Delta位勢阱

在量子力學裏，Delta位勢阱是一個阱內位勢為負狄拉克Delta函數，阱外位勢為0的位勢阱。Delta位勢阱問題專門研討，在這種位勢的作用中，一個粒子的量子行為。這是一個常見的理論問題。假若，粒子的能量是正值的，我們想要知道的是，在被Delta位勢壘散射的狀況下，粒子的反射係數與透射係數。假若，粒子的能量是負值的，這粒子會被束縛於Delta位勢阱的阱內。這時，我們想要知道的是粒子的能量與束縛的量子態。

對於一個Delta位勢阱的散射。往左與往右的行進波的振幅與方向都分別表示於圖內。用來計算透射係數與反射係數的行進波都以紅色表示。

定義

一個粒子獨立於時間的薛丁格方程為

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}\psi (x)}{dx^{2}}}+V(x)\psi (x)=E\psi (x)\,\!}$ ；

其中，${\displaystyle \hbar \,\!}$ 是約化普朗克常數，${\displaystyle m\,\!}$ 是粒子質量，${\displaystyle x\,\!}$ 是粒子位置，${\displaystyle E\,\!}$ 是能量，${\displaystyle \psi (x)\,\!}$ 是波函數，${\displaystyle V(x)\,\!}$ 是位勢，表達為

${\displaystyle V(x)=-\lambda \delta (x)\,\!}$ ；

其中，${\displaystyle \delta (x)\,\!}$ 是狄拉克Delta函數，${\displaystyle \lambda \,\!}$ 是狄拉克Delta函數的強度。

導引

這位勢阱將一維空間分為兩個區域：${\displaystyle x<0\,\!}$ 與${\displaystyle x>0\,\!}$ 。在任何一個區域內，位勢為常數，薛丁格方程的解答可以寫為往右與往左傳播的波函數的的疊加（參閱自由粒子）：

${\displaystyle \psi _{L}(x)=A_{r}e^{ikx}+A_{l}e^{-ikx}\quad x<0\,\!}$ ，

${\displaystyle \psi _{R}(x)=B_{r}e^{ikx}+B_{l}e^{-ikx}\quad x>0\,\!}$ ；

其中，${\displaystyle A_{r}\,\!}$ 、${\displaystyle A_{l}\,\!}$ 、${\displaystyle B_{r}\,\!}$ 、${\displaystyle B_{l}\,\!}$ 都是必須由邊界條件決定的常數，下標${\displaystyle r\,\!}$ 與${\displaystyle l\,\!}$ 分別標記波函數往右或往左的方向。${\displaystyle k={\sqrt {2mE/\hbar ^{2}}}\,\!}$ 是波數。

當${\displaystyle E>0\,\!}$ 時，${\displaystyle \psi _{L}\,\!}$ 與${\displaystyle \psi _{R}\,\!}$ 都是行進波。可是，當${\displaystyle E<0\,\!}$ 時，${\displaystyle \psi _{L}\,\!}$ 與${\displaystyle \psi _{R}\,\!}$ 都隨著座標${\displaystyle x\,\!}$ 呈指數遞減或指數遞增。

在${\displaystyle x=0\,\!}$ 处，邊界條件是：

${\displaystyle \psi _{L}=\psi _{R}\,\!}$ ，

${\displaystyle {\frac {d}{dx}}\psi _{L}={\frac {d}{dx}}\psi _{R}-{\frac {2m\lambda }{\hbar ^{2}}}\psi _{R}\,\!}$ 。

特別注意第二個邊界條件方程式，波函數隨位置的導數在${\displaystyle x=0\,\!}$ 並不是連續的，在位勢阱兩邊的差額有${\displaystyle {\frac {2\lambda }{\hbar ^{2}}}\psi _{R}\,\!}$ 這麼多。這方程式的推導必須用到薛丁格方程。將薛丁格方程積分於${\displaystyle x=0\,\!}$ 的一個非常小的鄰域：

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\int _{-\epsilon }^{\epsilon }{\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}\,dx+\int _{-\epsilon }^{\epsilon }V(x)\psi \,dx=E\int _{-\epsilon }^{\epsilon }\psi \,dx\,\!}$ ；(1)

其中，${\displaystyle \epsilon \,\!}$ 是一個非常小的數值。

方程式(1)右邊的能量項目是

${\displaystyle E\int _{-\epsilon }^{\epsilon }\psi \,dx\approx E\cdot 2\epsilon \cdot \psi (0)\,\!}$ 。(2)

当${\displaystyle \epsilon \to 0\,\!}$ 时，该項趋向于0。

方程式(1)左邊是

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\left({\frac {d\psi _{R}}{dx}}{\bigg |}_{\epsilon }-{\frac {d\psi _{L}}{dx}}{\bigg |}_{-\epsilon }\right)+\lambda \int _{-\epsilon }^{\epsilon }\delta (x)\psi \,dx=0\,\!}$ (3)

根據狄拉克Delta函數的定義，

${\displaystyle \int _{-\epsilon }^{\epsilon }\delta (x)\psi \,dx=\psi _{R}(0)\,\!}$ 。(4)

