原子的光谱频率。这些假想，波耳模型的基石，并不是完全的正确，但是可以得到正确的能量答案。

1925/26 年，埃尔文·薛丁格应用他发明的薛丁格方程式，以严谨的量子力学分析，清楚地解释了波耳答案正确的原因。氢原子的薛丁格方程式的解答是一个解析解，也可以计算氢原子的能级与光谱谱线的频率。薛丁格方程式的解答比波耳模型更为精确，能够得到许多电子量子态的波函数（轨域），也能够解释化学键的各向异性。

薛丁格方程式解答

氢原子问题的薛丁格方程式为：

$-{\frac {\hbar ^{2}}{2\mu }}\nabla ^{2}\psi +V(r)\psi =E\psi$；

其中，$\hbar$ 是约化普朗克常数，$\mu$ 是电子与原子核的约化质量，$\psi$ 是量子态的波函数，$E$ 是能量，$V(r)$ 是库仑位势：

$V(r)=-{\frac {e^{2}}{4\pi \epsilon _{0}r}}$ ；

其中，$\epsilon _{0}$ 是真空电容率，$e$ 是单位电荷量，$r$ 是电子离原子核的距离。

采用球坐标 $(r,\ \theta ,\ \phi )$，将拉普拉斯算子展开：

$-{\frac {\hbar ^{2}}{2\mu r^{2}}}\left\{{\frac {\partial }{\partial r}}\left(r^{2}{\frac {\partial }{\partial r}}\right)+{\frac {1}{\sin ^{2}\theta }}\left[\sin \theta {\frac {\partial }{\partial \theta }}\left(\sin \theta {\frac {\partial }{\partial \theta }}\right)+{\frac {\partial ^{2}}{\partial \phi ^{2}}}\right]\right\}\psi -{\frac {e^{2}}{4\pi \epsilon _{0}r}}\psi =E\psi$ 。

猜想这薛丁格方程式的波函数解 $\psi (r,\ \theta ,\ \phi )$ 是径向函数 $R_{nl}(r)$ 与球谐函数 $Y_{lm}(\theta ,\ \phi )$ 的乘积：

$\psi (r,\ \theta ,\ \phi )=R_{nl}(r)Y_{lm}(\theta ,\ \phi )$ 。

角部分解答

参数为天顶角和方位角的球谐函数，满足角部分方程式：

$-{\frac {1}{\sin ^{2}\theta }}\left[\sin \theta {\frac {\partial }{\partial \theta }}{\Big (}\sin \theta {\frac {\partial }{\partial \theta }}{\Big )}+{\frac {\partial ^{2}}{\partial \phi ^{2}}}\right]Y_{lm}(\theta ,\phi )=l(l+1)Y_{lm}(\theta ,\phi )$ ；

其中，非负整数 $l$ 是轨角动量的角量子数。磁量子数 $m$ （满足 $-l\leq m\leq l$ ）是轨角动量对于 z-轴的（量子化的）投影。不同的 $l$ 与 $m$ 给予不同的轨角动量函数解答 $Y_{lm}$ :

$Y_{lm}(\theta ,\ \phi )=(i)^{m+|m|}{\sqrt {{(2l+1) \over 4\pi }{(l-|m|)! \over (l+|m|)!}}}\,P_{lm}(\cos {\theta })\,e^{im\phi }$ ；

其中，$i$ 是虚数单位，$P_{lm}(\cos {\theta })$ 是伴随勒让德多项式，用方程式定义为

$P_{lm}(x)=(1-x^{2})^{|m|/2}\ {\frac {d^{|m|}}{dx^{|m|}}}P_{l}(x)\,$ ；

而 $P_{l}(x)$ 是 $l$ 阶勒让德多项式，可用罗德里格公式表示为：

$P_{l}(x)={1 \over 2^{l}l!}{d^{l} \over dx^{l}}(x^{2}-1)^{l}$ 。

径向部分解答

径向函数满足一个一维薛丁格方程式：

$\left[-{\hbar ^{2} \over 2\mu r^{2}}{d \over dr}\left(r^{2}{d \over dr}\right)+{\hbar ^{2}l(l+1) \over 2\mu r^{2}}-{\frac {e^{2}}{4\pi \epsilon _{0}r}}\right]R_{nl}(r)=ER_{nl}(r)$ 。

