स्लेटर निर्धारक: Difference between revisions

Latest revision as of 16:30, 15 June 2023

क्वांटम यांत्रिकी में, स्लेटर निर्धारक एक अभिव्यक्ति है जो एक बहु-फर्मियोनिक प्रणाली के तरंग फलन का वर्णन करता है। यह दो इलेक्ट्रॉनों (या अन्य फ़र्मियन) के आदान-प्रदान पर संकेत को बदलकर और इसके परिणामस्वरूप पाउली सिद्धांत को बदलकर विरोधी समरूपता आवश्यकताओं को पूरा करता है।^[1] सभी संभव फर्मीओनिक तरंग फलनों का केवल एक छोटा सा उपसमुच्चय एकल स्लेटर निर्धारक के रूप में लिखा जा सकता है, लेकिन अपनी सरलता के कारण वे एक महत्वपूर्ण और उपयोगी उपसमूह बनाते हैं।

स्लेटर निर्धारक इलेक्ट्रॉनों के संग्रह के लिए एक तरंग फलन के विचार से उत्पन्न होता है, प्रत्येक चक्रण कक्षीय $\chi (\mathbf {x} )$ के रूप में जाना जाने वाला तरंग फलन होता है, जहां $\mathbf {x}$ एक इलेक्ट्रॉन की स्थिति और चक्रण को दर्शाता है। एक ही चक्रण कक्षीय के साथ दो इलेक्ट्रॉनों वाला एक स्लेटर निर्धारक एक तरंग फलन के अनुरूप होगा जो हर जगह शून्य है।

स्लेटर निर्धारक का नाम जॉन सी. स्लेटर के नाम पर रखा गया है, जिन्होंने 1929 में निर्धारक को कई-इलेक्ट्रॉन तरंग कार्यों की विषमता सुनिश्चित करने के साधन के रूप में प्रस्तुत किया था,^[2] हालांकि तरंग फलन को पहले निर्धारक रूप में वर्णित किया गया था, हाइजेनबर्ग ^[3] और डिराक ^[4] के लेखों में तीन साल पहले स्वतंत्र रूप से उपयोग किया गया था।

परिभाषा

दो-कण का स्थिति

बहु-कण प्रणाली के तरंग फलन का अनुमान लगाने का सबसे आसान तरीका अलग-अलग कणों के उचित रूप से चुने गए लंबकोणीय तरंग फलन के उत्पाद को लेना है। निर्देशांक $\mathbf {x} _{1}$ और $\mathbf {x} _{2}$ वाले दो-कणों वाले स्थिति के लिए, हमारे पास है

\Psi (\mathbf {x} _{1},\mathbf {x} _{2})=\chi _{1}(\mathbf {x} _{1})\chi _{2}(\mathbf {x} _{2}).

इस अभिव्यक्ति का उपयोग हार्ट्री पद्धति में कई-कण तरंग फलन के लिए ansatz (अंसतज़) के रूप में किया जाता है और इसे हार्ट्री उत्पाद के रूप में जाना जाता है। हालांकि, यह फरमिओन्स के लिए समाधानप्रद नहीं है क्योंकि उपरोक्त तरंग फलन किसी भी दो फरमिओन्स के आदान-प्रदान के तहत प्रतिसममित नहीं है, जैसा कि पाउली अपवर्जन सिद्धांत के अनुसार होना चाहिए। प्रतिसममित तरंग फलन को गणितीय रूप से इस प्रकार वर्णित किया जा सकता है:

\Psi (\mathbf {x} _{1},\mathbf {x} _{2})=-\Psi (\mathbf {x} _{2},\mathbf {x} _{1}).

यह हार्ट्री उत्पाद के लिए मान्य नहीं है, जो इसलिए पाउली सिद्धांत को संतुष्ट नहीं करता है। दो हार्ट्री उत्पादों के रैखिक संयोजन से इस समस्या को दूर किया जा सकता है:

{\begin{aligned}\Psi (\mathbf {x} _{1},\mathbf {x} _{2})&={\frac {1}{\sqrt {2}}}\{\chi _{1}(\mathbf {x} _{1})\chi _{2}(\mathbf {x} _{2})-\chi _{1}(\mathbf {x} _{2})\chi _{2}(\mathbf {x} _{1})\}\\&={\frac {1}{\sqrt {2}}}{\begin{vmatrix}\chi _{1}(\mathbf {x} _{1})&\chi _{2}(\mathbf {x} _{1})\\\chi _{1}(\mathbf {x} _{2})&\chi _{2}(\mathbf {x} _{2})\end{vmatrix}},\end{aligned}}

जहां गुणांक सामान्यीकरण का कारक है। यह तरंग फलन अब प्रतिसममित है और अब फ़र्मियन के बीच अंतर नहीं करता है (अर्थात, कोई एक विशिष्ट कण के लिए एक क्रमिक संख्या का संकेत नहीं दे सकता है, और दिए गए सूचकांक परस्पर विनिमय करने योग्य हैं)। इसके अतिरिक्त, यह भी शून्य हो जाता है यदि दो फर्मों के दो चक्रण कक्षीय समान हों। यह पाउली के बहिष्करण सिद्धांत को संतुष्ट करने के बराबर है।

बहु-कण स्थिति

व्यंजक को निर्धारक के रूप में लिखकर किसी भी संख्या में फ़र्मियन के लिए सामान्यीकृत किया जा सकता है। N-इलेक्ट्रॉन प्रणाली के लिए, स्लेटर निर्धारक को इस रूप में परिभाषित किया जाता है।^[1]^[5]

{\begin{aligned}\Psi (\mathbf {x} _{1},\mathbf {x} _{2},\ldots ,\mathbf {x} _{N})&={\frac {1}{\sqrt {N!}}}{\begin{vmatrix}\chi _{1}(\mathbf {x} _{1})&\chi _{2}(\mathbf {x} _{1})&\cdots &\chi _{N}(\mathbf {x} _{1})\\\chi _{1}(\mathbf {x} _{2})&\chi _{2}(\mathbf {x} _{2})&\cdots &\chi _{N}(\mathbf {x} _{2})\\\vdots &\vdots &\ddots &\vdots \\\chi _{1}(\mathbf {x} _{N})&\chi _{2}(\mathbf {x} _{N})&\cdots &\chi _{N}(\mathbf {x} _{N})\end{vmatrix}}\\&\equiv |\chi _{1},\chi _{2},\cdots ,\chi _{N}\rangle \\&\equiv |1,2,\dots ,N\rangle ,\end{aligned}}

जहां अंतिम दो अभिव्यक्तियां स्लेटर निर्धारकों के लिए एक आशुलिपि (शॉर्टहैंड) का उपयोग करती हैं: सामान्यीकरण स्थिरांक संख्या N को ध्यान में रखते हुए निहित होता है, और केवल एक-कण तरंग फलन (प्रथम आशुलिपि) या फ़र्मियन निर्देशांक (दूसरा आशुलिपि) के लिए सूचकांक नीचे लिखे जाते हैं। सभी छोड़े गए लेबल आरोही क्रम में व्यवहार करने के लिए निहित हैं। दो-कण वाले स्थिति के लिए हार्ट्री उत्पादों का रैखिक संयोजन N = 2 के लिए स्लेटर निर्धारक के समान है। स्लेटर निर्धारकों का उपयोग प्रारम्भ में असममित फलन सुनिश्चित करता है। उसी तरह, स्लेटर निर्धारकों का उपयोग पाउली सिद्धांत के अनुरूप होना सुनिश्चित करता है। दरअसल, स्लेटर निर्धारक गायब हो जाता है यदि समुच्चय $\{\chi _{i}\}$ रेखीय रूप से निर्भर है। विशेष रूप से, यह स्थिति तब होती है जब दो (या अधिक) चक्रण कक्षीय समान होते हैं। रसायन विज्ञान में इस तथ्य को यह कहते हुए व्यक्त किया जाता है कि एक ही चक्रण के साथ कोई भी दो इलेक्ट्रॉन एक ही स्थानिक कक्षा में नहीं रह सकते हैं।

