自由粒子

在物理學裏，自由粒子是不被位勢束縛的粒子。在經典力學裏，一個自由粒子所感受到外來的淨力是0。

假若，一個粒子的能量大於在任何地點$x\,\!$的位勢，$E>V(x)\,\!$，不會被位勢束縛，則稱此粒子為自由粒子。更強版的定義，還要求位勢為常數$V(x)=V_{0}\,\!$。假若，一維空間分為幾個區域，只有在每個區域內，位勢為常數；在區域與區域之間，位勢不相等，則稱此粒子為半自由粒子。自由粒子或半自由粒子的能量大於位勢，$E>V(x)\,\!$，不會被位勢束縛，能量不是離散能量譜的特殊值，而是大於或等於$V_{0}\,\!$的任意值。

本條目只論述強版定義的自由粒子。由於能量與位勢都不是絕對值，可以設定位勢為0，再根據新舊位勢的差額，調整能量。

經典自由粒子

經典自由粒子的特點是它移動的速度$\mathbf {v} \,\!$是不變的。它的動量$\mathbf {p} \,\!$是

$\mathbf {p} =m\mathbf {v} \,\!$。

其中，$m\,\!$是粒子的質量。

能量$E\,\!$是

$E={\frac {1}{2}}mv^{2}\,\!$。

非相對論性的自由粒子

描述一個非相對論性自由粒子的含時薛定諤方程式為

$-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\nabla ^{2}\ \Psi (\mathbf {r} ,t)=i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}\Psi (\mathbf {r} ,t)$；

其中，$\hbar$是約化普朗克常數，$\Psi (\mathbf {r} ,t)$是粒子的波函數，$\mathbf {r}$是粒子的位置，$t$是時間。

這薛定諤方程式有一個平面波解：

$\Psi (\mathbf {r} ,t)=e^{i(\mathbf {k} \cdot \mathbf {r} -\omega t)}$；

其中，$\mathbf {k}$是波向量，$\omega$是角頻率。

將這公式代入薛定諤方程式，這兩個變數必須遵守關係式

${\frac {\hbar ^{2}k^{2}}{2m}}=\hbar \omega \,\!$。

由於粒子存在的機率等於1，波函數$\Psi (\mathbf {r} ,t)\,\!$必須歸一化，才能夠表達出正確物理意義。對於一般的自由粒子而言，這不是問題。因為，自由粒子的波函數，在位置或動量方面，都是局部性的。

動量的期望值是

$\langle \mathbf {p} \rangle =\langle \Psi |-i\hbar \nabla |\Psi \rangle =\hbar \mathbf {k} \,\!$。

能量的期望值是

$\langle E\rangle =\langle \Psi |i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}|\Psi \rangle =\hbar \omega \,\!$。

代入波向量$\mathbf {k} \,\!$與角頻率$\omega \,\!$的關係方程式，可以得到熟悉的能量與動量的關係方程式：

$\langle E\rangle ={\frac {\langle p\rangle ^{2}}{2m}}\,\!$。

波的群速度$v_{g}\,\!$定義為

$v_{g}={\frac {\mathrm {d} \omega }{\mathrm {d} k}}={\frac {\mathrm {d} E}{\mathrm {d} p}}=v\,\!$；

其中，$v\,\!$是粒子的經典速度。

波的相速度$v_{p}\,\!$定義為

$v_{p}={\frac {\omega }{k}}={\frac {E}{p}}={\frac {p}{2m}}={\frac {v}{2}}\,\!$。

在量子力學裏，一個自由粒子的動量與能量不必須擁有特定的值。自由粒子的波函數以波包函數表示為

$\Psi (\mathbf {r} ,t)={\frac {1}{(2\pi )^{3/2}}}\int _{\mathbb {K} }A(\mathbf {k} )e^{i(\mathbf {k} \cdot \mathbf {r} -\omega t)}\mathrm {d} \mathbf {k} \,\!$；

其中，積分區域$\mathbb {K}$是$\mathbf {k}$-空間。

為了方便計算，只考慮一維空間，

$\Psi (x,t)={\frac {1}{\sqrt {2\pi }}}\int _{-\infty }^{\infty }A(k)~e^{i(kx-\omega (k)t)}\ \mathrm {d} k\,\!$；

其中，振幅$A(k)\,\!$是量子疊加的系數函數。

逆反過來，系數函數表示為

$A(k)={\frac {1}{\sqrt {2\pi }}}\int _{-\infty }^{\,\infty }\Psi (x,\ 0)~e^{-ikx}\,\mathrm {d} x\,\!$；

其中，$\Psi (x,\ 0)\,\!$是在時間$t=0\,\!$的波函數。

所以，知道在時間$t=0\,\!$的波函數$\Psi (x,\ 0)\,\!$，通過傅立葉轉換，可以推導出在任何時間的波函數$\Psi (x,t)\,\!$。

相對論性的自由粒子

相對論性的自由粒子的量子行為，需要用特別的方程式專門描述：

• 克萊因-戈爾登方程式描述中性的，自旋為零的，相對論性的自由粒子的量子行為。
• 狄拉克方程式描述相對論性的電子（自旋為$1/2\,\!$）的量子行為。

參閱

• 態疊加原理
• 無限深方形阱
• 有限深方形阱
• 有限位勢壘
• 球對稱位勢
• Delta位勢阱
• Delta位勢壘
• 波包