势能：（1/rj）；平均势能：‘<1/rj>对j平均(3)则<1/rj>=f（1/rj）, dTj所以单电子i的Hamilton算符H, =—(1/2) V2-Z/r; +Zi>i<1/rj单电子i的Schrodinger方程为[(-1/2) V:2- Z/r; +Zi>i<1/ri>]; = E;4; (4)
势能 : （1/rij）；平均势能： <1/rij>对j平均 则 <1/rij> =∫ψj * （1/rij）ψj dτj （3） 所以单电子 i 的 Hamilton 算符 Ĥi ＝－（1/2）▽i 2 - Z/ri ＋Σi>j<1/rij> 单电子 i 的 Schrődinger 方程为 [(-1/2)▽i 2 - Z/ri ＋Σi>j<1/rij>]ψi = Eiψi (4)
但是在解方程时，又遇到了困难，因为要解出中i，必须先计算出平均势能<1/r>，而要算出平均势能，就必须先知道单电子j的波函数中：。这就意味着在解方程之前，先要知道方程的解为了解决这个矛盾，Hartree（哈特里）又提出：
但是在解方程时，又遇到了困难，因为要解出 ψi ，必须先计算出平均势能 <1/rij >，而要算出 平均势能，就必须先知道单电子 j 的波函数ψj 。这 就意味着在解方程之前，先要知道方程的解。 为了解决这个矛盾， Hartree (哈特里)又提出：
先假定一组零级近似波函数中，（0），即不考虑电子之间的相互作用，用（0）代入（3）式，求出平均势能<1/r>，再代入（4），解出一组(1)这时4(1)比4(0)更进了一步。然后用这一组4(1)作为一级近似波函数（(1)再解出平均势能<1/r>再代入（4）式，又解出
先假定一组零级近似波函数ψj （0），即不考虑 电子之间的相互作用，用ψj （0）代入（3）式，求出 平均势能 <1/rij>，再代入（4），解出一组ψi(1) 这时ψi(1)比ψj(0)更进了一步。 然后用这一组ψi(1)作为一级近似波函数ψj(1) ， 再解出平均势能 <1/rij> 再代入（4）式 ，又解出
一组(2)；再将这一组(2)作为二级近似波函数4(2)，求出平均势能<1/rj>，再由（4）式解出一组更新的波函数出，（3）；...等等。如此循环重复计算，直至所得的一组波函数（n）与上一组(n-1)基本相同。中这组波函数就是接近于真实解的近似解
一组ψi(2)；再将这一组ψi(2)作为二级近似波函 数ψj(2)，求出平均势能 <1/rij>，再由（4）式 解出一组更新的波函数ψi （3）；.等等。如此循环 重复计算，直至所得的一组波函数ψi （n）与上一组 ψi （n-1）基本相同。 这组波函数就是接近于真实解的近似解
体系的波函数=12.. n==1"这种求解过程称为自洽场法，得到的波函数中，称为自洽场轨道由自洽场法得到的原子轨道总能量E+ E,+E2+...+E
体系的波函数 ψ =ψ1ψ2. ψn = Πi=1 n ψi 这种求解过程称为自洽场法，得到的波函数 Ψi 称为自洽场轨道 由自洽场法得到的原子轨道总能量 E≠ E1+E2+.+En