उदाहरण: कई इलेक्ट्रॉन समस्या में आव्यूह अवयव

स्लेटर निर्धारक के कई गुण एक गैर-सापेक्षवादी कई इलेक्ट्रॉन समस्या में उदाहरणों के साथ जीवित हैं।^[6]

हैमिल्टनियन का एक कण शब्द उसी तरह से योगदान देगा जैसे कि साधारण हार्ट्री उत्पाद के लिए, अर्थात् ऊर्जा का योग है और अवस्था स्वतंत्र हैं।
हैमिल्टनियन के बहु-कण शब्द, यानी विनिमय की शर्तें, आइजेनस्टेट्स की ऊर्जा को कम करने का परिचय देंगी।

हैमिल्टनियन से प्रारम्भ करना:

{\hat {H}}_{\text{tot}}=\sum _{i}{\frac {\mathbf {p} _{i}^{2}}{2m}}+\sum _{I}{\frac {\mathbf {P} _{I}^{2}}{2M_{I}}}+\sum _{i}V_{\text{nucl}}(\mathbf {r_{i}} )+{\frac {1}{2}}\sum _{i\neq j}{\frac {e^{2}}{|\mathbf {r} _{i}-\mathbf {r} _{j}|}}+{\frac {1}{2}}\sum _{I\neq J}{\frac {Z_{I}Z_{J}e^{2}}{|\mathbf {R} _{I}-\mathbf {R} _{J}|}}

जहाँ

\mathbf {r} _{i}

इलेक्ट्रॉन हैं और

\mathbf {R} _{I}

नाभिक हैं और

V_{\text{nucl}}(\mathbf {r} )=-\sum _{I}{\frac {Z_{I}e^{2}}{|\mathbf {r} -\mathbf {R} _{I}|}}

सरलता के लिए हम नाभिक को संतुलन की एक अवस्था में स्थिर कर देते हैं और हमारे पास सरल हैमिल्टनियन रह जाता है

{\hat {H}}_{e}=\sum _{i}^{N}{\hat {h}}(\mathbf {r} _{i})+{\frac {1}{2}}\sum _{i\neq j}^{N}{\frac {e^{2}}{r_{ij}}}

जहाँ

{\hat {h}}(\mathbf {r} )={\frac {{\hat {\mathbf {p} }}^{2}}{2m}}+V_{\text{nucl}}(\mathbf {r} )

और जहां हम हैमिल्टनियन में परिस्थितियों के पहले समुच्चय के बीच ${\hat {G}}_{1}$ के रूप में अंतर करेंगे ("1" कण शब्द) और अंतिम शब्द ${\hat {G}}_{2}$ जो "2" कण शब्द या विनिमय अवधि है

{\hat {G}}_{1}=\sum _{i}^{N}{\hat {h}}(\mathbf {r} _{i})

{\hat {G}}_{2}={\frac {1}{2}}\sum _{i\neq j}^{N}{\frac {e^{2}}{r_{ij}}}

स्लेटर नियतात्मक तरंग फलन के साथ परस्पर प्रभाव करने पर दो भाग अलग तरह से व्यवहार करेंगे। हम अपेक्षा मूल्यों की गणना करना प्रारम्भ करते हैं

\langle \Psi _{0}|G_{1}|\Psi _{0}\rangle ={\frac {1}{N!}}\langle \det\{\psi _{1}...\psi _{N}\}|G_{1}|\det\{\psi _{1}...\psi _{N}\}\rangle

उपरोक्त अभिव्यक्ति में, हम बाईं ओर में निर्धारक में समान क्रमचय का चयन कर सकते हैं, क्योंकि अन्य सभी N! − 1 क्रमचय वही परिणाम देगा जो चयनित है। हम इस प्रकार N! को प्रतिच्छेद कर सकते हैं

\langle \Psi _{0}|G_{1}|\Psi _{0}\rangle =\langle \psi _{1}...\psi _{N}|G_{1}|\det\{\psi _{1}...\psi _{N}\}\rangle

चक्रण कक्षीय की ऑर्थोनॉर्मलिटी के कारण यह भी स्पष्ट है कि ऊपर दिए गए समान आव्यूह तत्व के दाईं ओर केवल निर्धारक ही क्रमचय से बचे रहते हैं

\langle \Psi _{0}|G_{1}|\Psi _{0}\rangle =\langle \psi _{1}...\psi _{N}|G_{1}|\psi _{1}...\psi _{N}\rangle

इस परिणाम से पता चलता है कि उत्पाद के प्रति-समरूपता का एकल कण शब्दों के लिए कोई निहितार्थ नहीं है और सामान्य हार्ट्री उत्पाद के स्थिति में व्यवहार करता है।

और अंत में हम एकल कण हैमिल्टनियन पर प्रतिपादक के साथ रह गए हैं

\langle \Psi _{0}|G_{1}|\Psi _{0}\rangle =\sum _{i}\langle \psi _{i}|h|\psi _{i}\rangle

जो हमें बताता है कि एक कण की सीमा तक इलेक्ट्रॉनों की तरंग क्रियाएं एक दूसरे से स्वतंत्र होती हैं और ऊर्जा एकल कणों की ऊर्जाओं के योग से दी जाती है।

बदले में विनिमय भाग

\langle \Psi _{0}|G_{2}|\Psi _{0}\rangle ={\frac {1}{N!}}\langle \det\{\psi _{1}...\psi _{N}\}|G_{2}|\det\{\psi _{1}...\psi _{N}\}\rangle =\langle \psi _{1}...\psi _{N}|G_{2}|\det\{\psi _{1}...\psi _{N}\}\rangle

यदि हम किसी विनिमय शब्द की क्रिया को देखते हैं तो यह केवल तरंग फलन का आदान-प्रदान करेगा

\langle \psi _{1}(r_{1},\sigma _{1})...\psi _{N}(r_{N},\sigma _{N})|{\frac {e^{2}}{r_{12}}}|\mathrm {det} \{\psi _{1}(r_{1},\sigma _{1})...\psi _{N}(r_{N},\sigma _{N})\}\rangle =\langle \psi _{1}\psi _{2}|{\frac {e^{2}}{r_{12}}}|\psi _{1}\psi _{2}\rangle -\langle \psi _{1}\psi _{2}|{\frac {e^{2}}{r_{12}}}|\psi _{2}\psi _{1}\rangle

और अंत में

\langle \Psi _{0}|G_{2}|\Psi _{0}\rangle ={\frac {1}{2}}\sum _{ij}\left[\langle \psi _{i}\psi _{j}|{\frac {e^{2}}{r_{ij}}}|\psi _{i}\psi _{j}\rangle -\langle \psi _{i}\psi _{j}|{\frac {e^{2}}{r_{ij}}}|\psi _{j}\psi _{i}\rangle \right]

जो इसके बजाय एक मिश्रण शब्द है, पहले योगदान को "कूलम्ब" शब्द कहा जाता है और दूसरा "विनिमय" शब्द है जिसे

{\textstyle \sum _{ij}}

या

{\textstyle \sum _{i\neq j}}

का उपयोग करके लिखा जा सकता है, चूंकि कूलम्ब और विनिमय योगदान एक दूसरे को

i=j

के लिए बिल्कुल रद्द करते हैं।

यह स्पष्ट रूप से ध्यान करना महत्वपूर्ण है कि इलेक्ट्रॉन-इलेक्ट्रॉन प्रतिकर्षण ऊर्जा $\langle \Psi _{0}|G_{2}|\Psi _{0}\rangle$ चक्रण कक्षीय के असममित उत्पाद पर समान चक्रण कक्षीय के साधारण हार्ट्री उत्पाद पर इलेक्ट्रॉन-इलेक्ट्रॉन प्रतिकारक ऊर्जा से हमेशा कम होता है .

