בור פוטנציאל סופי (באנגלית: Finite potential well) הוא מונח ממכניקת הקוונטים המהווה הרחבה רעיונית של בור הפוטנציאל האינסופי, במסגרתה החלקיק תחום בבור, אך לבור יש קירות בעלי פוטנציאל סופי. שלא כמו בבור הפוטנציאל האינסופי, ישנה הסתברות גדולה מאפס למצוא את החלקיק מחוץ לבור; הפרשנות הקוונטית למודל זה שונה מהפרשנות הקלאסית, בה אם האנרגיה הקינטית של החלקיק נמוכה ממחסום האנרגיה הפוטנציאלית אז לא ניתן למצוא אותו מחוץ לבור. בפרשנות הקוונטית, ישנה תמיד הסתברות שונה מאפס למצוא את החלקיק מחוץ לבור גם כאשר קלאסית הוא לא יכול להיות שם (ראו גם מנהור קוונטי).

עבור המקרה החד-ממדי על ציר ה-x, משוואת שרדינגר הבלתי תלויה בזמן היא:

כאשר:

${\displaystyle \hbar ={\frac {h}{2\pi }}}$,

${\displaystyle h\,}$ הוא קבוע פלנק,

${\displaystyle m\,}$ היא מסת החלקיק,

${\displaystyle \psi \,}$ היא פונקציית הגל המרוכבת שרוצים למצוא,

${\displaystyle V\left(x\right)\,}$ היא הפונקציה המתארת את האנרגיה הפוטנציאלית בכל נקודה x, ו־${\displaystyle E\,}$ היא האנרגיה, מספר ממשי שלעיתים מכונה אנרגיה עצמית.

עבור המקרה של חלקיק בבור חד-ממדי באורך L, הפוטנציאל הוא ${\displaystyle V_{0}}$ מחוץ לבור, ואפס בתוכו, כלומר עבור x בין ${\displaystyle -L/2}$ ל-${\displaystyle L/2}$. פונקציית הגל חייבת להיות מורכבת ממספר פונקציות גל שונות בתחומים שונים של ציר ה-x – מחוץ לבור או בתוכו. לפיכך, פונקציית הגל תוגדר כך:

${\displaystyle \psi ={\begin{cases}\psi _{1}&:x<-L/2\\\psi _{2}&:-L/2<x<L/2\\\psi _{3}&:x>L/2\end{cases}}}$

בתוך הבור מתקיים ${\displaystyle V(x)=0}$ ולכן משוואה 1 הופכת ל:

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}\psi _{2}}{dx^{2}}}=E\psi _{2}}$

אם נסמן:

${\displaystyle k={\frac {\sqrt {2mE}}{\hbar }}}$,

אז המשוואה הופכת למשוואה:

${\displaystyle {\frac {d^{2}\psi _{2}}{dx^{2}}}=-k^{2}\psi _{2}}$.

זוהי משוואה דיפרנציאלית שפתרונותיה הם מהצורה:

${\displaystyle \psi _{2}=A\sin(kx)+B\cos(kx)\quad }$.

לכן,

${\displaystyle E={\frac {k^{2}\hbar ^{2}}{2m}}}$.

A ו־B יכולים להיות מרוכבים, ו־k הוא מספר ממשי.

בתחום שמחוץ לבור הפוטנציאל קבוע, כלומר ${\displaystyle V(x)=V_{0}}$, ומשוואה 1 הופכת למשוואה:

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}\psi _{1}}{dx^{2}}}=(E-V_{0})\psi _{1}}$

ישנן שתי משפחות של פתרונות, האחת מתאימה למצב בו החלקיק קשור לפוטנציאל, כלומר מצב בו האנרגיה E קטנה מ־${\displaystyle V_{0}}$ ‏(${\displaystyle E<V_{0}}$), והשנייה מתאימה למצב בו החלקיק חופשי, כלומר מצב בו האנרגיה E גדולה מ־${\displaystyle V_{0}}$‏ (${\displaystyle E>V_{0}}$).

