当前课程知识点:量子力学(上) > 第三章 一维势场中的粒子 > 3.2 方势阱 > 3.2.2 对称有限深方势阱
下面一个问题
我们再考虑一下
一个有限深的方势阱
就是这样的一个图像
在x小于a
大于负a之间
它仍然是零
然而 在此之外
它是一个有限的值
我们把它记作V_0
对于束缚态的情形
E要小于V0
但是仍然大于零
所以
我们应该在
不同的坐标区间
写出不同的方程
在阱内也就是说
x从负a到正a之间
方程仍然和
前一个问题相同
但是在阱外
也就是x小于负a
或者x大于a的时候
就是另外一个方程
它也是一个常系数
二阶常微分方程
和前面的方程的
最大区别是
这里的系数是一个负的
那么我们知道
后边这个方程的一般解
是实指数函数
它的线性无关的两个解是
e指数上正的系数乘以x
和e指数上
负的系数乘以x
然后再做线性组合
这里的β就是
方程中出现的那个系数
这里就要注意
我们对波函数
有一个有限性的要求
如果考虑
x小于负a的这个区间的话
x是可以趋于负无穷的
那么在这个时候
这个函数
就会趋于正无穷
是应该舍去的
完全类似的
对于x大于a的那个区间
应该舍去
正系数的指数函数
这样一来
我们的三段不同区间的
波函数
就分别有三个不同的形式
最左边
是一个系数为正的一个
指数函数
中间是三角函数的线性组合
最右边是系数为负的
一个指数函数
现在我们应该完整的考虑
波函数的连续性
那就是
它应该
点点波函数本身连续
波函数的一阶导数也连续
这种连续的要求
我们就把它称之为衔接
考虑到我们现在有两个
边界点
是x等于正a和负a
似乎必须写出4个方程
才能完整的
表达这个衔接的要求
但是我们前边已经讲过了
宇称定理
现在这个势能函数
是对称的
所有的态
都一定有确定的宇称
所以
我们可以有更简单的解法
那就是
分别考虑偶宇称解
和奇宇称解
对于偶宇称解
我们发觉
前面所写的
三段波函数里边的
ABCD那四个系数
应该满足
B等于零C等于D
这样的要求
而且
街接条件
也可以只在一个地方
写下来
另外的一个地方
自动的得到满足
对于街接条件的写法
在目前的情况下
可以把它换成为
ln(ψ)的导数是连续的
因为
这个连续性
其实就等价于ψ和ψ
导数的连续性
而它做起来更加简单
这就是
从阱内来看的
波函数的ln(ψ)导数的值
和在阱外看起来的
波函数的ln导数的值
当它们是相等的
就可以得到一个方程
这个方程是
这样的一个方程
就是k乘以tan(ka)
等于β
其中k和β是
用能量
以及势能最高点值
所表达出来的两个参数
这个方程
叫做一个超越方程
因为
一般而言
tan(x)是一个超越数
而由于k和β
都依赖于E
所以说
实际上
这就是一个能量E
所满足的方程
我们把它解出来
就可以得到能量的值
另外一种情形就是
奇宇称的情形
这个时候应该让
A等于零
换句话说
中间的那个波函数
只有sin(kx)的部分
而且让C等于负D
那么
得到的是另外一个方程
就是kcot(ka)等于负的β
k和β的定义
和刚才是一样的
这个方程
如果要得到它的
严格的解
需要用数值计算的方法
但是为了让它
有一个直观的理解
我们也可以采用图解法
首先我们把有关的参数
做一下无量纲化
那就是
把k的a乘起来
得到一个新的变量是ξ
它是无量纲的
β和a乘起来
这个新的变量记作η
它也是无量纲的
由于现在我们
只考虑所有的这些参数
都大于零的情形
所以说
这两个变量的变动区间
都是在第一相限
然后我们就可以把
刚才所写下来的
偶宇称解和奇宇称解
满足的那个方程
分别的写为η
和ξ之间的关系
对于偶宇称解是η
等于ξ乘以tanξ
对于奇宇称解是η
等于负的ξcotξ
除此而外
我们发觉
由于我的k和β
都是用同样的那些参数
表达出来的
所以说事实上
它们不是互相独立的
而是要满足这个关系
就是ξ的平方
加上η的平方
等于用模型参数
所决定的一个
确定的值
大家很容易发觉
这两个叫做
标准函数曲线
而这个方程
代表的是一个圆
由于现在我们只考虑
第一相限
所以说
它描出来的是
四分之一个圆
现在我们就把
这两个图
分别的画出来
这是偶宇称解的情形
这条曲线和这条曲线是η
等于ξ乘以tanξ
这些就是那四分之一个圆
只不过用不同的模型参数
代进去了
所以说它们表现为
不同的半径
我们可以看一看
当我的模型参数
取在某一个值
使得它的半径
为这么大的时候
这四分之一个圆
和这条曲线有一个交点
在这里
但是和其它的分支的曲线
就没有交点了
如果我的模型参数
使得这个圆的半径
大到这种程度的话
那么
这个四分之一个圆
就和这一族曲线的这一支
在这个地方有一个交点
而和这一支
