当前课程知识点:量子力学(上) > 第四章 力学量用算符表示 > 4.3 动量本征函数的归一化 > 4.3.1 动量本征函数在无穷空间中的归一化
这一节我们讲解
动量本征函数的归一化问题
我们首先先讲解
动量本征函数
在无穷空间中的归一化问题
然后
我们再讲解
动量的本征函数
在有限空间中的归一化问题
那么下面就是
动量的本征方程
它是动量算符
作用在动量的本征函数上
等于动量的本征值
乘上动量的本征函数
那么动量算符
就像大家早已知道的那样
等于 -iℏ∇
由于动量算符是厄密算符
因此
动量的本征值是实数
也就是说
p 的三个分量都是实数
那么这个微分方程
是容易解得的
那么它的解
是这样子的
是一个复的常数
乘以上一个 e 指数
那么这个指数上呢是 i
动量和坐标的标积
再除上 ℏ
那么这个解我们发现
它是彼此对易的
三个算符 p̂x, p̂y, p̂z 的
去除简并后的
同时的本征函数
那么对于一个
在三维空间中
自由运动的
没有自旋的粒子
这样一个量子状态
它的自由度和经典自由度
是一样的,是 3 个
那么因此
动量算符的三个分量
即 p̂x, p̂y, p̂z
就构成了该系统的
完备力学量集
如果动量的本征函数集
是正交归一的
那么动量本征函数集
就构成了描述该系统的
量子状态的完备基底
那么从另一方面说
我们从求解
动量本征函数的过程
可以看到
动量的本征值是连续的
如果本征值谱是连续谱
那么这样的算符的本征函数
通常是不可以归一的
那么具体到我们的例子
动量来说
我们可以看到
动量的本征函数的模的平方
就是这个复常数 C 模的平方
这是因为 p 是一个实数
那么波函数模的平方
也就是粒子的空间几率密度
也就是说
对于一个有确定动量的粒子
它在空间的
任何一个位置出现的
几率密度都是相同的
那么因此在
无穷空间中的积分
对这个几率密度的积分
是发散的
因此
动量的本征函数
是不可能有限地归一
那么这也是
不确定关系的
一个具体的体现
虽然动量的波函数
不可能有限的归一
我们仍然可以按照
δ 函数归一
那么下面的这个表达式
就是 δ 函数的正交归一
它是动量的
两个波函数的内积
等于一个 δ 函数
这个 δ 函数是 Dirac δ 函数
大家注意到
这是一个三维的函数
那么如果将刚才我们得到的
动量的本征函数代入到
这个 δ 函数归一的表达式中
我们会发现
左边就等于这个常数
复常数模的平方乘上
这样一个积分
那么这个积分
就是一个 e 指数
指数上面是 i(p - p’)
和坐标的标积除上 ℏ
在全空间进行积分
那么这个积分
从数学上我们是清楚的
它等于 (2πℏ)3 乘上一个
三维的 Dirac δ 函数
因此
刚才正交归一的
表达式的左边
就应该等于 C 的模的平方
乘上 (2πℏ)3
再乘上这个 Dirac δ函数
等于右边的 Dirac δ函数
那么因此
C 的模的平方
乘上这个系数 (2πℏ)3
应该等于 1
那么也就说
C 的模的平方
等于 (2πℏ)3 的倒数
那么在这里我们可以取
C 是一个实数
等于 1 除上根号下
(2πℏ)3
在这里我们忽略了
C 的一个相位
也就是一般来讲
C 还可以是这个常数
乘上一个 e 指数
指数上是 iδ
δ 是一个相位
那么这样的选取
也可以满足
正交归一的表达式
但是在这里呢
我们取 C 为一个实数
因此动量的本征函数
就可以表示为
1 除上根号下 (2πℏ)3
再乘上一个 e 指数
那么指数上是 i
动量和坐标的标积除上 ℏ
在这里
我们不得不要问一个问题