עבור חלקיק חופשי, ${\displaystyle E>V_{0}}$, ואם נסמן:

${\displaystyle k'={\frac {\sqrt {2m(E-V_{0})}}{\hbar }}}$

נקבל את המשוואה:

${\displaystyle {\frac {d^{2}\psi _{1}}{dx^{2}}}=-k'^{2}\psi _{1}}$

שלה אותה צורת פתרון כמו בתוך הבור:

${\displaystyle \psi _{1}=C\sin(k'x)+D\cos(k'x)\quad }$

ערך זה יתמקד במצב בו החלקיק קשור לפוטנציאל, כלומר כאשר ${\displaystyle E<V_{0}}$. נסמן:

${\displaystyle \alpha ={\frac {\sqrt {2m(V_{0}-E)}}{\hbar }}}$

ונקבל את המשוואה

${\displaystyle {\frac {d^{2}\psi _{1}}{dx^{2}}}=\alpha ^{2}\psi _{1}}$

שפתרונה הכללי הוא סכום של אקספוננטים:

${\displaystyle \psi _{1}=Fe^{-\alpha x}+Ge^{\alpha x}\,\!}$

בדומה לכך, בתחום השני שמחוץ לבור נקבל:

${\displaystyle \psi _{3}=He^{-\alpha x}+Ie^{\alpha x}\,\!}$

כדי למצוא את הפתרון לבעיה ספציפית, יש לציין את תנאי השפה ולמצוא את ערכי הקבועים A,‏ B,‏ F,‏ G,‏ H ו-I עבורם מתקיימים התנאים האלה.

פתרונות משוואת שרדינגר חייבים להיות רציפים וגזירים. דרישות אלו מקנות תנאי שפה על המשוואות דיפרנציאליות שנגזרו מקודם, כלומר תנאי התאמה בין הפתרונות מחוץ לבור ובתוכה המאפשרים לנו "לתפור" את חלקי הפתרון זה לזה כך שהוא יהיה רציף. במקרה זה, בור הפוטנציאל הוא סימטרי, כך שניתן לנצל את הסימטריה הזאת על מנת לצמצם את מספר המשוואות הדרושות.

נסכם את התוצאות עד כה:

${\displaystyle \psi ={\begin{cases}\psi _{1}&:x<-L/2\\\psi _{2}&:-L/2<x<L/2\\\psi _{3}&:x>L/2\end{cases}}}$

כאשר ${\displaystyle \psi _{1}}$, ${\displaystyle \psi _{2}}$ ו-${\displaystyle \psi _{3}\,\!}$ הן:

${\displaystyle \psi _{1}=Fe^{-\alpha x}+Ge^{\alpha x}\,\!}$

${\displaystyle \psi _{2}=A\sin(kx)+B\cos(kx)\quad }$

${\displaystyle \psi _{3}=He^{-\alpha x}+Ie^{\alpha x}\,\!}$

ניתן לראות שכאשר ${\displaystyle x}$ שואף ל-${\displaystyle -\infty }$, איבר ה-${\displaystyle F}$ שואף לאינסוף. בדומה לכך, כאשר ${\displaystyle x}$ שואף ל-${\displaystyle +\infty }$, איבר ה-${\displaystyle I}$ שואף לאינסוף. כדי שפונקציית הגל תהיה אינטגרבילית בריבוע, חייב להתקיים התנאי ${\displaystyle F=I=0}$, וכך מקבלים

${\displaystyle \psi _{1}=Ge^{\alpha x}\,\!}$

וגם

${\displaystyle \psi _{3}=He^{-\alpha x}\,\!}$

הפונקציה ${\displaystyle \psi \,\!}$ חייבת להיות רציפה וגזירה. במילים אחרות, הערכים של הפונקציות והנגזרות שלהן חייבים להיות תואמים בנקודות ההפרדה בין התחומים:

${\displaystyle \psi _{1}(-L/2)=\psi _{2}(-L/2)\,\!}$		${\displaystyle \psi _{2}(L/2)=\psi _{3}(L/2)\,\!}$
${\displaystyle {\frac {d\psi _{1}}{dx}}(-L/2)={\frac {d\psi _{2}}{dx}}(-L/2)\,\!}$		${\displaystyle {\frac {d\psi _{2}}{dx}}(L/2)={\frac {d\psi _{3}}{dx}}(L/2)\,\!}$

כיוון שהפוטנציאל זוגי, למשוואות אלו יש שני סוגי פתרונות: סימטריים, שבהם ${\displaystyle A=0}$ ו-${\displaystyle G=H}$; ואנטי-סימטריים, שבהם ${\displaystyle B=0}$ ו-${\displaystyle G=-H}$. עבור המקרה הסימטרי מתקבל:

${\displaystyle He^{-\alpha L/2}=B\cos(kL/2)}$

${\displaystyle -\alpha He^{-\alpha L/2}=-kB\sin(kL/2)}$

כך שאם נחלק את המשוואות זו בזו נקבל

${\displaystyle \alpha =k\tan(kL/2)}$.

