包头师范学院本科毕业论文论文题目：连续谱本征函数的归一化院系：物理科学与技术学院专业：物理学姓名：赵德胜学号：0809320046指导教师：林海二〇一二年四月内容摘要根据波函数统计诠释,波函数应满足归一化条件.从三种情况讨论波函数的归一化问题.对于分立谱要对其进行归一化，而对于连续谱要对其进行归一化，实则就是他们所选的”归一化”标准不同，但他们之间又有很多微妙的差别和联系，在具体的解决问题时可以体现出来。

波函数（也可称概率幅）是描写粒子体系的量子状态的函数，是概率波，所以对其归一化的研究是非常有意义的。

关键词：波函数；归一化；概率密度；本征函数；边界条件AbstractAccording to the statistical interpretation wave function, wave function should meet the normalization conditions. From three of the wavelet function to discuss a normalized problem.For division spectrum in its normalization, while for the continuous spectrum in its return change, actually is they selected "normalization" standard between different, but they have a lot of subtle differences and connections, in specific solutions can be reflected. Wave function (can say that probability amplitude) is a description of the quantum state of the particle systems is probability wave function, so for its normalization research is very significant.Key words: Wave function；Normalization；Probability density；Eigen function；Boundary conditions目录引言 (1)1.什么是归一化 (2)2.表同态的不同波函数的归一化 (3)3.连续谱本征函数的“归一化” (4)4.箱式归一化 (5)5.总结 (7)参考文献 (8)致谢 (9)引言与经典物理不同 ,在量子力学中是用波函数来描述微观粒子运动状态的.但并不是所有的波函数都有意义 ,只有那些满足波函数标准条件的函数才能用来描述微观粒子的运动状态. 根据波函数的统计诠释 ,量子力学对波函数Ψ(r,t)提出的要求之一便是一个真实的波函数需要满足归一化条件(平方可积),即|Ψ(r,t) |23d r = 1,量子力学理论体系是在几个基本假定的基础上建立起来的.将有关的基本假定概述如下:量子力学体系的状态由一个波函数描写,力学量用厄密算符表示.力学量算符的本征函数组成一个完备系,且可以构成一个正交归一的完备系.量子力学体系的任一状态波函数Ψ均可按上述的正交归一完备函数系展开.当体系处于Ψ态时,测量力学量 F 得到的结果必为 F 的某个本征值,得到此结果的概率 (或概率密度)为上述展开式中相应本征函数的系数的模平方.总的概率当然应该等于1,于是就要求把本征函数和状态波函数归一化,这就是归一化的物理意义.可见,波函数的归一化问题在量子力学中的地位是多么重要. 本文便从以下几种情况讨论波函数的归一化问题.一、什么是归一化由于粒子必定要在空间中的某一点出现，所以粒子在空间各点出现的概率总和等于一，因而粒子在空间各点出现的概率只决定于波函数在空间各点的相对强度，而不决定于强度的绝对大小。

如果把波函数在空间个点的振幅同时加大一倍，并不影响粒子在空间各点的概率，换句话说，将波函数乘上一个常数后，所描写的粒子的状态并不改变。

量子力学中的波函数的这种性质是其他波动过程（如声波、光波等等）所没有的。

对于声波、光波等，体系的状态随振幅的大小而改变，如果把各处振幅加大为二倍，那么声或光的轻度到处都加大为四倍，这就完全是另一个态了。

[1]下面用数学来表达波函数的这种性质，设波函数),,,(t z y x ψ描写粒子的状态，在空间一点过（x,y,z ）和时刻t ，波的强度是ψψψ*=2，*ψ表示ψ的共轭复数。

以dW （x ，y ，z ，t ）表示在时刻t 、在坐标x 到x+dx 、y 到y+dy 、z 到z+dz 的无限小区域内找到粒子的概率，则dW 除了和这个区域的体积dxdydz d =τ成比例外，也和在这个区域内没一点找到粒子的概率成比例。

按照波函数的统计解释，在这个区域内一点找到粒子的概率与2t)z,y,(x, ψ成比例，所以dW （x ，y ，z ，t ）=τψd C 2t)z,y,(x, ，始终C 是比例常数。

以体积τd 除概率dW ，得到在时刻t 、在（x ，y ，z ）点伏击单位体积内找到粒子的概率，我们成这个概率为概率密度，并以),,,(t z y x w 表示：2),,,(),,,(),,,(t z y x C d t z y x dW t z y x w ψτ==。

将上式对整个空间积分，得到粒子在整个空间中出现的概率，由于粒子存在于空间中，这个概率等于1，所以有1t)z,y,(x, 2=⎰∞τψd C ，式中积分号下的无穷大表示对整个空间积分。

由1t)z,y,(x, 2=⎰∞τψd C 式有⎰∞=τψd C 21前面曾提到，波函数乘上一个常数后，并不改变在空间各点找到粒子的概率，即不改变波函数所描写的状态。

