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ポテンシャルバリアに対するシュレディンガー方程式の解 📂量子力学

ポテンシャルバリアに対するシュレディンガー方程式の解

概要

5D622FF81.jpg

ポテンシャルが上の図のように壁の形をしているとき、粒子がどのように運動するかを見てみよう。ポテンシャルUU

U(x)={0x<aU0a<x<a0a<x U(x) = \begin{cases} 0 & x<-a \\ U_{0} & -a < x <a \\ 0 &a<x \end{cases}

ポテンシャルがU(x)U(x)のときの時間に無関係なシュレーディンガー方程式は

d2u(x)dx2+2m2[EU(x)]u(x)=0 \dfrac{d^2 u(x)}{dx^2}+\frac{2m}{\hbar ^2} \Big[ E-U(x) \Big]u(x)=0

解法1

E<0E<0

ポテンシャルよりエネルギーが低い場合、解が存在しないので考慮する必要はない。

0<E<U00 < E < U_{0}

Part 2-1. x<ax<-a この領域での時間に無関係なシュレーディンガー方程式は、

d2udx2+2m2Eu=0 \dfrac{d^2 u}{dx^2}+\frac{2m}{\hbar^2}Eu=0

2m2E\frac{2m}{\hbar^2}Eが正の数なので、k2k^2に代入すると、

d2udx2+k2u=0 \dfrac{d^2 u}{dx^2}+k^2u=0

方程式を解くと、その解は、

u1(x)=A+eikx+Aeikx u_{1}(x)=A_{+}e^{ikx} + A_{-}e^{-ikx}

このとき、A+A_{+}AA_{-}は定数だ。

  • Part 2-2. a<x<a-a<x<a

    この領域での時間に無関係なシュレーディンガー方程式は

    d2udx2+2m2(EU0)u=0 \dfrac{d^2 u}{dx^2}+\frac{2m}{\hbar^2}(E-U_{0})u=0

    EU0<0E-U_{0}<0であるから2m2(EU0)=κ2\frac{2m}{\hbar^2}(E-U_{0})=-\kappa ^2に代入すると、

    d2udx2κ2u=0 \dfrac{d^2 u}{dx^2}-\kappa^2 u=0

    このとき、κ\kappaはギリシャ語の「カッパ」だ。kk(ケイ)とは別の文字だ。方程式を解くと、

    u2(x)=B+eκx+Beκx u_{2}(x) = B_{+}e^{\kappa x}+B_{-}e^{-\kappa x}

    このとき、B+B_{+}BB_{-}は定数だ。

  • Part 2-3. a<xa<x

    この領域での時間に無関係なシュレーディンガー方程式は、

    d2udx2+2m2Eu=0 \dfrac{d^2 u}{dx^2}+\frac{2m}{\hbar^2}Eu=0

    **Part 2-1.**で2m2E=k2\frac{2m}{\hbar^2}E=k^2に代入したので、

    d2udx2+k2u=0 \dfrac{d^2 u}{dx^2}+k^2u=0

    上の微分方程式を解くと、

    u3(x)=C+eikx+Ceikx u_{3}(x)=C_{+}e^{ikx} + C_{-}e^{-ikx}

    このとき、該当領域には反射波がないのでC=0C_{-}=0だ。

  • Part 2-4. 境界条件

    波動関数は滑らかであると仮定するので、x=ax=-ax=ax=aで連続しており、波動関数の微分(勾配)もx=ax=-ax=ax=aで連続している。したがって、

    {u1(a)=u2(a)u2(a)=u3(a)    {A+eika+Aeika=B+eκa+Beκa(1)B+eκa+Beκa=C+eika+0eika (2) \begin{cases}u_{1}(-a)=u_{2}(-a) \\ u_{2}(a)=u_{3}(a) \end{cases} \quad \implies \begin{cases} A_{+}e^{-ika}+A_{-}e^{ika} = B_{+}e^{-\kappa a}+B_{-}e^{\kappa a} \quad \cdots (1) \\ B_{+}e^{\kappa a}+B_{-}e^{-\kappa a} = C_{+}e^{ika}+0 \cdot e^{-ika} \ \quad \cdots (2) \end{cases}

