歸一條件

在量子力學裏，表達粒子的量子態的波函數必須滿足歸一條件，也就是說，在空間內，找到粒子的機率必須等於 $1\,\!$ 。這性質稱為歸一性。用數學公式表達，

$\int _{-\infty }^{\infty }\psi ^{*}(x)\psi (x)\ dx=1\,\!$ ;

其中，$x\,\!$ 是粒子的位置，$\psi (x)\,\!$ 是波函數。

假若，在給予的區間內，一個薛丁格方程的解答，不是有限積分，則這解答不是一個真實的物理解答。我們不能接受此解答。例如，歸一條件使我們不能採用週期函數為無限區間的解答；週期性函數只能用於有限區間的問題。

歸一化導引

一般而言，波函數 $\psi \,\!$ 是一個複函數。可是，$\psi ^{*}\psi =\mid \psi \mid ^{2}\,\!$ 是一個實函數，大於或等於 $0\,\!$ ，稱為機率密度函數。所以，在區域 $[x,\ x+\Delta x]\,\!$ 內，找到粒子的機率 $\Delta P\,\!$ 是

$\Delta P=\mid \psi \mid ^{2}\Delta x\,\!$ ；(1) 。

既然粒子存在於空間，機率是 $1\,\!$ 。所以，積分於整個一維空間：

$P=\int _{-\infty }^{\infty }\mid \psi \mid ^{2}dx=1\,\!$ 。(2)

假若，從解析薛丁格方程而得到的波函數 $\psi \,\!$ ，其機率 $P\,\!$ 是有限的，但不等於 $1\,\!$ ，我們可以將波函數 $\psi \,\!$ 乘以一個常數，使機率 $P\,\!$ 等於 $1\,\!$ 。或者，假若波函數內，已經有一個任意常數，我們可以設定這任意常數的值，使機率 $P\,\!$ 等於 $1\,\!$。

實例

在一維空間內，束縛於區域 $[0,\ \ell ]\,\!$ 內的一個粒子，其波函數是

$\psi (x,\ t)={\begin{cases}Ae^{i(kx-\omega t)},&0\leq x\leq \ell \\0,&elsewhere\end{cases}}\,\!$ ；

其中，$k\,\!$ 是波數，$\omega \,\!$ 是角頻率，$A\,\!$ 是任意常數。

我們必須求 能夠使波函數歸一化 的任意常數值 $A\,\!$ 。將波函數代入：

$\mid \psi \mid ^{2}=A^{2}e^{i(kx-\omega t)}e^{-i(kx-\omega t)}=A^{2}\,\!$ 。

積分於整個粒子存在的區域：

$\int _{0}^{\ell }A^{2}dx=1\,\!$ 。

稍加運算，

$A^{2}\ell =1\qquad \Rightarrow \qquad A=\left({\frac {1}{\sqrt {\ell }}}\right)\,\!$ 。

歸一化的波函數是：

$\psi (x,t)={\begin{cases}\left({\frac {1}{\sqrt {\ell }}}\right)e^{i(kx-\omega t)},&0\leq x\leq \ell \\0,&{\text{elsewhere}}\end{cases}}\,\!$ 。

形式不變的薛丁格方程

薛丁格方程為

${\frac {-\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}+V(x)\psi (x)=E\psi (x)\,\!$ ；

其中，$\hbar \,\!$ 是約化普朗克常數，$V(x)\,\!$ 是位勢，$E\,\!$ 是能量。

將波函數 $\psi \,\!$ 歸一化，替換為 $\psi \,'=A\psi \,\!$ 。則薛丁格方程成為

${\frac {-\hbar ^{2}}{2m}}A{\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}+V(x)A\psi (x)=EA\psi (x)\,\!$

$\Rightarrow A\left({\frac {-\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}+V(x)\psi (x)\right)=A\left(E\psi (x)\right)\,\!$

$\Rightarrow {\frac {-\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}+V(x)\psi (x)=E\psi (x)\,\!$ 。

薛丁格方程的形式不變。對於歸一化，薛丁格方程是個不變式。

一個表達粒子量子態的波函數，必須滿足粒子的薛丁格方程。既然 $\psi \,\!$ 和 $\psi \,'\,\!$ 都能夠滿足同樣的薛丁格方程，它們必定都表達同樣的量子態。使用沒有歸一化的波函數，我們只能知道機率的相對大小；使用歸一化的波函數，我們可以知道絕對的機率。這對於量子問題的解析，會提供許多便利。

