Квантовая яма с бесконечными стенками

Потенциал одномерной потенциальной ямы с бесконечными стенками имеет вид

${\displaystyle U(x)={\begin{cases}0,&x\in (-{\frac {a}{2}},{\frac {a}{2}}),\\\infty ,&x\notin (-{\frac {a}{2}},{\frac {a}{2}})\end{cases}}}$

Стационарное уравнение Шрёдингера на интервале ${\displaystyle \left(-{\frac {a}{2}},{\frac {a}{2}}\right)}$

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\Psi ''(x)=E\Psi (x).}$

С учётом обозначения ${\displaystyle k={\sqrt {2mE/\hbar ^{2}}}}$, оно примет вид:

${\displaystyle \Psi ''(x)+k^{2}\Psi (x)=0.}$

Общее решение удобно представить в виде линейной оболочки чётных и нечётных функций:

${\displaystyle \Psi (x)=C^{+}\cos kx+C^{-}\sin kx.}$

Граничные значения имеют вид:

${\displaystyle \Psi \left(-{\frac {a}{2}}\right)=\Psi \left({\frac {a}{2}}\right)=0.}$

Они приводят к однородной системе линейных уравнений:

${\displaystyle {\begin{cases}C^{+}\cos {\frac {ka}{2}}+C^{-}\sin {\frac {ka}{2}}=0,\\C^{+}\cos {\frac {ka}{2}}-C^{-}\sin {\frac {ka}{2}}=0,\end{cases}}}$

которая имеет нетривиальные решения при условии равенства нулю её определителя:

${\displaystyle -2\cos {\frac {ka}{2}}\sin {\frac {ka}{2}}=0,}$

что после тригонометрических преобразований принимает вид:

${\displaystyle \sin ka=0.}$

Корни этого уравнения имеют вид

${\displaystyle k_{n}={\frac {\pi n}{a}},\qquad n\in \mathbb {Z} _{+}.}$

Подставляя в систему, имеем:

${\displaystyle C_{n}^{-}=0,\qquad n=2n_{0}+1,\qquad n_{0}\in \mathbb {Z} _{+},}$

${\displaystyle C_{n}^{+}=0,\qquad n=2n_{0},\qquad n_{0}\in \mathbb {Z} _{+}.}$

Таким образом, решения распадаются на две серии — чётных и нечётных решений:

${\displaystyle \Psi _{n_{0}}^{+}(x)=C_{2n_{0}+1}^{+}\cos {\frac {(2n_{0}+1)\pi x}{a}},\qquad n_{0}\in \mathbb {Z} _{+},}$

${\displaystyle \Psi _{n_{0}}^{-}(x)=C_{2n_{0}}^{-}\sin {\frac {2n_{0}\pi x}{a}},\qquad n_{0}\in \mathbb {Z} _{+}.}$

Тот факт, что решения разбиваются на чётные и нечётные связан с тем, что потенциал сам по себе является чётной функцией. С учётом нормировки

${\displaystyle \int \limits _{-{\frac {a}{2}}}^{\frac {a}{2}}\left(\Psi _{n_{0}}^{\pm }(x)\right)^{2}dx=1,}$

получим явный вид нормировочных множителей:

${\displaystyle C_{2n_{0}+1}^{+}=C_{2n_{0}}^{-}={\sqrt {\frac {2}{a}}}.}$

В результате получим собственные функции гамильтониана:

${\displaystyle \Psi _{n_{0}}^{+}(x)={\sqrt {\frac {2}{a}}}\cos {\frac {(2n_{0}+1)\pi x}{a}},\qquad n_{0}\in \mathbb {Z} _{+},}$

${\displaystyle \Psi _{n_{0}}^{-}(x)={\sqrt {\frac {2}{a}}}\sin {\frac {2n_{0}\pi x}{a}},\qquad n_{0}\in \mathbb {Z} _{+},}$

с соответствующим энергетическим спектром:

${\displaystyle E_{n_{0}}^{+}={\frac {\hbar ^{2}\pi ^{2}(2n_{0}+1)^{2}}{2ma^{2}}}}$

${\displaystyle E_{n_{0}}^{-}={\frac {\hbar ^{2}\pi ^{2}(2n_{0})^{2}}{2ma^{2}}}}$

• Бом Д. Квантовая теория. — Наука, Главная редакция физико-математической литературы, 1965.
• Флюгге З. Задачи по квантовой механике. — Издательство ЛКИ, 2008. — Т. 1.