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文档简介

先考虑一个理想的情况——无限深方势阱中的粒子.在阱内

能量本征方程为势阱表示为为粒子质量,

2.2方势阱2.2.1无限深方势阱,离散谱注意与是待定常数.而按照边条件,得即给出的波函数,无物理意义,而取负值与取正值所给出的波函数描述的是同一个量子态.n0=n则方程(2)的解可表示为按边条件则要求

联合式(5)和(3)结论

一维无限深方势阱中粒子的能量是量子化的，即构成的能谱是离散的．

称为体系的能量本征值.与En

对应的波函数记为称为能量本征函数，利用归一化条件则归一化的波函数表示为

,取为实数.则方程的解具有如下指数函数形式

但考虑到束缚条件（要求处），波函数应取如下形式这正是2.21无限方势阱的边条件的根据常数和待定.当（无限深势阱）即,则当上式.在阱内(,经典允许区),能量本征方程为(a)偶宇称态引入无量纲参数令

则方程的解可表为如下振荡函数形式:根据和(14)式,有得到(b)奇宇称态对于超越方程组(15),可用数值计算求解或用图解法近似求解.利用的连续条件可求出与偶宇称态类似,引进无量纲参数,则上式化为时,才可能出现最低的奇宇称能级.即奇宇称态与偶宇称态不同,只当从而能确定能量本征值.2.2.3束缚态与离散态束缚能量本征态

的能量是离散的,按照能量本征方程在经典允许区

波函数是的振荡函数

而且在愈大的地方,振荡愈快.此外,由于与的正负号相反,

总是向轴弯曲.

区域,曲线向下弯;区域,曲线向上弯.结论与此不同,在经典的禁区波函数是的指数上升或下降的函数无振荡现象.由于与的正负号相同,总是背离轴弯曲，即在

区域,

曲线向上弯曲;在

区域

曲线向下弯曲.根据上述特点,可以定性讨论粒子能量的可能取值(即本征值)以及波函数的节点数.()xyy2.2.4方势垒的反射与透射设具有一定能量的粒子沿轴正方向射向方势垒从量子力学观点来看，考虑到粒子的波动性,此问题与波碰到一层厚度为的介质相似,即有一部分波透过,一部分波被反弹回去.先考虑情况.在势垒外(,经典允许区),能量的本征方程表示为由于势垒的存在,在区域中,既有入射波

,

也有反射波

,而在区域中只有透射波所以所以式中和分别表示反射波与透射波,相应的反射流密度和透射流密度分别为所以反射系数=

投射系数=其可取为通解在势垒内部(,经典禁区),其能量本征方程为按式在点的连续性条件导致上两式相加减,分别得消去R

解出类似,在点的连续性条件导致因此,为透射系数类似,消去S,可得出R,而反射系数为透射系数表示粒子被势垒反弹回去的概率,表示粒子透过势垒的概率.可以看出粒子能穿透比它动能更高的势垒的现象,成为隧穿效应.对于情况,从式可以看出,只需在式中,把利用式,可改写成此时对于方势阱的透射,上述理论仍然适用,透射系数T仍由式给出,但应把,即2.2.5方势阱的反射,透射与共振由式可以看出，如果，则一般来说T值很小，除非入射粒子能量E合适，使此时，T=1（反射系数），这现象称为共振透射.它出现的条件是或改写成由式可求出共振时的能量共振能级如粒子能量很小，按2.2.2节的讨论，是

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