方程式左边的第二项可以视为离心力位势，其效应是将径向距离拉远一点。

除了量子数 $\ell$ 与 $m$ 以外，还有一个主量子数 $n$ 。为了满足 $R_{nl}(r)$ 的边界条件，$n$ 必须是正值整数，能量也离散为能级 $E_{n}=-\left({\frac {\mu e^{4}}{32\pi ^{2}\epsilon _{0}^{2}\hbar ^{2}}}\right){\frac {1}{n^{2}}}={\frac {-13.6}{n^{2}}}\ [eV]$ 。随著量子数的不同，函数 $R_{nl}(r)$ 与 $Y_{lm}$ 都会有对应的改变。按照惯例，规定用波函数的下标符号来表示这些量子数。这样，径向函数可以表达为

$R_{nl}(r)={\sqrt {{\left({\frac {2}{na_{\mu }}}\right)}^{3}{\frac {(n-l-1)!}{2n(n+l)!}}}}e^{-r/{na_{\mu }}}\left({\frac {2r}{na_{\mu }}}\right)^{l}L_{n-l-1}^{2l+1}({\tfrac {2r}{na_{\mu }}})$ ；

其中，$a_{\mu }={{4\pi \varepsilon _{0}\hbar ^{2}} \over {\mu e^{2}}}$ 。 $a_{\mu }$ 近似于波耳半径 $a_{0}$ 。假若，原子核的质量是无限大的，则 $a_{\mu }=a_{0}$ ，并且，约化质量等于电子的质量，$\mu =m_{e}$ 。 $L_{n-l-1}^{2l+1}$ 是广义拉盖尔多项式，其定义式可在条目拉盖尔多项式里找到。

广义拉盖尔多项式$L_{n-l-1}^{2l+1}(x)$另外还有一种在量子力学里常用的定义式（两种定义式不同）：

$L_{i}^{j}(x)=(-1)^{j}\ {\frac {d^{j}}{dx^{j}}}L_{i+j}(x)$ ；

其中，$L_{i+j}(x)$ 是拉盖尔多项式，可用罗德里格公式表示为

$L_{i}(x)={\frac {e^{x}}{i!}}\ {\frac {d^{i}}{dx^{i}}}(x^{i}e^{-x})$ 。

为了要结束广义拉盖尔多项式的递回关系，必须要求量子数 $l<n$ 。

按照这种定义式，径向函数表达为

$R_{nl}(r)={\sqrt {{\left({\frac {2}{na_{\mu }}}\right)}^{3}{\frac {(n-l-1)!}{2n[(n+l)!]^{3}}}}}e^{-r/{na_{\mu }}}\left({\frac {2r}{na_{\mu }}}\right)^{l}L_{n-l-1}^{2l+1}({\tfrac {2r}{na_{\mu }}})$ 。

知道径向函数 $R_{nl}(r)$ 与球谐函数 $Y_{lm}$ 的形式，可以写出整个量子态的波函数，也就是薛丁格方程式的整个解答：

$\psi _{nlm}=R_{nl}(r)\,Y_{lm}(\theta ,\phi )$ 。

量子数

参见：拉普拉斯-龙格-冷次向量 § 氢原子量子力学

量子数 $n$ 、$l$ 、$m$ ，都是整数，容许下述值：

$n=1,\ 2,\ 3,\ 4,\ \dots$ ，

$l=0,\ 1,\ 2,\ \dots ,\ n-1$ ，

$m=-l,\ -l+1,\ \ldots ,\ 0,\ \ldots ,\ l-1,\ l$ 。

角动量

每一个原子轨域都有特定的角动量向量 $\mathbf {L}$ 。它对应的算符是一个向量算符 ${\hat {\mathbf {L} }}$ 。角动量算符的平方 ${\hat {L}}^{2}\equiv {\hat {L}}_{x}^{2}+{\hat {L}}_{y}^{2}+{\hat {L}}_{z}^{2}$ 的本征值是

${\hat {L}}^{2}Y_{lm}=\hbar ^{2}l(l+1)Y_{lm}$ 。

角动量向量对于任意方向的投影是量子化的。设定此任意方向为 z-轴的方向，则量子化公式为

${\hat {L}}_{z}Y_{lm}=\hbar mY_{lm}$ 。

因为 $[{\hat {L}}^{2},\ {\hat {L}}_{z}]=0$ ，${\hat {L}}^{2}$ 与 ${\hat {L}}_{z}$ 是对易的，$L^{2}$ 与 $L_{z}$ 彼此是相容可观察量，这两个算符有共同的本征态。根据不确定性原理，可以同时地测量到 $L^{2}$ 与 $L_{z}$ 的同样的本征值。