अंतर को स्व-बातचीत शर्तों के बिना दाएं हाथ की ओर दूसरे पद $i=j$ द्वारा दर्शाया गया है। चूंकि विनिमय बायइलेक्ट्रॉनिक अविभाज्य धनात्मक मात्राएं हैं, केवल समानांतर चक्रण वाले चक्रण कक्षीय के लिए शून्य से अलग, हम ऊर्जा में कमी को भौतिक तथ्य से जोड़ते हैं कि समानांतर चक्रण वाले इलेक्ट्रॉनों को स्लेटर निर्धारक अवस्थाओं में वास्तविक स्थान से अलग रखा जाता है।

एक अनुमान के रूप में

अधिकांश फ़र्मोनिक तरंगों को स्लेटर निर्धारक के रूप में नहीं दर्शाया जा सकता है। किसी दिए गए फ़र्मोनिक तरंग फलन के लिए सबसे अच्छा स्लेटर सन्निकटन को एक के रूप में परिभाषित किया जा सकता है जो स्लेटर निर्धारक और लक्ष्य तरंग फलन के बीच अतिव्यापन को अधिकतम करता है।^[7] अधिक से अधिक अतिव्याप्ति फरमिओन्स के बीच उलझाव का ज्यामितीय माप है।

हार्ट्री-फॉक सिद्धांत में इलेक्ट्रॉनिक तरंग फलन के सन्निकटन के रूप में एकल स्लेटर निर्धारक का उपयोग किया जाता है। अधिक सटीक सिद्धांतों (जैसे विन्यास अन्योन्यक्रिया और एमसीएससीएफ) में, स्लेटर निर्धारकों का रैखिक संयोजन आवश्यक है।

चर्चा

शब्द "डेटर" का प्रस्ताव एसएफ बॉयज़ द्वारा ऑर्थोनॉर्मल कक्षीय के स्लेटर निर्धारक के संदर्भ में दिया गया था,^[8] लेकिन इस शब्द का प्रयोग शायद ही कभी किया जाता है।

पाउली बहिष्करण सिद्धांत के अधीन होने वाले फ़र्मियन के विपरीत, दो या दो से अधिक बोसोन एक ही कण-कण क्वांटम अवस्था को अधिकृत कर सकते हैं। समान बोसोन की प्रणालियों का वर्णन करने वाले तरंग फलन कणों के आदान-प्रदान के तहत सममित होते हैं और स्थायी के रूप में विस्तारित किए जा सकते हैं।

यह भी देखें

प्रतिभार
परमाणु कक्षीय
फॉक स्पेस
क्वांटम इलेक्ट्रोडायनामिक्स
क्वांटम यांत्रिकी
भौतिक रसायन
हुंड का नियम
हार्ट्री-फॉक विधि

संदर्भ

↑ ^1.0 ^1.1 Molecular Quantum Mechanics Parts I and II: An Introduction to QUANTUM CHEMISTRY (Volume 1), P. W. Atkins, Oxford University Press, 1977, ISBN 0-19-855129-0.
↑ Slater, J. (1929). "कॉम्प्लेक्स स्पेक्ट्रा का सिद्धांत". Physical Review. 34 (2): 1293–1322. Bibcode:1929PhRv...34.1293S. doi:10.1103/PhysRev.34.1293.
↑ Heisenberg, W. (1926). "Mehrkörperproblem und Resonanz in der Quantenmechanik". Zeitschrift für Physik. 38 (6–7): 411–426. Bibcode:1926ZPhy...38..411H. doi:10.1007/BF01397160. S2CID 186238286.
↑ Dirac, P. A. M. (1926). "क्वांटम यांत्रिकी के सिद्धांत पर". Proceedings of the Royal Society A. 112 (762): 661–677. Bibcode:1926RSPSA.112..661D. doi:10.1098/rspa.1926.0133.
↑ Szabo, A.; Ostlund, N. S. (1996). Modern Quantum Chemistry. Mineola, New York: Dover Publishing. ISBN 0-486-69186-1.
↑ Solid State Physics - Grosso Parravicini - 2nd edition pp.140-143
↑ Zhang, J. M.; Kollar, Marcus (2014). "एक N-फर्मियन वेव फंक्शन का ऑप्टिमल मल्टीकॉन्फ़िगरेशन सन्निकटन". Physical Review A. 89 (1): 012504. arXiv:1309.1848. Bibcode:2014PhRvA..89a2504Z. doi:10.1103/PhysRevA.89.012504. S2CID 17241999.
↑ Boys, S. F. (1950). "इलेक्ट्रॉनिक तरंग कार्य I. किसी भी आणविक प्रणाली की स्थिर अवस्थाओं के लिए गणना की एक सामान्य विधि". Proceedings of the Royal Society. A200 (1063): 542. Bibcode:1950RSPSA.200..542B. doi:10.1098/rspa.1950.0036. S2CID 122709395.

बाहरी संबंध

Many-Electron States in E. Pavarini, E. Koch, and U. Schollwöck: Emergent Phenomena in Correlated Matter, Jülich 2013, ISBN 978-3-89336-884-6

[Atkins-1] 1.0 ^1.1 Molecular Quantum Mechanics Parts I and II: An Introduction to QUANTUM CHEMISTRY (Volume 1), P. W. Atkins, Oxford University Press, 1977, ISBN 0-19-855129-0.

[2] Slater, J. (1929). "कॉम्प्लेक्स स्पेक्ट्रा का सिद्धांत". Physical Review. 34 (2): 1293–1322. Bibcode:1929PhRv...34.1293S. doi:10.1103/PhysRev.34.1293.

[3] Heisenberg, W. (1926). "Mehrkörperproblem und Resonanz in der Quantenmechanik". Zeitschrift für Physik. 38 (6–7): 411–426. Bibcode:1926ZPhy...38..411H. doi:10.1007/BF01397160. S2CID 186238286.

[4] Dirac, P. A. M. (1926). "क्वांटम यांत्रिकी के सिद्धांत पर". Proceedings of the Royal Society A. 112 (762): 661–677. Bibcode:1926RSPSA.112..661D. doi:10.1098/rspa.1926.0133.

[Szabo-5] Szabo, A.; Ostlund, N. S. (1996). Modern Quantum Chemistry. Mineola, New York: Dover Publishing. ISBN 0-486-69186-1.

[ReferenceA-6] Solid State Physics - Grosso Parravicini - 2nd edition pp.140-143

[7] Zhang, J. M.; Kollar, Marcus (2014). "एक N-फर्मियन वेव फंक्शन का ऑप्टिमल मल्टीकॉन्फ़िगरेशन सन्निकटन". Physical Review A. 89 (1): 012504. arXiv:1309.1848. Bibcode:2014PhRvA..89a2504Z. doi:10.1103/PhysRevA.89.012504. S2CID 17241999.