而在${\displaystyle \epsilon \to 0\,\!}$ 的極限，

${\displaystyle \lim _{\epsilon \to 0}{\frac {d\psi _{L}}{dx}}{\bigg |}_{-\epsilon }={\frac {d\psi _{L}}{dx}}{\bigg |}_{0}\,\!}$ ，(5)

${\displaystyle \lim _{\epsilon \to 0}{\frac {d\psi _{R}}{dx}}{\bigg |}_{\epsilon }={\frac {d\psi _{R}}{dx}}{\bigg |}_{0}\,\!}$ 。(6)

將這些結果(4)，(5)，(6)代入方程式(3)，整理后，可以得到第二個邊界條件方程式：在${\displaystyle x=0\,\!}$ ，

${\displaystyle {\frac {d\psi _{L}}{dx}}={\frac {d\psi _{R}}{dx}}-{\frac {2m\lambda }{\hbar ^{2}}}\psi _{R}\,\!}$ 。

從這兩個邊界條件方程式。稍加運算，可以得到以下方程式：

${\displaystyle A_{r}+A_{l}=B_{r}+B_{l}\,\!}$ ，

${\displaystyle ik(A_{r}-A_{l}-B_{r}+B_{l})={\frac {2m\lambda }{\hbar ^{2}}}(B_{r}+B_{l})\,\!}$ 。

散射態

 

一個Delta位勢阱的反射係數${\displaystyle R\,\!}$ （用紅線表示）與透射係數${\displaystyle T\,\!}$ （用綠線表示）隨著能量${\displaystyle E\,\!}$ 的變化。在這裏，能量${\displaystyle E>0\,\!}$ 。能量的單位是${\displaystyle {\frac {\lambda ^{2}}{2m\hbar ^{2}}}\,\!}$ 。經典力學的答案用虛線表示，量子力學的答案用實線表示。

假若，能量是正值的，粒子可以自由的移動於位勢阱外的兩個半空間，${\displaystyle x<0\,\!}$ 或${\displaystyle x>0\,\!}$ 。在這裏，粒子的量子行為主要是由Delta位勢阱造成的散射行為。稱這粒子的量子態為散射態。設定粒子從左邊入射。在Delta位勢阱，粒子可能會被反射回去，或者會被透射過去。我們想要知道散射的反射係數與透射係數。設定${\displaystyle A_{r}=1\,\!}$ ，${\displaystyle A_{l}=r\,\!}$ ，${\displaystyle B_{l}=0\,\!}$ ，${\displaystyle B_{r}=t\,\!}$ 。求算反射的機率幅${\displaystyle r\,\!}$ 與透射的機率幅${\displaystyle t\,\!}$ ：

${\displaystyle r=-\ {\cfrac {1}{{\cfrac {i\hbar ^{2}k}{m\lambda }}+1}}\,\!}$ ，

${\displaystyle t={\cfrac {1}{-\ {\cfrac {im\lambda }{\hbar ^{2}k}}+1}}\,\!}$ 。

反射係數是

${\displaystyle R=|r|^{2}={\cfrac {1}{1+{\cfrac {\hbar ^{4}k^{2}}{m^{2}\lambda ^{2}}}}}={\cfrac {1}{1+{\cfrac {2\hbar ^{2}E}{m\lambda ^{2}}}}}\,\!}$ 。

這純粹是一個量子力學的效應；在經典力學裏，這是不可能發生的。

透射係數是

${\displaystyle T=|t|^{2}=1-R={\cfrac {1}{1+{\cfrac {m^{2}\lambda ^{2}}{\hbar ^{4}k^{2}}}}}={\cfrac {1}{1+{\cfrac {m\lambda ^{2}}{2\hbar ^{2}E}}}}\,\!}$ 。

• 由於模型的對稱性，假若，粒子從右邊入射，我們也會得到同樣的答案。
• 很奇異地，給予同樣的能量、質量、與狄拉克Delta函數的強度，Delta位勢壘與Delta位勢阱有同樣的反射係數與透射係數。

束縛態

 

Delta位勢阱的束縛態，在任何一個位置，波函數都是連續的；可是，除了在${\displaystyle x=0\,\!}$ 以外，在其它任何位置，波函數隨位置的導數都是連續的。

每一個一維的吸引位勢，都至少會存在著一個束縛態（bound state）。由於${\displaystyle E<0\,\!}$ ，波數變為複數。設定${\displaystyle \kappa =-ik={\sqrt {2m|E|/\hbar ^{2}}}\,\!}$ 。前述的振盪的波函數${\displaystyle \psi _{L}\,\!}$ 與${\displaystyle \psi _{R}\,\!}$ ，現在卻隨著座標${\displaystyle x\,\!}$ 呈指數遞減或指數遞增。為了要符合物理的真實性，我們要求波函數不發散於${\displaystyle x\to \pm \infty \,\!}$ 。那麼，${\displaystyle A_{r}\,\!}$ 與${\displaystyle B_{l}\,\!}$ 必須被設定為0。波函數變為