    {u1(a)=u2(a)u2(a)=u3(a)    {ikA+eikaikAeika=κB+eκaκBeκa(3)κB+eκaκBeκa=ikC+eika+0ikeika(4) \begin{cases}u_{1}^{\prime}(-a)=u_{2}^{\prime}(-a) \\ u_{2}^{\prime}(a)=u_{3}^{\prime}(a) \end{cases} \quad \implies \begin{cases} ikA_{+}e^{-ika}-ikA_{-}e^{ika} = \kappa B_{+}e^{-\kappa a}-\kappa B_{-}e^{\kappa a} \quad \cdots (3) \\ \kappa B_{+}e^{\kappa a}-\kappa B_{-}e^{-\kappa a} = ik C_{+}e^{ika}+0 \cdot ik e^{-ika} \quad \cdots (4) \end{cases}

    (1)(1)(3)(3)を行列で表すと、

    (eikaeikaikeikaikeika)(A+A)=(eκaeκaκeκaκeκa)(B+B)(5) \begin{pmatrix} e^{-ika} & e^{ika} \\ ike^{-ika} & -ike^{ika} \end{pmatrix} \begin{pmatrix} A_{+} \\ A_{-} \end{pmatrix} = \begin{pmatrix} e^{-\kappa a} & e^{\kappa a} \\ \kappa e^{-\kappa a} & -\kappa e^{\kappa a} \end{pmatrix} \begin{pmatrix} B_{+} \\ B_{-} \end{pmatrix}\quad \cdots (5)

    (2)(2)(4)(4)を行列で表すと、

    (eκaeκaκeκaκeκa)(B+B)=(eikaeikaikeikaikeika)(C+0)(6) \begin{pmatrix} e^{\kappa a} & e^{-\kappa a} \\ \kappa e^{\kappa a} & -\kappa e^{-\kappa a} \end{pmatrix} \begin{pmatrix} B_{+} \\ B_{-} \end{pmatrix} = \begin{pmatrix} e^{ik a} & e^{-ik a} \\ ik e^{ik a} & -ik e^{-ika } \end{pmatrix} \begin{pmatrix} C_{+} \\ 0 \end{pmatrix}\quad \cdots (6)

    ポテンシャル障壁によって反射された波と障壁を通過した波に関心があるので、A+A_{+}AA_{-}C+C_{+}を求める必要がある。

    (B+B)\begin{pmatrix} B_{+}\\ B_{-}\end{pmatrix}を消去して(5)(5)(6)(6)を合体しようとしている。(5)(5)の一番左の行列をA\mathbb{A}(6)(6)の一番左の行列をB\mathbb{B}とする。そうすれば、二つの式は簡単に次のように表現される。

    (A+A)=A1(eκaeκaκeκaκeκa)(B+B)(7) \begin{pmatrix} A_{+} \\ A_{-} \end{pmatrix} =\mathbb{A}^{-1} \begin{pmatrix} e^{-\kappa a} & e^{\kappa a} \\ \kappa e^{-\kappa a} & -\kappa e^{\kappa a} \end{pmatrix} \begin{pmatrix} B_{+} \\ B_{-} \end{pmatrix} \quad \cdots (7)

    (B+B)=B1(eikaeikaikeikaikeika)(C+0)(8) \begin{pmatrix} B_{+} \\ B_{-} \end{pmatrix} =\mathbb{B}^{-1} \begin{pmatrix} e^{ik a} & e^{-ik a} \\ ik e^{ik a} & -ik e^{-ika } \end{pmatrix} \begin{pmatrix} C_{+} \\ 0 \end{pmatrix}\quad \cdots (8)

    いま(8)(8)(7)(7)に代入すると、

    (A+A)=A1(eκaeκaκeκaκeκa)B1(eikaeikaikeikaikeika)(C+0)(9) \begin{pmatrix} A_{+} \\ A_{-} \end{pmatrix} =\mathbb{A}^{-1} \begin{pmatrix} e^{-\kappa a} & e^{\kappa a} \\ \kappa e^{-\kappa a} & -\kappa e^{\kappa a} \end{pmatrix} \mathbb{B}^{-1} \begin{pmatrix} e^{ik a} & e^{-ik a} \\ ik e^{ik a} & -ik e^{-ika } \end{pmatrix} \begin{pmatrix} C_{+} \\ 0 \end{pmatrix} \quad \cdots (9)