[8] Boys, S. F. (1950). "इलेक्ट्रॉनिक तरंग कार्य I. किसी भी आणविक प्रणाली की स्थिर अवस्थाओं के लिए गणना की एक सामान्य विधि". Proceedings of the Royal Society. A200 (1063): 542. Bibcode:1950RSPSA.200..542B. doi:10.1098/rspa.1950.0036. S2CID 122709395.

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 {{short description|Function that can be used to build the wave function of a multi-fermionic system}}
-[[क्वांटम यांत्रिकी]] में, एक स्लेटर निर्धारक एक अभिव्यक्ति है जो बहु-फर्मियोनिक प्रणाली के तरंग कार्य का वर्णन करता है। यह दो इलेक्ट्रॉनों (या अन्य [[फर्मियन]]) के आदान-प्रदान पर [[प्लस और माइनस संकेत]]ों को बदलकर [[तिरछा-सममित मैट्रिक्स]] | विरोधी-समरूपता आवश्यकताओं और फलस्वरूप [[पाउली सिद्धांत]] को संतुष्ट करता है।<ref name="Atkins">Molecular Quantum Mechanics Parts I and II: An Introduction to QUANTUM CHEMISTRY (Volume 1), P. W. Atkins, Oxford University Press, 1977, {{ISBN|0-19-855129-0}}.</ref> सभी संभव फर्मीओनिक तरंग कार्यों का केवल एक छोटा उपसमुच्चय एकल स्लेटर निर्धारक के रूप में लिखा जा सकता है, लेकिन वे अपनी सादगी के कारण एक महत्वपूर्ण और उपयोगी उपसमुच्चय बनाते हैं।
+[[क्वांटम यांत्रिकी]] में, '''स्लेटर निर्धारक''' एक अभिव्यक्ति है जो एक बहु-फर्मियोनिक प्रणाली के तरंग फलन का वर्णन करता है। यह दो इलेक्ट्रॉनों (या अन्य फ़र्मियन) के आदान-प्रदान पर संकेत को बदलकर और इसके परिणामस्वरूप [[पाउली सिद्धांत]] को बदलकर विरोधी समरूपता आवश्यकताओं को पूरा करता है।<ref name="Atkins">Molecular Quantum Mechanics Parts I and II: An Introduction to QUANTUM CHEMISTRY (Volume 1), P. W. Atkins, Oxford University Press, 1977, {{ISBN|0-19-855129-0}}.</ref> सभी संभव फर्मीओनिक तरंग फलनों का केवल एक छोटा सा उपसमुच्चय एकल स्लेटर निर्धारक के रूप में लिखा जा सकता है, लेकिन अपनी सरलता के कारण वे एक महत्वपूर्ण और उपयोगी उपसमूह बनाते हैं।
-स्लेटर निर्धारक इलेक्ट्रॉनों के एक संग्रह के लिए एक तरंग फ़ंक्शन के विचार से उत्पन्न होता है, प्रत्येक एक तरंग फ़ंक्शन के साथ होता है जिसे [[ स्पिन कक्षीय ]] के रूप में जाना जाता है। <math>\chi(\mathbf{x})</math>, कहाँ <math>\mathbf{x}</math> एकल इलेक्ट्रॉन की स्थिति और स्पिन को दर्शाता है। एक ही स्पिन ऑर्बिटल के साथ दो इलेक्ट्रॉनों वाला स्लेटर निर्धारक एक तरंग फ़ंक्शन के अनुरूप होगा जो हर जगह शून्य है।
+स्लेटर निर्धारक इलेक्ट्रॉनों के संग्रह के लिए एक तरंग फलन के विचार से उत्पन्न होता है, प्रत्येक चक्रण कक्षीय <math>\chi(\mathbf{x})</math> के रूप में जाना जाने वाला तरंग फलन होता है, जहां <math>\mathbf{x}</math> एक इलेक्ट्रॉन की स्थिति और चक्रण को दर्शाता है। एक ही चक्रण कक्षीय के साथ दो इलेक्ट्रॉनों वाला एक स्लेटर निर्धारक एक तरंग फलन के अनुरूप होगा जो हर जगह शून्य है।
-स्लेटर निर्धारक का नाम जॉन सी. स्लेटर के नाम पर रखा गया है, जिन्होंने 1929 में कई-इलेक्ट्रॉन वेव फ़ंक्शन की एंटीसिमेट्री सुनिश्चित करने के साधन के रूप में निर्धारक को पेश किया था,<ref>{{cite journal |last1=Slater |first1=J. |title=कॉम्प्लेक्स स्पेक्ट्रा का सिद्धांत|journal=Physical Review |volume=34 |issue=2 |pages=1293–1322 |year=1929  |doi=10.1103/PhysRev.34.1293 |bibcode = 1929PhRv...34.1293S }}</ref> हालांकि निर्धारक रूप में तरंग फलन पहली बार हाइजेनबर्ग में स्वतंत्र रूप से प्रकट हुआ<ref>{{cite journal |last1 = Heisenberg |first1 = W. |title = Mehrkörperproblem und Resonanz in der Quantenmechanik |journal = Zeitschrift für Physik |year = 1926 |volume = 38 |issue = 6–7 |pages = 411–426 |doi= 10.1007/BF01397160 |bibcode = 1926ZPhy...38..411H |s2cid = 186238286 }}</ref> और डिराक के<ref>{{cite journal |last1 = Dirac |first1 = P. A. M. |title = क्वांटम यांत्रिकी के सिद्धांत पर|journal = Proceedings of the Royal Society A |year = 1926 |volume = 112 |issue = 762 |pages = 661–677 |doi= 10.1098/rspa.1926.0133 |bibcode = 1926RSPSA.112..661D |doi-access = free }}</ref> लेख तीन साल पहले।
+स्लेटर निर्धारक का नाम जॉन सी. स्लेटर के नाम पर रखा गया है, जिन्होंने 1929 में निर्धारक को कई-इलेक्ट्रॉन तरंग कार्यों की विषमता सुनिश्चित करने के साधन के रूप में प्रस्तुत किया था,<ref>{{cite journal |last1=Slater |first1=J. |title=कॉम्प्लेक्स स्पेक्ट्रा का सिद्धांत|journal=Physical Review |volume=34 |issue=2 |pages=1293–1322 |year=1929  |doi=10.1103/PhysRev.34.1293 |bibcode = 1929PhRv...34.1293S }}</ref> हालांकि तरंग फलन को पहले निर्धारक रूप में वर्णित किया गया था, हाइजेनबर्ग <ref>{{cite journal |last1 = Heisenberg |first1 = W. |title = Mehrkörperproblem und Resonanz in der Quantenmechanik |journal = Zeitschrift für Physik |year = 1926 |volume = 38 |issue = 6–7 |pages = 411–426 |doi= 10.1007/BF01397160 |bibcode = 1926ZPhy...38..411H |s2cid = 186238286 }}</ref> और डिराक <ref>{{cite journal |last1 = Dirac |first1 = P. A. M. |title = क्वांटम यांत्रिकी के सिद्धांत पर|journal = Proceedings of the Royal Society A |year = 1926 |volume = 112 |issue = 762 |pages = 661–677 |doi= 10.1098/rspa.1926.0133 |bibcode = 1926RSPSA.112..661D |doi-access = free }}</ref> के लेखों में तीन साल पहले स्वतंत्र रूप से उपयोग किया गया था।