${\displaystyle \psi _{L}(x)=A_{l}e^{\kappa x}\,\!}$ ，

${\displaystyle \psi _{R}(x)=B_{r}e^{-\kappa x}\,\!}$ 。

從邊界條件與歸一條件，可以得到

${\displaystyle A_{l}=B_{r}={\sqrt {\kappa }}\,\!}$ ，

${\displaystyle \kappa ={\frac {m\lambda }{\hbar ^{2}}}\,\!}$ 。

Delta位勢阱只能有一個束縛態。束縛態的能量是

${\displaystyle E=-\ {\frac {\hbar ^{2}\kappa ^{2}}{2m}}=-\ {\frac {m\lambda ^{2}}{2\hbar ^{2}}}\,\!}$ 。

束縛態的波函數是

${\displaystyle \psi (x)={\frac {\sqrt {m\lambda }}{\hbar }}e^{-m\lambda \mid x\mid /\hbar ^{2}}\,\!}$ 。

Delta位勢阱是有限深方形阱的一個特別案例。在有限深位勢阱的深度${\displaystyle V_{0}\to \infty \,\!}$ 與阱寬${\displaystyle L\to 0\,\!}$ 的極限，同時保持${\displaystyle V_{0}L=\lambda \,\!}$ ，就可以從有限深位勢阱的波函數，得到Delta位勢阱的波函數。

雙井迪拉克Delta函數模型

 

当核间距R=2时，双势井狄拉克Delta函数模型中的对称与反对称的波函数

Delta函數模型其實是氫原子的一維版本根據維度比例由 达德利·赫施巴赫（“Dudley R. Herschbach”）^[1]團隊所研發。此 delta函數模型以雙井迪拉克Delta函數模型最有用，因其代表一維版的水分子離子。

雙井迪拉克Delta函數模型是用以下薛丁格方程描述：

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}(x)+V(x)\psi (x)=E\psi (x)}$ 

電位現為：

${\displaystyle V(x)=-q\left[\delta (x-{\frac {R}{2}})+\lambda \delta (x+{\frac {R}{2}})\right]}$ 

其中${\displaystyle 0<R<\infty }$ 是「核間」距離於迪拉克Delta函數（負）峰值位於${\displaystyle x=\pm {\textstyle {\frac {R}{2}}}}$ （圖表中棕色所示）。記得此模型與其三維分子版本的關係，我們用原子单位制且設${\displaystyle \hbar =m=1}$ 。此處${\displaystyle 0<\lambda <1}$ 為一可調參數。從單井的例子，可推論擬設於此解為：

${\displaystyle \psi (x)~=~Ae^{-d\left|x-{\frac {R}{2}}\right|}+Be^{-d\left|x+{\frac {R}{2}}\right|}}$ 

令波函數於Delta函數峰值相等可得行列式：

${\displaystyle \left|{\begin{array}{cc}q-d&qe^{-dR}\\q\lambda e^{-dR}&q\lambda -d\end{array}}\right|=0~,\qquad E=-{\frac {d^{2}}{2}}~.}$ 

因此，${\displaystyle d}$ 是由偽二次式方程：

${\displaystyle d_{\pm }(\lambda )~=~{\textstyle {\frac {1}{2}}}q(\lambda +1)\pm {\textstyle {\frac {1}{2}}}\left\{q^{2}(1+\lambda )^{2}-4\,\lambda q^{2}\lbrack 1-e^{-2d_{\pm }(\lambda )R}]\right\}^{1/2}}$ 

它有兩解${\displaystyle d=d_{\pm }}$ 。若等價情況（對稱單核），${\displaystyle \lambda =1}$ 則偽二次式化為：

${\displaystyle d_{\pm }=q[1\pm e^{-d_{\pm }R}]}$ 

此「+」代表了對稱於中點的波函數（圖中紅色）而${\displaystyle A=B}$ 稱為偶態。接著，「-」情況為反對稱於中點的波函數其${\displaystyle A=-B}$ 稱為非偶態（圖中綠色）。它們代表著三維${\displaystyle H_{2}^{+}}$ 的兩種最低能態之近似且有助於其分析。對稱電價的特徵能分析解為^[2]：

${\displaystyle d_{\pm }=q~+~W(\pm qRe^{-qR})/R}$ 

其中W是標準朗伯W函数注意此最低能對應於對稱解${\displaystyle d_{+}}$ 。當非等電價，此為三維分子問題，其解為一般化Lambert W函數（見一般化朗伯W函数章節與相關參考）。

外部链接

1. D.R Herschbach, J.S. Avery, and O. Goscinski (eds.), Dimensional Scaling in Chemical Physics, Springer, (1992). [1] （页面存档备份，存于互联网档案馆）
2. T.C. Scott, J.F. Babb, Alexander Dalgarno and John D. Morgan III, "The Calculation of Exchange Forces: General Results and Specific Models", J. Chem. Phys., 99, pp. 2841-2854, (1993). [2]

參閱

• 自由粒子
• 無限深方形阱
• 有限深方形阱
• 有限位勢壘
• 球對稱位勢
• Delta位勢壘
• 量子穿隧效應