由于 $[{\hat {L}}_{x},\ {\hat {L}}_{y}]=i\hbar {\hat {L}}_{z}$ ，${\hat {L}}_{x}$ 与 ${\hat {L}}_{y}$ 互相不对易，$L_{x}$ 与 $L_{y}$ 彼此是不相容可观察量，这两个算符绝对不会有共同的基底量子态。一般而言，${\hat {L}}_{x}$ 的本征态与 ${\hat {L}}_{y}$ 的本征态不同。

给予一个量子系统，量子态为 $|\psi \rangle$ 。对于可观察量算符 ${\hat {L}}_{x}$ ，所有本征值为 $l_{xi}$ 的本征态 $|f_{i}\rangle ,\quad i=1,\ 2,\ 3,\ \cdots$ ，形成了一组基底量子态。量子态 $|\psi \rangle$ 可以表达为这基底量子态的线性组合：$|\psi \rangle =\sum _{i}\ |f_{i}\rangle \langle f_{i}|\psi \rangle$ 。对于可观察量算符 ${\hat {L}}_{y}$ ，所有本征值为 $l_{yi}$ 的本征态 $|g_{i}\rangle ,\quad i=1,\ 2,\ 3,\ \cdots$ ，形成了另外一组基底量子态。量子态 $|\psi \rangle$ 可以表达为这基底量子态的线性组合：$|\psi \rangle =\sum _{i}\ |g_{i}\rangle \langle g_{i}|\psi \rangle$ 。

假若，测量可观察量 $L_{x}$ ，得到的测量值为其本征值 $l_{xi}$ ，则量子态机率地塌缩为本征态 $|f_{i}\rangle$ 。假若，立刻再测量可观察量 $L_{x}$ ，得到的答案必定是 $l_{xi}$ ，在很短的时间内，量子态仍旧处于 $|f_{i}\rangle$ 。可是，假若改为立刻测量可观察量 $L_{y}$ ，则量子态不会停留于本征态 $|f_{i}\rangle$ ，而会机率地塌缩为 ${\hat {L}}_{y}$ 本征值是 $l_{yj}$ 的本征态 $|g_{j}\rangle$ 。这是量子力学里，关于测量的一个很重要的特性。

根据不确定性原理，

$\Delta L_{x}\ \Delta L_{y}\geq \left|{\frac {\langle [{\hat {L}}_{x},\ {\hat {L}}_{y}]\rangle }{2i}}\right|={\frac {\hbar |\langle {\hat {L}}_{z}\rangle |}{2}}$ 。

$L_{x}$ 的不确定性与 $L_{y}$ 的不确定性的乘积 $\Delta L_{x}\ \Delta L_{y}$ ，必定大于或等于 ${\frac {\hbar |\langle L_{z}\rangle |}{2}}$ 。

类似地，$L_{x}$ 与 $L_{z}$ 之间，$L_{y}$ 与 $L_{z}$ 之间，也有同样的特性。

自旋-轨道作用

主条目：自旋-轨道作用

电子的总角动量必须包括电子的自旋。在一个真实的原子里，因为电子环绕著原子核移动，会感受到磁场。电子的自旋与磁场产生作用 ，这现象称为自旋-轨道作用。当将这现象纳入计算，自旋与角动量不再是保守的，可以将此想像为电子的进动。为了维持保守性，必须取代量子数 $l$ 、$m$ 与自旋的投影 $m_{s}$ ，而以量子数 $j$，$m_{j}$ 来计算总角动量。

精细结构

主条目：精细结构

在原子物理学里，因为一阶相对论性效应，与自旋-轨道耦合，而产生的原子谱线分裂，称为精细结构。

非相对论性、无自旋的电子产生的谱线称为“粗略结构”。氢原子的粗略结构只跟主量子数 $n$ 有关。可是，更精确的模型，考虑到相对论效应与自旋-轨道效应，能够分解能级的简并，使谱线能更精细地分裂。相对于粗略结构，精细结构是一个 $\alpha ^{2}$ 效应；其中，$\alpha$ 是精细结构常数。