 == परिभाषा ==
-=== दो-कण का मामला ===
+=== दो-कण का स्थिति ===
-बहु-कण प्रणाली के तरंग फ़ंक्शन का अनुमान लगाने का सबसे आसान तरीका अलग-अलग कणों के ठीक से चुने गए [[ऑर्थोगोनलिटी (क्वांटम यांत्रिकी)]] तरंग कार्यों के उत्पाद को लेना है। निर्देशांक के साथ दो-कण मामले के लिए <math>\mathbf{x}_1</math> और <math>\mathbf{x}_2</math>, अपने पास
+बहु-कण प्रणाली के तरंग फलन का अनुमान लगाने का सबसे आसान तरीका अलग-अलग कणों के उचित रूप से चुने गए [[ऑर्थोगोनलिटी (क्वांटम यांत्रिकी)|लंबकोणीय]] तरंग फलन के उत्पाद को लेना है। निर्देशांक <math>\mathbf{x}_1</math>और <math>\mathbf{x}_2</math> वाले दो-कणों वाले स्थिति के लिए, हमारे पास है
 :<math>
 \Psi(\mathbf{x}_1, \mathbf{x}_2) = \chi_1(\mathbf{x}_1) \chi_2(\mathbf{x}_2).
 </math>
-इस अभिव्यक्ति का उपयोग हार्ट्री-फॉक पद्धति #संक्षिप्त इतिहास में कई-कण तरंग समारोह के लिए एक [[ansatz]] के रूप में किया जाता है और इसे [[हार्ट्री उत्पाद]] के रूप में जाना जाता है। हालांकि, यह [[fermions]] के लिए संतोषजनक नहीं है क्योंकि उपरोक्त तरंग कार्य किसी भी दो fermions के आदान-प्रदान के तहत एंटीसिमेट्रिक नहीं है, जैसा कि पाउली बहिष्करण सिद्धांत के अनुसार होना चाहिए। एक एंटीसिमेट्रिक वेव फ़ंक्शन को गणितीय रूप से निम्नानुसार वर्णित किया जा सकता है:
+इस अभिव्यक्ति का उपयोग हार्ट्री पद्धति में कई-कण तरंग फलन के लिए [[ansatz]] (अंसतज़) के रूप में किया जाता है और इसे [[हार्ट्री उत्पाद]] के रूप में जाना जाता है। हालांकि, यह फरमिओन्स के लिए समाधानप्रद नहीं है क्योंकि उपरोक्त तरंग फलन किसी भी दो फरमिओन्स के आदान-प्रदान के तहत प्रतिसममित नहीं है, जैसा कि पाउली अपवर्जन सिद्धांत के अनुसार होना चाहिए। प्रतिसममित तरंग फलन को गणितीय रूप से इस प्रकार वर्णित किया जा सकता है:
 :<math>
 \Psi(\mathbf{x}_1, \mathbf{x}_2) = -\Psi(\mathbf{x}_2, \mathbf{x}_1).
 </math>
-यह हार्ट्री उत्पाद के लिए सही नहीं है, इसलिए यह पाउली सिद्धांत को संतुष्ट नहीं करता है। दोनों हार्ट्री उत्पादों का एक [[रैखिक संयोजन]] लेकर इस समस्या को दूर किया जा सकता है:
+यह हार्ट्री उत्पाद के लिए मान्य नहीं है, जो इसलिए पाउली सिद्धांत को संतुष्ट नहीं करता है। दो हार्ट्री उत्पादों के [[रैखिक संयोजन]] से इस समस्या को दूर किया जा सकता है:
 :<math>
@@ Line 28: / Line 28: @@
 \end{aligned}
 </math>
-जहां गुणांक [[सामान्यीकरण कारक]] है। यह वेव फंक्शन अब एंटीसिमेट्रिक है और अब फ़र्मियन के बीच अंतर नहीं करता है (अर्थात, कोई विशिष्ट कण के लिए एक क्रमिक संख्या का संकेत नहीं दे सकता है, और दिए गए सूचकांक विनिमेय हैं)। इसके अलावा, यह भी शून्य हो जाता है यदि दो फ़र्मियन के दो स्पिन ऑर्बिटल्स समान हैं। यह पाउली अपवर्जन सिद्धांत को संतुष्ट करने के बराबर है।
+जहां गुणांक [[सामान्यीकरण कारक|सामान्यीकरण]] का [[सामान्यीकरण कारक|कारक]] है। यह तरंग फलन अब प्रतिसममित है और अब फ़र्मियन के बीच अंतर नहीं करता है (अर्थात, कोई एक विशिष्ट कण के लिए एक क्रमिक संख्या का संकेत नहीं दे सकता है, और दिए गए सूचकांक परस्पर विनिमय करने योग्य हैं)। इसके अतिरिक्त, यह भी शून्य हो जाता है यदि दो फर्मों के दो चक्रण कक्षीय समान हों। यह पाउली के बहिष्करण सिद्धांत को संतुष्ट करने के बराबर है।
-=== बहु-कण मामला ===
+=== बहु-कण स्थिति ===
-निर्धारक के रूप में लिखकर अभिव्यक्ति को किसी भी संख्या में fermions के लिए सामान्यीकृत किया जा सकता है। एन-इलेक्ट्रॉन प्रणाली के लिए, स्लेटर निर्धारक को इस रूप में परिभाषित किया गया है<ref name="Atkins" /><ref name="Szabo">{{cite book
+व्यंजक को निर्धारक के रूप में लिखकर किसी भी संख्या में फ़र्मियन के लिए सामान्यीकृत किया जा सकता है। ''N''-इलेक्ट्रॉन प्रणाली के लिए, स्लेटर निर्धारक को इस रूप में परिभाषित किया जाता है।<ref name="Atkins" /><ref name="Szabo">{{cite book
    | last1 = Szabo
    | first1 = A.
@@ Line 52: / Line 52: @@
 \end{aligned}
 </math>
-जहां अंतिम दो अभिव्यक्तियाँ स्लेटर निर्धारकों के लिए एक आशुलिपि का उपयोग करती हैं: सामान्यीकरण स्थिरांक संख्या N को ध्यान में रखते हुए निहित होता है, और केवल एक-कण वेवफंक्शन (प्रथम आशुलिपि) या फ़र्मियन निर्देशांक (दूसरा आशुलिपि) के सूचकांक नीचे लिखे जाते हैं। छोड़े गए सभी लेबल आरोही क्रम में व्यवहार करने के लिए निहित हैं। दो-कण मामले के लिए हार्ट्री उत्पादों का रैखिक संयोजन एन = 2 के लिए स्लेटर निर्धारक के समान है। स्लेटर निर्धारकों का उपयोग शुरुआत में एक एंटीसिमेट्रिज्ड फ़ंक्शन सुनिश्चित करता है। उसी तरह, स्लेटर निर्धारकों का उपयोग पाउली सिद्धांत के अनुरूप सुनिश्चित करता है। वास्तव में, सेट होने पर स्लेटर निर्धारक गायब हो जाता है  <math>\{\chi_i\}</math> रैखिक रूप से आश्रित है। विशेष रूप से, यह तब होता है जब दो (या अधिक) चक्रण कक्षक समान होते हैं। रसायन विज्ञान में इस तथ्य को यह कहते हुए व्यक्त किया जाता है कि एक ही स्पिन के साथ कोई भी दो इलेक्ट्रॉन एक ही स्थानिक कक्षीय पर कब्जा नहीं कर सकते हैं।