בדומה לכך עבור המקרה האנטי-סימטרי מקבלים

${\displaystyle \alpha =-k\cot(kL/2)}$.

נזכיר ש־${\displaystyle \alpha }$ ו־${\displaystyle k}$ תלויים באנרגיה. את הממצאים הללו ניתן לפרש פיזיקלית: תנאי הרציפות לא יכולים להתקיים עבור ערכים שרירותיים של האנרגיה, ובמקום זאת, רק רמות אנרגיה מסוימות, המתאימות לפתרונות של המשוואות לעיל, מותרות. לפיכך רמות האנרגיה של המערכת שנמצאות מתחת ל-${\displaystyle V_{0}}$ הן בדידות; הפונקציות העצמיות המתאימות להן הן מצבים קשורים של בור הפוטנציאל (בניגוד לכך, רמות האנרגיה מעל ${\displaystyle V_{0}}$ הן רציפות).

לא ניתן לפתור את משוואות האנרגיה באופן אנליטי. עם זאת, ניתן לראות שבמקרה הסימטרי תמיד קיים לפחות מצב קשור אחד, גם אם הבור מאוד רדוד. ניתן להפיק פתרונות גרפיים או נומריים באמצעות הגדרת מספר משתנים חסרי ממדים: ${\displaystyle u=\alpha L/2}$ ו-${\displaystyle v=kL/2}$, ולהבחין בכך שמההגדרות של ${\displaystyle \alpha }$ ו-${\displaystyle k}$ נובע ${\displaystyle u^{2}=u_{0}^{2}-v^{2}}$, כאשר ${\displaystyle u_{0}^{2}=mL^{2}V_{0}/2\hbar ^{2}}$, והמשוואות השלטות הן:

${\displaystyle {\sqrt {u_{0}^{2}-v^{2}}}={\begin{cases}v\tan v,&{\mbox{(symmetric case) }}\\-v\cot v,&{\mbox{(antisymmetric case) }}\end{cases}}}$

בגרף שמשמאל, עבור ${\displaystyle u_{0}^{2}=20}$, קיימים פתרונות כאשר חצי המעגל הכחול חותך את הענפים הסגולים או האפורים (${\displaystyle v\tan v}$ ו- ${\displaystyle -v\cot v}$; הענפים הסגולים מייצגים פתרונות גל סימטריים והאפורים מייצגים פתרונות אנטי-סימטריים). כל עקום סגול או אפור מייצג פתרון אפשרי, ${\displaystyle v_{i}}$ בטווח ${\displaystyle {\frac {\pi }{2}}(i-1)\leq v_{i}<{\frac {\pi }{2}}i}$. המספר הכולל של פתרונות, ${\displaystyle N}$ (כלומר מספר הענפים שנחתכים על ידי חצי המעגל הכחול), ניתן לקביעה מחלוקת רדיוס המעגל הכחול, ${\displaystyle u_{0}}$, בטווח של כל פתרון ${\displaystyle \pi /2}$. כלומר:

${\displaystyle N=\left\lfloor {\frac {2u_{0}}{\pi }}\right\rfloor +1=\left\lceil {\frac {2u_{0}}{\pi }}\right\rceil }$

במקרה זה ישנם בדיוק שלושה פתרונות, כיוון ש-${\displaystyle N=\lfloor 2{\sqrt {20}}/\pi \rfloor +1=\lfloor 2.85\rfloor +1=2+1=3}$.

${\displaystyle v_{1}=1.28,v_{2}=2.54}$ and ${\displaystyle v_{3}=3.73}$, והאנרגיות המתאימות,

${\displaystyle E_{n}={2\hbar ^{2}v_{n}^{2} \over mL^{2}}}$.

ניתן גם לחזור כעת אחורה ולמצוא את הערכים של הקבועים ${\displaystyle A,B,G,H}$ במשוואות (יש להכפיף אותן גם לתנאי הנרמול של פונקציית הגל). משמאל ניתן לראות את רמות האנרגיה ואת פונקציות הגל במקרה זה (כאשר ${\displaystyle x_{0}\equiv \hbar /{\sqrt {2mV_{0}}}}$).

