Buca di potenziale

In meccanica quantistica la buca di potenziale è un potenziale unidimensionale che commuta tra due valori, in corrispondenza di un certo intervallo $0<x<a$ ; il più piccolo dei due livelli di potenziale può essere sempre posto uguale a zero. Una funzione del tipo:

V(x)={\begin{cases}0&0<x<a\\\infty &x<0;\,x>a\end{cases}}

costituisce una buca di potenziale infinita^[1], mentre

V(x)={\begin{cases}0&0<x<a\\V_{0}&x<0;\,x>a\end{cases}}

definisce una buca di potenziale finita.

Schema del potenziale unidimensionale delle buche di potenziale finita ed infinita.

In modo simile, si possono definire delle buche di potenziale in due o tre dimensioni.

Buca di potenziale infinita

L'equazione di Schrödinger stazionaria in una dimensione è in generale

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

dove m è la massa della particella, E l'energia dello stato $\psi$ .

Come mostrato in figura, il potenziale divide la regione in tre zone: la prima per $x<0$ , la seconda $0<x<a$ e la terza per $x>a$ ; allora, il problema va trattato in ognuna delle tre zone e le soluzioni vanno poi raccordate in corrispondenza dei punti di separazione.

Chiaramente nella zona $x<0$ e nella zona $x>a$ l'unica soluzione per cui $V(x)\to \infty$ si ha per

\psi (x)=0,\qquad x<0,x>a.

Nella zona $0<x<a$ , l'equazione di Schrödinger, per $V(x)=0$ , coincide con quella di una particella libera:

-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}\psi (x)=E\,\psi (x),

in cui le energie devono essere positive, $E>0$ , in modo da avere soluzioni continue e normalizzabili. Possiamo, così, introdurre il vettore d'onda k, tale che $k^{2}={\frac {2mE}{\hbar ^{2}}}$ , in modo da riscrivere l'equazione di Schrödinger come:

{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}\psi (x)=-k^{2}\,\psi (x)

Quest'ultima ha soluzione generale in termini degli esponenziali complessi $e^{\pm ikx}$ :

\psi (x)=Ae^{ikx}+Be^{-ikx}

con A, B coefficienti reali arbitrari da determinarsi imponendo le condizioni al contorno. Ma per il nostro problema non esistono stati con $E<0$ . Quindi imponendo le condizioni al contorno:

\psi (0)=\psi (a)=0

otteniamo

\psi (x=0)=A+B=0

cioè $A=-B$

Inoltre per

\psi (x=a)=Ae^{ika}+Be^{-ika}=0

da cui sostituendo le espressioni reali tramite la formula di Eulero:

ka=n\pi

Dunque le due soluzioni corrispondono a quest'unica soluzione:

\psi (x)=2A\sin {(kx)}

dove $k={\frac {n\pi }{a}}$ a cui corrisponde una quantizzazione dell'energia, cioè la discretizzazione dell'energia della particella dipendente dal numero n = 1, 2, ... intero positivo:

k^{2}={\frac {n^{2}\pi ^{2}}{a^{2}}}={\frac {2mE}{\hbar ^{2}}}\;\;\;\longrightarrow \;\;\;E_{n}={\frac {\pi ^{2}\hbar ^{2}}{2ma^{2}}}n^{2}

Le autofunzioni sono quindi:

\psi _{n}(x)=2A_{n}\sin {(k_{n}x)}

Imponendo la normalizzazione degli stati, si ottiene la costante A:

\int _{-\infty }^{+\infty }dx\,{|\psi (x)|}^{2}=1\;\;\;\Longrightarrow \;\;\;\int _{0}^{a}dx\,4{|A_{n}|}^{2}\sin ^{2}{(k_{n}x)}=1

dalla quale:

2a{|A|}^{2}=1

A={\frac {1}{\sqrt {2a}}}

Energia potenziale, autofunzioni e densità di probabilità associate allo stato fondamentale e ai primi stati eccitati della buca di potenziale infinita.

Le autofunzioni normalizzate

\psi _{n}(x)={\sqrt {\frac {2}{a}}}\sin \left({\frac {n\pi }{a}}x\right)

costituiscono una base ortonormale per lo spazio di Hilbert ${\mathcal {L}}^{2}(0,a)$ , essendo:

\int _{-\infty }^{\infty }\psi _{n}^{*}(x)\psi _{m}(x)\,dx=\delta _{nm}

Lo stato fondamentale corrisponde alla scelta n = 1. Seguono gli stati eccitati (vedi figura).