+जहां अंतिम दो अभिव्यक्तियां स्लेटर निर्धारकों के लिए एक आशुलिपि (शॉर्टहैंड) का उपयोग करती हैं: सामान्यीकरण स्थिरांक संख्या N को ध्यान में रखते हुए निहित होता है, और केवल एक-कण तरंग फलन (प्रथम आशुलिपि) या फ़र्मियन निर्देशांक (दूसरा आशुलिपि) के लिए सूचकांक नीचे लिखे जाते हैं। सभी छोड़े गए लेबल आरोही क्रम में व्यवहार करने के लिए निहित हैं। दो-कण वाले स्थिति के लिए हार्ट्री उत्पादों का रैखिक संयोजन N = 2 के लिए स्लेटर निर्धारक के समान है। स्लेटर निर्धारकों का उपयोग प्रारम्भ में असममित फलन सुनिश्चित करता है। उसी तरह, स्लेटर निर्धारकों का उपयोग पाउली सिद्धांत के अनुरूप होना सुनिश्चित करता है। दरअसल, स्लेटर निर्धारक गायब हो जाता है यदि समुच्चय <math>\{\chi_i\}</math> रेखीय रूप से निर्भर है। विशेष रूप से, यह स्थिति तब होती है जब दो (या अधिक) चक्रण कक्षीय समान होते हैं। रसायन विज्ञान में इस तथ्य को यह कहते हुए व्यक्त किया जाता है कि एक ही चक्रण के साथ कोई भी दो इलेक्ट्रॉन एक ही स्थानिक कक्षा में नहीं रह सकते हैं।
-== उदाहरण: कई इलेक्ट्रॉन समस्या में मैट्रिक्स तत्व ==
+== उदाहरण: कई इलेक्ट्रॉन समस्या में आव्यूह अवयव ==
-स्लेटर निर्धारक के कई गुण एक गैर-सापेक्षवादी कई इलेक्ट्रॉन समस्या में एक उदाहरण के साथ जीवन में आते हैं।<ref name="ReferenceA">Solid State Physics - Grosso Parravicini - 2nd edition pp.140-143</ref>
+स्लेटर निर्धारक के कई गुण एक गैर-सापेक्षवादी कई इलेक्ट्रॉन समस्या में उदाहरणों के साथ जीवित हैं।<ref name="ReferenceA">Solid State Physics - Grosso Parravicini - 2nd edition pp.140-143</ref>
-* हैमिल्टनियन का एक कण शब्द उसी तरह से योगदान देगा जैसे साधारण हार्ट्री उत्पाद के लिए, अर्थात् ऊर्जा का योग है और राज्य स्वतंत्र हैं
-* हैमिल्टनियन के बहु-कण शब्द, यानी विनिमय की शर्तें, स्वदेशी की ऊर्जा को कम करने का परिचय देंगी
+* ''हैमिल्टनियन का एक कण शब्द उसी तरह से योगदान देगा जैसे कि साधारण हार्ट्री उत्पाद के लिए, अर्थात् ऊर्जा का योग है और अवस्था स्वतंत्र हैं।''
+* ''हैमिल्टनियन के बहु-कण शब्द, यानी विनिमय की शर्तें, आइजेनस्टेट्स की ऊर्जा को कम करने का परिचय देंगी।''
+हैमिल्टनियन से प्रारम्भ करना:<math display="block">\hat{H}_\text{tot} = \sum_i \frac{\mathbf{p}^2_i}{2 m} + \sum_I \frac{\mathbf{P}^2_I}{2 M_I} + \sum_i V_\text{nucl}(\mathbf{r_i}) + \frac{1}{2}\sum_{i \ne j} \frac{e^2}{|\mathbf{r}_i-\mathbf{r}_j|} + \frac{1}{2}\sum_{I \ne J} \frac{Z_I Z_J e^2}{|\mathbf{R}_I-\mathbf{R}_J|}</math>जहाँ <math>\mathbf{r}_i</math> इलेक्ट्रॉन हैं और <math>\mathbf{R}_I</math> नाभिक हैं और
-हैमिल्टनियन से शुरू करना:
-<math display="block">\hat{H}_\text{tot} = \sum_i \frac{\mathbf{p}^2_i}{2 m} + \sum_I \frac{\mathbf{P}^2_I}{2 M_I} + \sum_i V_\text{nucl}(\mathbf{r_i}) + \frac{1}{2}\sum_{i \ne j} \frac{e^2}{|\mathbf{r}_i-\mathbf{r}_j|} + \frac{1}{2}\sum_{I \ne J} \frac{Z_I Z_J e^2}{|\mathbf{R}_I-\mathbf{R}_J|}</math>
-कहाँ <math>\mathbf{r}_i</math> इलेक्ट्रॉन हैं और <math>\mathbf{R}_I</math>नाभिक हैं और
 : <math>V_\text{nucl}(\mathbf{r})= - \sum_I \frac{Z_I e^2}{|\mathbf{r}-\mathbf{R}_I|}</math>
-सादगी के लिए हम एक स्थिति में नाभिक को संतुलन में जमा देते हैं और हम एक सरल हैमिल्टनियन के साथ रहते हैं
+सरलता के लिए हम नाभिक को संतुलन की एक अवस्था में स्थिर कर देते हैं और हमारे पास सरल हैमिल्टनियन रह जाता है
 : <math>\hat{H}_e = \sum^N_i \hat{h}(\mathbf{r}_i) + \frac{1}{2}\sum^N_{i \ne j} \frac{e^2}{r_{ij}} </math>
-कहाँ
+जहाँ
 : <math>\hat{h}(\mathbf{r}) = \frac{\hat{\mathbf{p}}^2}{2m} + V_\text{nucl}(\mathbf{r})</math>
-और जहां हम हैमिल्टनियन में शर्तों के पहले सेट के बीच अंतर करेंगे <math>\hat{G}_1</math> (1 कण शर्तें)
+और जहां हम हैमिल्टनियन में परिस्थितियों के पहले समुच्चय के बीच <math>\hat{G}_1</math> के रूप में अंतर करेंगे ("1" कण शब्द) और अंतिम शब्द <math>\hat{G}_2</math> जो "2" कण शब्द या विनिमय अवधि है
-और अंतिम कार्यकाल <math>\hat{G}_2</math> जो 2 कण शब्द या विनिमय शब्द है
 : <math>\hat{G}_1 =\sum^N_i \hat{h}(\mathbf{r}_i) </math>
 : <math>\hat{G}_2 =\frac{1}{2} \sum^N_{i \ne j} \frac{e^2}{r_{ij}}</math>
-दो भागों अलग तरह से व्यवहार करेंगे जब उन्हें स्लेटर निर्धारक तरंग समारोह के साथ बातचीत करनी होगी। हम अपेक्षा मूल्यों की गणना करना शुरू करते हैं
+स्लेटर नियतात्मक तरंग फलन के साथ परस्पर प्रभाव करने पर दो भाग अलग तरह से व्यवहार करेंगे। हम अपेक्षा मूल्यों की गणना करना प्रारम्भ करते हैं
 : <math>\langle\Psi_0 |G_1 | \Psi_0\rangle = \frac{1}{N!}\langle \det\{\psi_1 ... \psi_N\}|G_1|\det\{\psi_1 ... \psi_N\}\rangle</math>
-ऊपर दिए गए व्यंजक में, हम केवल सारणिक में समान क्रमचय का चयन कर सकते हैं
+उपरोक्त अभिव्यक्ति में, हम बाईं ओर में निर्धारक में समान क्रमचय का चयन कर सकते हैं, क्योंकि अन्य सभी N! − 1 क्रमचय वही परिणाम देगा जो चयनित है। हम इस प्रकार N! को प्रतिच्छेद कर सकते हैं