    いま、A1\mathbb{A}^{-1}B1\mathbb{B}^{-1}を求めて行列の積を計算すれば各係数を求めることができる。計算過程は付録Q-1を参考にしてくれ。一生懸命計算すれば、下の結果が得られる。

    AA+=iξsinh(2κa)ei2kacosh(2κa)+iηsinh(2κa) \dfrac{A_{-}}{A_{+}} = \frac{-i \xi \sinh (2\kappa a)e^{-i2ka} } {\cosh (2\kappa a) + i\eta \sinh (2\kappa a)}

    C+A+=ei2kacosh(2κa)+iηsinh(2κa) \dfrac{C_{+}}{A_{+}}=\frac{e^{-i2ka} }{\cosh (2\kappa a) +i \eta \sinh (2\kappa a)}

    このとき、κkkκ=2η\frac{\kappa}{k} -\frac{k}{\kappa}=2\etaκk+kκ=2ξ\frac{\kappa}{k} + \frac{k}{\kappa}=2\xiだ。

  • Part 2-5. 反射率透過率

    入射波、反射波、透過波はそれぞれ

    uinc=A+eikx,uref=Aeikx,utrans=C+eikx u_{inc}=A_{+}e^{ikx},\quad u_{ref}=A_{-}e^{-ikx},\quad u_{trans}=C_{+}e^{ikx}

    反射率と透過率を計算するために、入射波、反射波、透過波の確率流を求めると、

    jinc=kmA+2,jref=kmA2,jtrnas=kmC+2 j_{inc}=\frac{\hbar k}{m}|A_{+}|^2,\quad j_{ref}=\frac{\hbar k}{m}|A_{-}|^2,\quad j_{trnas}=\frac{\hbar k}{m}|C_{+}|^2

    したがって反射率、透過率は、

    R=jrefjinc=AA+2=ξ2sinh2(2κa)cosh2(2κa)+η2sinh2(2κa) R=\left| \frac{j_{ref}}{j_{inc}}\right|=\left| \frac{A_{-}} {A_{+}} \right|^2= \frac{ \xi^2 \sinh ^2 (2\kappa a) } {\cosh^2 (2\kappa a) + \eta^2 \sinh ^2 (2\kappa a) }

    T=jtrnasjinc=C+A+2=1cosh2(2κa)+η2sinh2(2κa) T=\left| \frac{ j_{trnas} }{j_{inc}}\right|=\left| \frac{ C_{+} }{A_{+}} \right|^2=\frac{1}{\cosh^2 (2\kappa a) + \eta^2 \sinh^2 (2\kappa a)}

U0<EU_{0} < E

図を見てみると、Part 2-2. 部分を除いたその他の結果は 2. 0<E<U00 < E < U_{0} と同じであることがわかる。したがって、上で得た結果を利用すると、

  • Part 3-1. x<ax<-a

    u1(x)=A+eikx+Aeikx u_{1}(x)=A_{+}e^{ikx} + A_{-}e^{-ikx}

  • Part 3-2. a<x<a-a< x< a

    d2udx2+2m2(EU0)u=0 \dfrac{d^2 u}{dx^2}+\frac{2m}{\hbar^2}(E-U_{0})u=0

    この時、EU0>0E-U_{0} >02m2(EU0)=κ2\frac{2m}{\hbar^2}(E-U_{0})=\kappa ^2に代入すれば、

    22m2(Eu0)a=nπ 2 \sqrt{ \frac{2m}{\hbar ^2}(E-u_{0})} a=n\pi

        8m2(EU0)a2=n2π2 \implies \frac{8m}{\hbar ^2} (E-U_{0}) a^2 =n^2\pi^2

        E=n2π228ma2+U0 \implies E=\frac{n^2 \pi^2 \hbar ^2}{8ma^{2}_{}}+U_{0}


  1. Stephen Gasiorowicz, 양자물리학(Quantum Physics, 서강대학교 물리학과 공역) (3rd Edition, 2005), p84-89 ↩︎