La soluzione completa del problema è esprimibile come sviluppo di autofunzioni dell'energia:

\Psi (x)=\sum _{n=1}^{\infty }c_{n}\psi _{n}(x)=\sum _{n=1}^{\infty }c_{n}{\sqrt {\frac {2}{a}}}\sin(kx)

dove i coefficienti $c_{n}$ sono dati da:

\int _{-\infty }^{\infty }\psi _{n}^{*}(x)\Psi (x)\,dx=\sum _{m=1}^{\infty }c_{m}\int _{-\infty }^{\infty }\psi _{n}^{*}(x)\psi _{m}(x)\,dx=c_{n}

i cui moduli quadri rappresentano la probabilità che una misura dell'energia fornisca come risultato:

E=E_{n}

Il valore medio dell'energia si ricava dalla:

\langle H\rangle =\int _{-\infty }^{\infty }\Psi ^{*}(x)H\Psi (x)\,dx=\sum _{n}c_{n}E_{n}\int _{-\infty }^{\infty }\Psi ^{*}(x)\psi _{n}(x)\,dx=\sum _{n}|c_{n}|^{2}E_{n}

L'evoluzione temporale della funzione d'onda è la soluzione dell'equazione di Schrödinger dipendente dal tempo:

i\hbar {\frac {\partial \Psi (x,t)}{\partial t}}=H\Psi (x,t)

e quindi è:

\Psi (x,t)=\sum _{n}c_{n}e^{-iE_{n}t/\hbar }\psi _{n}(x)

Buca di potenziale finita

Ridefiniamo la scala delle coordinate in modo che il potenziale sia simmetrico per riflessioni, del tipo $x\to -x$ , e ridefiniamo la scala delle energie in modo da avere:

V(x)={\begin{cases}-V_{0}&\vert x\vert <a\\0&\vert x\vert >a\end{cases}}.

In questo caso l'equazione di Schrödinger nelle zone $\vert x\vert >a$ e $\vert x\vert <a$ è del tipo:

{\begin{cases}-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}\psi (x)+|E|\,\psi (x)=0&\,\vert x\vert >a\\-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}\psi (x)-(V_{0}-|E|)\,\psi (x)=0&\,\vert x\vert <a\end{cases}}

Poiché

V\left(x\right)=V\left(-x\right),

l'operatore hamiltoniano commuta con l'operatore parità:

\left[H,P\right]=0

Le funzioni d'onda soluzione dell'equazione di Schrödinger sono autofunzioni dell'energia e della parità. Poniamo le due quantità reali:

\lambda ^{2}={\frac {2m|E|}{\hbar ^{2}}}

q^{2}={\frac {2m(V_{0}-|E|)}{\hbar ^{2}}}

l'equazione di Schrödinger si riscrive:

{\begin{cases}{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}\psi (x)-\lambda ^{2}\psi (x)=0&\,|x|>a\\{\frac {d^{2}}{dx^{2}}}\psi (x)+q^{2}\psi (x)=0&\,|x|<a\end{cases}}

Esplicitamente le funzioni d'onda sono date da:

\psi (x)={\begin{cases}e^{i\lambda x}+Be^{-i\lambda x}&\,x<-a\\C\psi ^{+}(x)+D\psi ^{-}(x)&\,-a\leq x\leq a\\De^{i\lambda x}&\,x>a\end{cases}}

dove le autofunzioni:

\psi ^{+}\left(x\right)=\psi ^{+}\left(-x\right)

sono a parità pari, mentre

\psi ^{-}\left(x\right)=-\psi ^{-}\left(-x\right)

sono a parità dispari.

Trattiamo il caso delle autofunzioni pari prendendo gli esponenziali reali:

\psi ^{+}(x)={\begin{cases}Be^{\lambda x}&\,x<-a\\C\cos(qx)&\,-a\leq x\leq a\\Be^{-\lambda x}&\,x>a\end{cases}}

per la parità delle autofunzioni basta imporre la condizione di continuità della funzione d'onda e della sua derivata prima in $x=-a$ perché la stessa condizione sia soddisfatta in $x=a$ :

\psi ^{+}(x)={\begin{cases}Be^{-\lambda a}=C\cos(qa)\\B\lambda e^{-\lambda a}=Cq\sin(qa)\end{cases}}

da queste due otteniamo:

q\tan(qa)=\lambda

Questa equazione può essere risolta graficamente. Definiamo:

y=qa,\qquad y_{0}^{2}={\frac {2mV_{0}a^{2}}{\hbar ^{2}}}

da cui:

\lambda ^{2}\,a^{2}=y_{0}^{2}-q^{2}\,a^{2}=y_{0}^{2}-y^{2}{\text{.}}

Rappresentando a grafico i due membri dell'equazione:

\tan y={\frac {\sqrt {y_{0}^{2}-y^{2}}}{y}}\qquad {\mbox{ per }}\quad y^{2}\leq y_{0}^{2}

otteniamo dalle intersezioni le soluzioni che corrispondono ai livelli di energia discreti.

Allo stesso modo nel caso delle autofunzioni dispari:

\psi ^{-}(x)={\begin{cases}B^{\prime }e^{\lambda x}&\,x<-a\\C^{\prime }\sin(qx)&\,-a\leq x\leq a\\B^{\prime }e^{-\lambda x}&\,x>a\end{cases}}

per la parità delle autofunzioni basta imporre la condizione di continuità della funzione d'onda e della sua derivata prima in $x=a$ perché la stessa condizione sia soddisfatta in $x=-a$ :