-बाएं हिस्से में, चूंकि अन्य सभी N! − 1 क्रमचय वही परिणाम देगा जो
-चयनित एक। हम इस प्रकार एन रद्द कर सकते हैं! भाजक पर
 : <math>\langle\Psi_0 |G_1 | \Psi_0\rangle = \langle\psi_1 ... \psi_N|G_1|\det\{\psi_1 ... \psi_N\}\rangle</math>
-स्पिन-ऑर्बिटल्स की ऑर्थोनॉर्मलिटी के कारण यह भी स्पष्ट है कि केवल समान
+चक्रण कक्षीय की ऑर्थोनॉर्मलिटी के कारण यह भी स्पष्ट है कि ऊपर दिए गए समान आव्यूह तत्व के दाईं ओर केवल निर्धारक ही क्रमचय से बचे रहते हैं
-उपरोक्त मैट्रिक्स तत्व के दाहिने भाग पर निर्धारक में क्रमचय जीवित रहता है
 : <math>\langle\Psi_0 |G_1 | \Psi_0\rangle = \langle\psi_1 ... \psi_N|G_1|\psi_1 ... \psi_N\rangle</math>
-इस परिणाम से पता चलता है कि उत्पाद के प्रति-सममितीकरण का एक कण की शर्तों के लिए कोई प्रभाव नहीं पड़ता है और यह वैसा ही व्यवहार करता है जैसा कि साधारण हार्ट्री उत्पाद के मामले में होता है।
+इस परिणाम से पता चलता है कि उत्पाद के प्रति-समरूपता का एकल कण शब्दों के लिए कोई निहितार्थ नहीं है और सामान्य हार्ट्री उत्पाद के स्थिति में व्यवहार करता है।
-और अंत में हम एक कण हैमिल्टनियन पर निशान के साथ बने रहते हैं
+और अंत में हम एकल कण हैमिल्टनियन पर प्रतिपादक के साथ रह गए हैं
 : <math>\langle\Psi_0 |G_1 | \Psi_0\rangle = \sum_i \langle\psi_i|h|\psi_i\rangle</math>
-जो हमें बताता है कि एक कण की सीमा तक इलेक्ट्रॉनों के तरंग कार्य एक दूसरे से स्वतंत्र होते हैं और ऊर्जा एकल कणों की ऊर्जाओं के योग द्वारा दी जाती है।
+जो हमें बताता है कि एक कण की सीमा तक इलेक्ट्रॉनों की तरंग क्रियाएं एक दूसरे से स्वतंत्र होती हैं और ऊर्जा एकल कणों की ऊर्जाओं के योग से दी जाती है।
-बदले में विनिमय भाग के लिए
+बदले में विनिमय भाग
 : <math>\langle\Psi_0 |G_2 | \Psi_0\rangle = \frac{1}{N!}\langle\det\{\psi_1 ... \psi_N\}|G_2|\det\{\psi_1 ... \psi_N\}\rangle = \langle\psi_1 ... \psi_N|G_2|\det\{\psi_1 ... \psi_N\}\rangle</math>
-यदि हम एक एक्सचेंज शब्द की क्रिया देखते हैं तो यह केवल एक्सचेंज किए गए वेवफंक्शन का चयन करेगा
+यदि हम किसी विनिमय शब्द की क्रिया को देखते हैं तो यह केवल तरंग फलन का आदान-प्रदान करेगा
 : <math> \langle\psi_1(r_1,\sigma_1) ... \psi_N(r_N, \sigma_N) |\frac{e^2}{r_{12}}|\mathrm{det}\{\psi_1(r_1,\sigma_1) ... \psi_N(r_N,\sigma_N)\}\rangle= \langle\psi_1\psi_2|\frac{e^2}{r_{12}}|\psi_1\psi_2\rangle - \langle\psi_1\psi_2|\frac{e^2}{r_{12}}|\psi_2\psi_1\rangle</math>
-और अंत में
+और अंत में<math display="block">\langle\Psi_0 |G_2 | \Psi_0\rangle = \frac{1}{2}\sum_{ij}\left[ \langle\psi_i \psi_j | \frac{e^2}{r_{ij}} |
-<math display="block">\langle\Psi_0 |G_2 | \Psi_0\rangle = \frac{1}{2}\sum_{ij}\left[ \langle\psi_i \psi_j | \frac{e^2}{r_{ij}} |
 \psi_i \psi_j \rangle - \langle\psi_i \psi_j | \frac{e^2}{r_{ij}} |
-\psi_j \psi_i \rangle \right] </math>
+\psi_j \psi_i \rangle \right] </math>जो इसके बजाय एक मिश्रण शब्द है, पहले योगदान को "कूलम्ब" शब्द कहा जाता है और दूसरा "विनिमय" शब्द है जिसे <math display="inline">\sum_{ij}</math> या <math display="inline">\sum_{i\ne j}</math> का उपयोग करके लिखा जा सकता है, चूंकि कूलम्ब और विनिमय योगदान एक दूसरे को <math>i = j</math> के लिए बिल्कुल रद्द करते हैं।
-जो इसके बजाय एक मिश्रण शब्द है, पहले योगदान को कूलम्ब शब्द कहा जाता है और दूसरा विनिमय शब्द है जिसे प्रयोग करके लिखा जा सकता है <math display="inline">\sum_{ij}</math> या <math display="inline">\sum_{i\ne j}</math>, चूंकि कूलम्ब और विनिमय योगदान बिल्कुल एक दूसरे को रद्द करते हैं <math>i = j</math>.
-यह स्पष्ट रूप से नोटिस करना महत्वपूर्ण है कि इलेक्ट्रॉन-इलेक्ट्रॉन प्रतिकारक ऊर्जा
-<math>\langle\Psi_0 |G_2 |\Psi_0\rangle</math> स्पिन-ऑर्बिटल्स के एंटीसिमेट्रिज्ड उत्पाद पर समान स्पिन-ऑर्बिटल्स के सरल हार्ट्री उत्पाद पर इलेक्ट्रॉन-इलेक्ट्रॉन प्रतिकारक ऊर्जा की तुलना में हमेशा कम होता है। अंतर को केवल स्व-सहभागिता की शर्तों के बिना दाईं ओर दूसरे पद द्वारा दर्शाया गया है <math>i = j</math>. विनिमय द्विइलेक्ट्रॉनिक के बाद से
-समाकल धनात्मक मात्राएँ हैं, केवल समांतर चक्रण वाले स्पिन-ऑर्बिटल्स के लिए शून्य से भिन्न, हम ऊर्जा में कमी को भौतिक तथ्य से जोड़ते हैं कि समानांतर चक्रण वाले इलेक्ट्रॉनों को स्लेटर निर्धारक अवस्थाओं में वास्तविक स्थान में अलग रखा जाता है।
-== सन्निकटन के रूप में ==
+यह स्पष्ट रूप से ध्यान करना महत्वपूर्ण है कि इलेक्ट्रॉन-इलेक्ट्रॉन प्रतिकर्षण ऊर्जा <math>\langle\Psi_0 |G_2 |\Psi_0\rangle</math> चक्रण कक्षीय के असममित उत्पाद पर समान चक्रण कक्षीय के साधारण हार्ट्री उत्पाद पर इलेक्ट्रॉन-इलेक्ट्रॉन प्रतिकारक ऊर्जा से हमेशा कम होता है .