歸一化恆定性

給予一個歸一化的波函數．隨著時間的變化，波函數也會改變．假若，隨著時間改變的波函數不再滿足歸一條件，我們勢必要重新將波函數歸一化．這樣，歸一常數 $A\,\!$ 變的相依於時間．很幸運地，滿足薛丁格方程的波函數的歸一性是恆定的．設定波函數 $\psi (x,\ t)\,\!$ 滿足薛丁格方程與歸一條件：

${\frac {-\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {\partial ^{2}\psi }{\partial x^{2}}}+V(x)\psi =i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}\,\!$ ，

$P=\int _{-\infty }^{\infty }\psi ^{*}\psi \ dx=1\,\!$ ；

假若，歸一性是恆定的，則機率 $P\,\!$ 不相依於時間。為了顯示這一點，讓我們先計算 ${\frac {dP}{dt}}\,\!$ ：

${\frac {dP}{dt}}={\frac {d}{dt}}\int _{-\infty }^{\infty }\psi ^{*}(x,\ t)\psi (x,\ t)\ dx=\int _{-\infty }^{\infty }{\frac {\partial }{\partial t}}(\psi ^{*}(x,\ t)\psi (x,\ t))\ dx\,\!$ 。

展開被積函數

${\frac {\partial }{\partial t}}(\psi ^{*}\psi )={\frac {\partial \psi ^{*}}{\partial t}}\psi +\psi ^{*}{\frac {\partial \psi }{\partial t}}\,\!$ 。

編排薛丁格方程，可以得到波函數 $\psi \,\!$ 隨時間的偏導數：

${\frac {\partial \psi }{\partial t}}={\frac {i\hbar }{2m}}{\frac {\partial ^{2}\psi }{\partial x^{2}}}-{\frac {i}{\hbar }}V(x)\psi \,\!$ 。

共軛波函數 $\psi ^{*}\,\!$ 隨時間的偏導數為

${\frac {\partial \psi ^{*}}{\partial t}}={\frac {-i\hbar }{2m}}{\frac {\partial ^{2}\psi ^{*}}{\partial x^{2}}}+{\frac {i}{\hbar }}V(x)\psi ^{*}\,\!$ 。

將 $\psi \,\!$ 與 $\psi ^{*}\,\!$ 代入被積函數

${\begin{aligned}{\frac {\partial }{\partial t}}(\psi ^{*}\psi )&=\left({\frac {-i\hbar }{2m}}{\frac {\partial ^{2}\psi ^{*}}{\partial x^{2}}}+{\frac {i}{\hbar }}V(x)\psi ^{*}\right)\psi +\psi ^{*}\left({\frac {i\hbar }{2m}}{\frac {\partial ^{2}\psi }{\partial x^{2}}}-{\frac {i}{\hbar }}V(x)\psi \right)\\&=\left({\frac {-i\hbar }{2m}}{\frac {\partial ^{2}\psi ^{*}}{\partial x^{2}}}\right)\psi +\psi ^{*}\left({\frac {i\hbar }{2m}}{\frac {\partial ^{2}\psi }{\partial x^{2}}}\right)\\&=\left({\frac {i\hbar }{2m}}\right){\frac {\partial }{\partial x}}\left(\psi ^{*}{\frac {\partial \psi }{\partial x}}-{\frac {\partial \psi ^{*}}{\partial x}}\psi \right)\\\end{aligned}}\,\!$。

代入 ${\frac {dP}{dt}}\,\!$ 的方程式:

${\frac {dP}{dt}}=\left({\frac {i\hbar }{2m}}\right)\left[\left.\left(\psi ^{*}{\frac {\partial \psi }{\partial x}}-{\frac {\partial \psi ^{*}}{\partial x}}\psi \right)\right|_{\infty }-\left.\left(\psi ^{*}{\frac {\partial \psi }{\partial x}}-{\frac {\partial \psi ^{*}}{\partial x}}\psi \right)\right|_{-\infty }\right]\,\!$ 。

可是，在 $x=\pm \infty \,\!$ ，$\psi \,\!$ 與 $\psi ^{*}\,\!$ 都等於 0 ．所以，

${\frac {dP}{dt}}=0\,\!$ 。

機率 $P=1\,\!$ 不相依於時間。波函數的歸一化是恆定的。

參考文獻

• Griffiths, David J. Introduction to Quantum Mechanics (2nd ed.). Prentice Hall. 2004: pp. 12–14. ISBN 0-13-111892-7.  引文格式1维护：冗余文本 (link)

參閱

• 正則變換

外部連結

Middlebury 大學講義：歸一化