גם עבור ערכים קטנים של ${\displaystyle u_{0}}$ (בור רדוד או צר), תמיד ישנו לפחות מצב קשור אחד. שני מקרים פרטיים הם חשובים במיוחד וראויים לציון. כאשר גובה הפוטנציאל הולך וגדל,${\displaystyle V_{0}\to \infty }$, רדיוס חצי המעגל הופך גדול מאוד והשורשים הולכים ומתקרבים לערכים ${\displaystyle v_{n}=n\pi /2}$ - והרי אלו בדיוק הערכים של רמות האנרגיה של בור פוטנציאל אינסופי.

המקרה האחר הוא זה של בור צר מאוד ועמוק מאוד - ספציפית המקרה בו ${\displaystyle V_{0}\to \infty }$ וגם ${\displaystyle L\to 0}$ באופן כזה ש-${\displaystyle V_{0}L}$ עומד על ערך קבוע. כיוון ש- ${\displaystyle u_{0}\propto V_{0}L^{2}}$, נקבל שהוא ישאף לאפס, וכך יהיה רק מצב קשור אחד. הפתרון המקורב המתקבל הוא ${\displaystyle v^{2}=u_{0}^{2}-u_{0}^{4}}$, והאנרגיה תשאף ל-${\displaystyle E=-mL^{2}V_{0}^{2}/2\hbar ^{2}}$. אבל זוהי בדיוק האנרגיה של המצב הקשור של פוטנציאל דלתא בחוזק ${\displaystyle V_{0}L}$!

נניח כעת בור פוטנציאל חד-ממדי אסימטרי הניתן בפוטנציאל:

${\displaystyle V(x)={\begin{cases}V_{1}&:-\infty <x<0\\0&:0<x<a\\V_{2}&:a<x<\infty \end{cases}}}$

כאשר ${\displaystyle V_{2}>V_{1}}$. הפתרון המתאים לפונקציית הגל כאשר ${\displaystyle E<V_{1}}$ הוא:

${\displaystyle \psi (x)={\begin{cases}c_{1}e^{k_{1}x}&:x<0\\c\sin(kx+\delta )&:0<x<a\\c_{2}e^{-k_{2}x}&:x>a\end{cases}}}$

כאשר:

${\displaystyle k={\sqrt {2mE/\hbar ^{2}}}}$

${\displaystyle k_{1}={\sqrt {(2m/\hbar ^{2})(V_{1}-E)}}}$

${\displaystyle k_{2}={\sqrt {(2m/\hbar ^{2})(V_{2}-E)}}}$

${\displaystyle \sin \delta ={\frac {k\hbar }{\sqrt {2mV_{1}}}}}$.

קיומם של מצבים קשורים אינו מובטח במקרה האסימטרי; כיוון שתנאי הרציפות והגזירות של פונקציית הגל מאלצים את החלק האוסצילטורי של פונקציית הגל (החלק שבבור) לפגוש את שני החלקים הדועכים שלה במופעים שונים מסוימים, חייב להיות הפרש מופע מינימלי בין שני צידי הבור - ומכיוון שהבור בעל רוחב מוגדר וסופי הדבר מחייב מספר גל מינימלי ואנרגיה מתאימה מינימלית. אילו אנרגיה מינימלית זאת גבוהה מ-${\displaystyle V_{1}}$ אז לא ייתכנו מצבים קשורים. כאן טמון ההבדל בין בור פוטנציאל סימטרי לאסימטרי - בבור פוטנציאל סימטרי ייתכן הפרש מופע שואף לאפס בין שני צידי הבור, ולכן לא משנה כמה רדוד או צר הוא, תמיד יהיה לפחות מצב קשור אחד.

רמות האנרגיה ${\displaystyle E=k^{2}\hbar ^{2}/(2m)}$ במקרה האסימטרי נקבעות לאחר ש-${\displaystyle k}$ מחושב מתוך המשוואה הטרנסצנדנטלית הבאה:

${\displaystyle ka=n\pi -\sin ^{-1}\left[k\hbar /{\sqrt {2mV_{1}}}\right]-\sin ^{-1}\left[k\hbar /{\sqrt {2mV_{2}}}\right]}$

התוצאות עבור בור פוטנציאל סימטרי מתקבלות מהצבת ${\displaystyle V_{1}=V_{2}=V_{0}}$ במשוואה זו.

• בור פוטנציאל אינסופי
• מנהור קוונטי