在相对论量子力学里，狄拉克方程式可以用来计算电子的波函数。用这方法，能阶跟主量子数 $n$ 、总量子数 $j$ 有关，容许的能量为：

$E_{nj}=E_{n}\left[1+\left({\frac {\alpha }{n}}\right)^{2}\left({\frac {1}{j+{\frac {1}{2}}}}-{\frac {3}{4n}}\right)\right]$ 。

电子轨域图

电子的机率密度绘图。横向展示不同的角量子数 (l) ,竖向展示不同的能级 (n) 。

右图显示出能量最低的几个氢原子轨域（能量本征函数）。这些是机率密度的截面的绘图。图内各种颜色的亮度代表不同的机率密度（黑色：0 机率密度，白色：最高机率密度）。角量子数 ($l$) ，以通常的光谱学代码规则，标记在每一个纵排的最上端。$s$ 意指 $l=0,\!$ ，$p$ 意指 $l=1,\!$ ，$d$ 意指 $l=2,\!$ 。主量子数 $(n=1,\ 2,\ 3,\ \dots )$ 标记在每一个横排的最右端。磁量子数 $m$ 被设定为 0 。截面是 xz-平面（ z-轴是纵轴）。将绘图绕著 z-轴旋转，则可得到三维空间的机率密度。

基态是最低能级的量子态，也是电子最常找到的量子态，标记为 $1s$ 态，$n=1,\ l=0$ 。

特别注意，在每一个轨域的图片内，黑线出现的次数。这些二维空间黑线，在三维空间里，是节面 (nodal plane) 。节面的数量等于 $n-1$ ，是径向节数（ $n-l-1$ ）与角节数（ $l$ ）的总和。

稳定性

思考氢原子稳定性问题，应用经典电动力学来分析，则由于库仑力作用，束缚电子会被原子核吸引，呈螺线运动掉入原子核，同时辐射出无穷大能量，因此原子不具有稳定性。但是，在大自然里这虚拟现象实际并不会发生。那么，为什么氢原子的束缚电子不会掉入原子核里？应用量子力学，可以计算出氢原子系统的基态能量大于某有限值，称这结果为满足“第一种稳定性条件”，即氢原子的基态能量 $E_{0}$ 大于某有限值：

$E_{0}>-\infty$ 。

量子力学的海森堡不确定性原理 $\Delta x\Delta p\geq \hbar /2$ 可以用来启发性地说明这问题，电子越接近原子核，电子动能越大。但是海森堡不确定性原理不能严格给出数学证明，有些特别案例不能满足第一种稳定性条件，因为 $\Delta x$ 量度的是波函数的半宽度，而不是波函数集聚于原子核附近的程度，所以波函数可以拥有一定的半宽度，并且极度集聚于原子核附近，造成库仑势能趋于 $-\infty$ ，同时维持有限的动能。

更详细分析起见，只考虑类氢原子系统，给定原子的原子序 $Z$ ，原子的能量 $E$ 为

$E=T+V=\int _{\mathbb {R} ^{3}}\mathrm {d} x\left({\frac {1}{2}}|\nabla \psi (x)|^{2}-Z{\frac {|\psi (x)|^{2}}{|x|}}\right)$ ；

其中，$T$ 为动能，$V$ 为势能，$\psi (x)$ 为描述类氢原子系统的波函数，$x$ 为位置坐标，$\mathbb {R} ^{3}$ 为积分体积。

应用索博列夫不等式，经过一番运算，可以得到能量最大下界为。

$E_{0}=-4Z^{2}/3\ [Ry]$ ；

其中，$Ry$ 是能量单位里德伯，大约为13.6eV。

总结，类氢原子满足第一种稳定性条件这结果。

参阅

• 氘
• 氚
• 氢原子光谱
• 21公分线
• 量子化学
• 类氢原子
• 球对称位势
• 拉普拉斯-龙格-冷次向量

相邻较轻同位素: (没有, 最轻的)	氢原子是 氢的同位素	相邻较重同位素: 氢-2
母同位素： 自由中子 氦-2	氢原子的 衰变链	衰变产物为 （稳定）

外部链接

• 大卫森大学物理课堂讲义：关于轨域的互动绘图
• 新墨西哥大学物理课堂讲义：氢原子的波函数，波函数线形图，与机率密度图像
• 德瑞守大学物理课堂讲义：氢原子基本量子力学概念 （页面存档备份，存于互联网档案馆）