-अधिकांश फ़र्मोनिक तरंगों को स्लेटर निर्धारक के रूप में प्रदर्शित नहीं किया जा सकता है। किसी दिए गए फ़र्मोनिक तरंग फ़ंक्शन के लिए सबसे अच्छा स्लेटर सन्निकटन को उस रूप में परिभाषित किया जा सकता है जो स्लेटर निर्धारक और लक्ष्य तरंग फ़ंक्शन के बीच [[कक्षीय ओवरलैप]] को अधिकतम करता है।<ref>{{ cite journal|doi=10.1103/PhysRevA.89.012504 | title=एक ''N''-फर्मियन वेव फंक्शन का ऑप्टिमल मल्टीकॉन्फ़िगरेशन सन्निकटन|first1=J. M. |last1=Zhang | first2 = Marcus | last2 = Kollar |page=012504 | volume=89 |year=2014 |journal= Physical Review A | issue=1 |arxiv = 1309.1848 |bibcode = 2014PhRvA..89a2504Z| s2cid=17241999 }}</ref> अधिकतम अतिव्याप्ति फ़र्मियों के बीच क्वांटम उलझाव का एक ज्यामितीय माप है।
+अंतर को स्व-बातचीत शर्तों के बिना दाएं हाथ की ओर दूसरे पद <math>i = j</math> द्वारा दर्शाया गया है। चूंकि विनिमय बायइलेक्ट्रॉनिक अविभाज्य धनात्मक मात्राएं हैं, केवल समानांतर चक्रण वाले चक्रण कक्षीय के लिए शून्य से अलग, हम ऊर्जा में कमी को भौतिक तथ्य से जोड़ते हैं कि समानांतर चक्रण वाले इलेक्ट्रॉनों को स्लेटर निर्धारक अवस्थाओं में वास्तविक स्थान से अलग रखा जाता है।
-हार्ट्री-फॉक विधि | हार्ट्री-फॉक सिद्धांत में इलेक्ट्रॉनिक वेवफंक्शन के सन्निकटन के रूप में एकल स्लेटर निर्धारक का उपयोग किया जाता है। अधिक सटीक सिद्धांतों (जैसे [[कॉन्फ़िगरेशन इंटरैक्शन]] और [[एमसीएससीएफ]]) में, स्लेटर निर्धारकों के एक रैखिक संयोजन की आवश्यकता होती है।
+== एक अनुमान के रूप में ==
+अधिकांश फ़र्मोनिक तरंगों को स्लेटर निर्धारक के रूप में नहीं दर्शाया जा सकता है। किसी दिए गए फ़र्मोनिक तरंग फलन के लिए सबसे अच्छा स्लेटर सन्निकटन को एक के रूप में परिभाषित किया जा सकता है जो स्लेटर निर्धारक और लक्ष्य तरंग फलन के बीच अतिव्यापन को अधिकतम करता है।<ref>{{ cite journal|doi=10.1103/PhysRevA.89.012504 | title=एक ''N''-फर्मियन वेव फंक्शन का ऑप्टिमल मल्टीकॉन्फ़िगरेशन सन्निकटन|first1=J. M. |last1=Zhang | first2 = Marcus | last2 = Kollar |page=012504 | volume=89 |year=2014 |journal= Physical Review A | issue=1 |arxiv = 1309.1848 |bibcode = 2014PhRvA..89a2504Z| s2cid=17241999 }}</ref> अधिक से अधिक अतिव्याप्ति फरमिओन्स के बीच उलझाव का ज्यामितीय माप है।
+हार्ट्री-फॉक सिद्धांत में इलेक्ट्रॉनिक तरंग फलन के सन्निकटन के रूप में एकल स्लेटर निर्धारक का उपयोग किया जाता है। अधिक सटीक सिद्धांतों (जैसे [[कॉन्फ़िगरेशन इंटरैक्शन|विन्यास अन्योन्यक्रिया]] और [[एमसीएससीएफ]]) में, स्लेटर निर्धारकों का रैखिक संयोजन आवश्यक है।
 == चर्चा ==
-डेटर शब्द का प्रस्ताव एस. फ्रांसिस बॉयज|एस. एफ। लड़के ऑर्थोनॉर्मल ऑर्बिटल्स के एक स्लेटर निर्धारक को संदर्भित करने के लिए,<ref>{{ cite journal| title=इलेक्ट्रॉनिक तरंग कार्य I. किसी भी आणविक प्रणाली की स्थिर अवस्थाओं के लिए गणना की एक सामान्य विधि|author-link=S. Francis Boys|first=S. F. |last=Boys|page=542| volume=A200 |year=1950|journal= Proceedings of the Royal Society|issue=1063|doi=10.1098/rspa.1950.0036|bibcode=1950RSPSA.200..542B|s2cid=122709395|url=http://elib.bsu.by/handle/123456789/154387}}</ref> लेकिन इस शब्द का प्रयोग कम ही किया जाता है।
+शब्द "'''डेटर'''" का प्रस्ताव एसएफ बॉयज़ द्वारा ऑर्थोनॉर्मल कक्षीय के स्लेटर निर्धारक के संदर्भ में दिया गया था,<ref>{{ cite journal| title=इलेक्ट्रॉनिक तरंग कार्य I. किसी भी आणविक प्रणाली की स्थिर अवस्थाओं के लिए गणना की एक सामान्य विधि|author-link=S. Francis Boys|first=S. F. |last=Boys|page=542| volume=A200 |year=1950|journal= Proceedings of the Royal Society|issue=1063|doi=10.1098/rspa.1950.0036|bibcode=1950RSPSA.200..542B|s2cid=122709395|url=http://elib.bsu.by/handle/123456789/154387}}</ref> लेकिन इस शब्द का प्रयोग शायद ही कभी किया जाता है।
-पाउली बहिष्करण सिद्धांत के अधीन होने वाले फ़र्मियन के विपरीत, दो या दो से अधिक बोसोन एक ही एकल-कण क्वांटम स्थिति पर कब्जा कर सकते हैं। समान बोसोन की प्रणालियों का वर्णन करने वाले वेवफंक्शन कणों के आदान-प्रदान के तहत सममित होते हैं और [[स्थायी (गणित)]] के संदर्भ में इसका विस्तार किया जा सकता है।
+पाउली बहिष्करण सिद्धांत के अधीन होने वाले फ़र्मियन के विपरीत, दो या दो से अधिक बोसोन एक ही कण-कण क्वांटम अवस्था को अधिकृत कर सकते हैं। समान बोसोन की प्रणालियों का वर्णन करने वाले तरंग फलन कणों के आदान-प्रदान के तहत सममित होते हैं और [[स्थायी (गणित)|स्थायी]] के रूप में विस्तारित किए जा सकते हैं।
 == यह भी देखें ==
@@ Line 119: / Line 115: @@
 * क्वांटम यांत्रिकी
 * [[भौतिक रसायन]]
-* हुंड का शासन
+* हुंड का नियम
 * हार्ट्री-फॉक विधि
@@ Line 128: / Line 124: @@
 ==बाहरी संबंध==
 * [http://www.cond-mat.de/events/correl13/manuscripts/koch.pdf Many-Electron States] in E.  Pavarini, E. Koch, and U. Schollwöck: Emergent Phenomena in Correlated Matter, Jülich 2013, {{ISBN|978-3-89336-884-6}}
-[[Category: क्वांटम यांत्रिकी]] [[Category: क्वांटम रसायन]] [[Category: सैद्धांतिक रसायन शास्त्र]] [[Category: कम्प्यूटेशनल रसायन विज्ञान]] [[Category: निर्धारकों]] [[Category: पाउली अपवर्जन सिद्धांत]]
-[[Category: Machine Translated Page]]
 [[Category:Created On 18/05/2023]]
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