现在把⎰∞=τψd C 21式所确定的C 开方后乘ψ，并以ψ表示所得出的函数：t)z,y,(x, ψ=t)z,y,(x, ψC 。

则波函数ψ和ψ所描写的是同一个状态。

于是，由dW （x ，y ，z ，t ）=τψd C 2t)z,y,(x, ，在t 时刻、在（x ，y ，z ）点附近体积元τd 内找到粒子的概率是dW （x ，y ，z ，t ）=τd 2t)z,y,(x, ψ，概率密度是w （x ，y ，z ，t ）=2t)z,y,(x, ψ。

而1t)z,y,(x, 2=⎰∞τψd C 式改写为1t)z,y,(x, 2=ψ⎰∞τd 。

满足上式的波函数成为归一化波函数，上式成为归一化条件，吧ψ换成ψ的步骤成为归一化，使ψ换成ψ的常数C 成为归一化因子。

二、表同态的不同波函数的归一化如果粒子可以处于用波函数Ψ1(r ,t)和Ψ2(r ,t)=A Ψ1(r,t) 描述的状态(其中A 为任意复常数) ,分别用1ω(r ,t)和2ω(r,t) 来表示两者坐标的取值概率密度,则有2ω(r ,t)=τd 2222t ),r ( Ψt ),r ( Ψ ⎰= τd A A 212212t ),r ( Ψt ),r ( Ψ ⎰=1ω(r ,t) 显然,两者给出的坐标的取值概率密度是完全相同的. 即两个相差一个复常数的波函数描述的是同一个状态. 在这一点上,概率波与经典波有着本质的差别. 一个经典波的波幅若增大一倍,则相应的波的能量将为原来的四倍, 因而代表完全不同的波动状态. 经典波根本谈不上归一化,而概率波却可以进行归一化. 那么,如何对该波函数进行归一化呢?我们可以根据波函数所特有的这个性质,去选择一个恰当常数因子.又由于12=δi e(δ为实常数),如果2t),r ( Ψ =1对整个空间积分为1,则2t), r Ψ( δi e 对整个空间积分也等于1,也就是说波函数可以相差一个复常数因子.这样,我们可以利用t),r ( Ψ 来构造一个新的波函数φ(r ,t)=c(t)Ψ(r,t) 式中c (t)是任意一个只与时间相关的函数. 全新波函数φ(r ,t) 满足1t),r ( 2=⎰τφd 则利用构造的波函数可以得到归一化常数c (t)=δτψi e d 212]t),r ( [-⎰ ,其中δ称为相因子,通常选为零.至此,该类波函数归一化完毕,此时坐标r的概率密度ω(r ,t)=2t),r (φ.[2]三、连续谱本征函数的“归一化”并不是所有的波函数都可以按⎰|Ψ(r,t) |2 τd = 1的要求归一化。

这种归一化条件要求波函数绝对值平方2t), r Ψ( 在整个空间是可以积分的波函数⎰|Ψ(r ,t) |2τd 是有限的。

如果合格条件不被满足，即⎰|Ψ(r ,t) |2 τd 发散，此时，归一化常数c （t ）等于零零,显然这种归一化是没有意义的. 以动量本征态为例,粒子的本征态为p 的本征函数为r p i p ce r ⋅=)(ψ，p 为可以取全空间中连续变化的一切实数值. 不难看出,只要c ≠ 0, ⎰|p ψ (r )|2τd =2c 。

⎰∞=τd 即)(r pψ是不能归一化的. 讨论至此, 连续谱本征函数的“归一化”似乎不可能实现了, 不过如果在数学上不过分严格要求,引用Dirac 的δ函数,该“归一化”问题便迎刃而解了. 仍以动量本征态为例,本征值p 的本征函数r p i p ce r ⋅=)(ψ，式中c 是归一化常数. 为了确定c 的数值,计算积分dxdydz z p p y p p x p p i c d r r z z y y x x pp ]})()()[(exp{)()(2-+-+-⎰⎰⎰=ψψ'∞∞-∞∞-∞∞-*'⎰hv v τ因为⎰∞∞-''-=-)(2])[(exp x x x x p p dx x p p iδπ式中)(x x p p '-δ是以)(x x p p '-为宗量的δ函数.[3]所以有)()2()()()()2()()(3232p p c p p p p p p c d r r z z y y x x p p '-=---=ψψ'*'∞⎰ δπδδδπτ因此，如果去23)2(-= πc ，则)(r pψ归一化为δ函数，)()()(p p d r r p p '-=ψψ⎰*'∞ δτ )(r pψ=)exp()2(123r p i⋅π)(r pψ不是按归一化条件(平方可积) 要求的那样归一化为1, 而是归一化为δ函数, 这是由于)(r pψ所属的本征值p 可以取任意值, 动量的本征谱组成连续谱的缘故.可见,无论力学量的本征值组成分立谱还是连续谱, 本征函数和状态波函数都应该是归一化的,也是可以归一化的,其物理意义是一样的,都表示测量力学量得到所有各种可能的结果的总概率等于1,只是数学表达的形式有所不同.同样,坐标本征态也是不能归一化的,也可类似处理,用δ函数来表述其“归一化”,这里就不再赘述了。