又在这个地方
有一个交点
它就和这一族曲线
有了两个交点
奇宇称的情形
第一步先看到
负ξ乘以cotξ的曲线
变到了这个位置
这里仍然画的是
不同的模型参数给出的
不同半径的圆
那么
我们仍然看
这个圆的半径
到达4的这个情形
那么我们就发觉
它还和
这一族曲线里的这一支
在这里
有了一个交点
用这样的方法
我们就知道
对于一套给定的模型参数
也就是给定的圆的半径
它就会和这两族曲线
有一系列的交点
如果我们把这些交点的ξ
的值
记作ξ_1ξ_2等等等等
1 2就是从小到大的
这个交点的个数的话
那么
能级就用这些ξ值
来表达
只不过是这些ξ值的平方
前面乘一个系数
hbar平方乘以2ma平方
根据上面的图像分析
我们可以对这个问题的解
有些很重要的认识
第一点
关于能级的宇称
我们的第一张图显示的是
偶宇称的情形
那么
你就发现
它可以给出
最低的能级
所以最低能级
一定是偶宇称
再高一个的能级
要转到了
奇宇称的那张图
所以说
第一激发是奇宇称
再往高的能级找
又要回到偶宇称那张图
所以说
能级的宇称排列
是偶奇相间
最低的那个能级
是偶宇称的
第二
我们发觉
这些交点的ξ的值
从小到大去排列的话
ξ_1一定在
零和二分之π之间
ξ_2一定在
二分之π到π之间
这是因为
那两族标准的函数曲线
在横轴上的起点
分别就是
二分之π π
二分之三π
2π等等
而我们知道
如果
ξ_1正好等于二分之π的话
它给出来的恰好就是
无限深势阱的基态能量
完全类似的
如果ξ2正好等于π的话
它给出来的是
无限深势阱的
第一基发态的能量
所以说
在有限深势阱的情况下
它的能级
都要比无限深势阱的
相应的能级降低一点
如果我们让V_0
趋于无穷
很容易发觉
这个时候那个圆的半径
就是无穷大
换句话说
这个圆和那些曲线的交点
恰好位于
这些曲线的渐近线上
也就是说
ξ_1 ξ_2等等的值
分别的向
它们的极限值靠拢
因此
有限深势阱的能级
也就趋近于
无限深势阱的能级
当然这时候的波函数
也就分别趋近于
无限深势阱的波函数
第三点我们发觉一个
这样的一个特点
那就是
哪怕你这个势阱
是很浅的
或者是很窄的
也就是说
A很小V_0很小
即使如此
它仍然对应着一个
有限大小的圆半径
而这个圆一定和
那个曲线的第一支
有一个交点
换句话说
至少会存在
一个束缚态
这个特点
是用一维方势阱的例子
分析出来的
即使不是方势阱
只要是一维运动
这个结论
仍然能够成立
但是
对于高维空间的情形
却有不同
所以这个结论
只对于一维空间适用
第四点
只要是势阱的参数是给定的
粒子的质量也是给定的
那么能够出现的
交点的数目
事实上是有限的
具体的作图可以知道
这些交点的个数
也就是
处于束缚态的
能级的个数
是比这个数值
大于或等于它
而最接近它的
那个正整数
最后谈到
波函数的节点问题
我们发觉
基态波函数没有节点
能级每向上升高一级
波函数的节点
就增加一个
-引言
--引言
-1.1 普朗克的光量子假说
-1.2 玻尔的原子结构模型
-1.3 德布罗意的物质波假说
-第一章 量子力学的历史渊源--第1周作业
-2.1波函数
-第二章 波函数与薛定谔方程--第2周作业
-2.2 薛定谔方程
-第二章 波函数与薛定谔方程--第3周作业
-3.1一维运动问题的一般分析
-第三章 一维势场中的粒子--第4周作业
-3.2 方势阱
-3.3 δ函数势阱
-第三章 一维势场中的粒子--第5周作业
-3.4 线性谐振子
-3.5 一维散射问题
-第三章 一维势场中的粒子--第6周作业
-*3.6 δ势的穿透
-*3.7 周期性势场中的能带结构
--第三章 一维势场中的粒子--第7周作业
-4.1 算符及其运算
-第四章 力学量用算符表示--第8周作业
-4.2 厄密算符的主要性质
-第四章 力学量用算符表示--第9周作业
-4.3 动量本征函数的归一化
-4.4 角动量算符的本征值和本征态
-第四章 力学量用算符表示--第10周作业
-5.1 量子力学中的守恒量
-5.2 对称性与守恒量
-第五章 量子力学中的对称性与守恒量--第11周作业
-5.3 全同粒子系统波函数的交换对称性
-*5.4 Schrödinger图画和Heisenberg图画
-第五章 量子力学中的对称性与守恒量--第12周作业
-6.1 中心力场中粒子运动的一般性质
-*6.2 球无限深势阱
-第六章 中心力场--第13周作业
-6.3 三维各向同性谐振子
-6.4 氢原子和类氢离子
-7.1 带电粒子在电磁场中的薛定谔方程
-*7.2 朗道能级
-*7.3 阿哈罗诺夫-博姆(Aharonov-Bohm)效应