我们为什么要按照 δ 函数
对动量的本征函数进行
正交归一呢
那么用 δ 函数
进行正交归一的合理性
就取决于
动量本征函数系
是否能够构成
描述一个在三维空间中
自由运动的无自旋的粒子的
量子状态的完备基底
如果答案是肯定的
那么任何一个描述
在三维空间中自由运动的
无自旋粒子的量子状态的波函数
都可以按照
动量本征函数进行展开
展开项的系数的模的平方
就是测量动量的几率
因此
δ 归一化的动量本征函数
主要是用于计算
粒子的动量测量几率
那么我现在回答
前面的那个问题
我们以一维空间的情形为例
我们可以看到
任何一个波函数 ψ(x,t)
可以对动量本征函数
进行展开
这实际上
就是一个 Fourier 变换
是 Ψ(x,t) 和 Φ(p,t)之间的
转换
动量本征函数前面的系数
那么可以按照 Fourier 变换的
反变换得到
那么如刚才我们所说的那样
这个系数模的平方
就给出了测量动量的
几率密度
我们也可以证明
如果波函数 Ψ(x,t)
满足下面的薛定谔方程的话
那么 Φ(p,t)
就满足这样子的一个方程
那么这个方程也称为
动量空间中的薛定谔方程
其中 p 就是动量算符
在动量空间中的表示
就类似于坐标算符
在坐标空间中的表示一样
那么坐标算符
在动量空间中的表示
是什么呢
它就是 iℏ 对动量进行偏导
按照 δ 函数归一化的方法
是可以用于
任何有连续本征值谱的
本征函数系
比如
对于坐标算符 x
这里我们只讨论一维的情况
它的本征函数的正交归一性
就可以表达为
属于本征值 x1 的本征函数和
属于本征值 x2 的本征函数
之间的内积等于
Dirac δ 函数
δ(x1 – x2)
那么我们可以容易地发现
属于本征值 x1 的本征函数
就等于一个Dirac δ 函数
δ(x - x1)
它就是在坐标表象中的
坐标本征函数
-引言
--引言
-1.1 普朗克的光量子假说
-1.2 玻尔的原子结构模型
-1.3 德布罗意的物质波假说
-第一章 量子力学的历史渊源--第1周作业
-2.1波函数
-第二章 波函数与薛定谔方程--第2周作业
-2.2 薛定谔方程
-第二章 波函数与薛定谔方程--第3周作业
-3.1一维运动问题的一般分析
-第三章 一维势场中的粒子--第4周作业
-3.2 方势阱
-3.3 δ函数势阱
-第三章 一维势场中的粒子--第5周作业
-3.4 线性谐振子
-3.5 一维散射问题
-第三章 一维势场中的粒子--第6周作业
-*3.6 δ势的穿透
-*3.7 周期性势场中的能带结构
--第三章 一维势场中的粒子--第7周作业
-4.1 算符及其运算
-第四章 力学量用算符表示--第8周作业
-4.2 厄密算符的主要性质
-第四章 力学量用算符表示--第9周作业
-4.3 动量本征函数的归一化
-4.4 角动量算符的本征值和本征态
-第四章 力学量用算符表示--第10周作业
-5.1 量子力学中的守恒量
-5.2 对称性与守恒量
-第五章 量子力学中的对称性与守恒量--第11周作业
-5.3 全同粒子系统波函数的交换对称性
-*5.4 Schrödinger图画和Heisenberg图画
-第五章 量子力学中的对称性与守恒量--第12周作业
-6.1 中心力场中粒子运动的一般性质
-*6.2 球无限深势阱
-第六章 中心力场--第13周作业
-6.3 三维各向同性谐振子
-6.4 氢原子和类氢离子
-7.1 带电粒子在电磁场中的薛定谔方程
-*7.2 朗道能级
-*7.3 阿哈罗诺夫-博姆(Aharonov-Bohm)效应