【波函数】
设想经典力学里的谐振子 系统（A-B），一条弹簧的一端固定不动，另一端有一个带质量圆球；在量子力学里， （C-H）展示出同样系统的薛丁格方程式的六个波函数解。横轴坐标表示位置，竖轴坐标表示波函数机率幅的实部（蓝色）或虚部（红色）。（C-F）是定态，（G、H）不是定态。定态的能量为驻波振动频率与约化普朗克常数的乘积。
在量子力学里，量子系统的量子态可以用波函数（Wave function）来描述。薛丁格方程式设定波函数如何随著时间流逝而演化。notetag|从数学角度来看，薛丁格方程式乃是一种波动方程式，因此，波函数具有类似波的性质。这说明了波函数这术语的命名原因。
波函数  是一种复值函数，表示粒子在位置  、时间  的机率幅，它的绝对值平方  是在位置  、时间  找到粒子的机率密度。以另一种角度诠释，波函数是「在某时间、某位置发生相互作用的概率幅」。波函数的概念在量子力学里非常基础与重要，诸多关于量子力学诠释像谜一样之结果与困惑，都源自于波函数，甚至今天，这些论题仍旧尚未获得满意解答。
== 历史 ==
路易·德布罗意
埃尔温·薛丁格
在1920年代与1930年代，理论量子物理学者大致分为两个阵营。第一个阵营的成员主要为路易·德布罗意和埃尔温·薛丁格等等，他们使用的数学工具是微积分，他们共同创建了波动力学。第二个阵营的成员主要为维尔纳·海森堡和马克斯·玻恩等等，使用线性代数，他们建立了矩阵力学。后来，薛丁格证明这两种方法完全等价。606–609
德布罗意于1924年提出的德布罗意假说表明，每一种微观粒子都具有波粒二象性。电子也不例外，具有这种性质。电子是一种波动，是电子波。电子的能量与动量分别决定了它的物质波频率与波数。既然粒子具有波粒二象性，应该会有一种能够正确描述这种量子特性的波动方程式，这点子给予埃尔温·薛定谔极大的启示，他因此开始寻找这波动方程式。薛定谔参考威廉·哈密顿先前关于牛顿力学与光学之间的类比这方面的研究，在其中隐藏了一个奥妙的发现，即在零波长极限，物理光学趋向于几何光学；也就是说，光波的轨道趋向于明确的路径，而这路径遵守最小作用量原理。哈密顿认为，在零波长极限，波传播趋向于明确的运动，但他并没有给出一个具体方程式来描述这波动行为，而薛定谔给出了这方程式。他从哈密顿-雅可比方程成功地推导出薛定谔方程式。207他又用自己设计的方程式来计算氢原子的谱线，得到的答案与用波耳模型计算出的答案相同。他将这波动方程式与氢原子光谱分析结果，写为一篇论文，1926年，正式发表于物理学界163-167。从此，量子力学有了一个崭新的理论平台。
薛丁格给出的薛定谔方程式能够正确地描述波函数的量子行为。那时，物理学者尚未能解释波函数的涵义，薛定谔尝试用波函数来代表电荷的密度，但遭到失败。1926年，玻恩提出机率幅的概念，成功地解释了波函数的物理意义219-220。可是，薛定谔本人不赞同这种统计或机率方法，和它所伴随的非连续性波函数塌缩，如同爱因斯坦认为量子力学只是个决定性理论的统计近似，薛定谔永远无法接受哥本哈根诠释。在他有生最后一年，他写给玻恩的一封信内，薛定谔清楚地表明了这意见。479
1927年，道格拉斯·哈特里与弗拉基米尔·福克在对于多体波函数的研究踏出了第一步，他们发展出哈特里－福克方程来近似方程的解。这计算方法最先由哈特里提出，后来福克将之加以改善，能够符合包立不相容原理的要求。344-345
薛定谔方程式不具有劳仑兹不变性 ，无法准确给出符合相对论的结果。薛定谔试著用相对论的能量动量关系式，来寻找一个相对论性方程式，并且描述电子的相对论性量子行为。但是这方程式给出的精细结构不符合阿诺·索末菲的结果，又会给出违背量子力学的负机率和怪异的负能量现象，他只好将这相对论性部分暂时搁置一旁，先行发表前面提到的非相对论性部分。196-1973
1926年，奥斯卡·克莱因和沃尔特·戈尔登将电磁相对作用纳入考量，独立地给出薛定谔先前推导出的相对论性部分，并且证明其具有劳仑兹不变性。这方程式后来称为克莱因-戈尔登方程式。3
1928年，保罗·狄拉克最先成功地统一了狭义相对论与量子力学，他推导出狄拉克方程式，适用于电子等等自旋为1/2的粒子。这方程式的波函数是一个旋量，拥有自旋性质。167
==概述==
在一维无限深方形阱内，粒子的能级与对应的波函数。
在一维无限深方形阱内，找到能级为  的粒子的机率。
===位置空间波函数===
假设一个自旋为零的粒子移动于一维空间。这粒子的量子态以波函数表示为  ；其中， 是位置， 是时间。波函数是复值函数。测量粒子位置所得到的结果不是决定性的，而是机率性的。粒子的位置  在区间  （即  ）的机率为
；
其中， 是对于粒子位置做测量的时间。
换句话说， 是粒子在位置  、时间  的机率密度。
这导致归一化条件：在位置空间的任意位置找到粒子的机率为100%：
。
===动量空间波函数===
在动量空间，粒子的波函数表示为  ；其中， 是一维动量，值域从  至  。测量粒子动量所得到的结果不是决定性的，而是机率性的。粒子的动量  在区间  （即  ）的机率为
。
动量空间波函数的归一化条件也类似：
。
===两种波函数之间的关系===
本图展示一维零自旋自由粒子的波函数范例，左边是位置空间波函数  的实部（紫色）和机率密度  （红色），右边是动量空间波函数  的实部（金色）和机率密度  （蓝色）。在x-轴的某位置  或px-轴的某动量  显示出的粒子颜色的不透明度，分别表示在那位置  或动量  找到粒子的机率密度（不是波函数的机率幅）。
位置空间波函数与动量空间波函数彼此是对方的傅立叶变换。他们各自拥有的信息相同，任何一种波函数都可以用来计算粒子的相关性质。两种波函数之间的关系为108
、
。
==薛丁格方程式==
在一维空间里，运动于位势  的单独粒子，其波函数满足含时薛丁格方程式
；
其中， 是质量， 是约化普朗克常数。
不含时薛丁格方程式与时间无关，可以用来计算粒子的本征能量与其它相关的量子性质。应用分离变数法，猜想  的函数形式为
；
其中， 是分离常数，稍加推导可以论定  就是能量， 是对应于  的本征函数。
代入这猜想解，经过一番运算，可以推导出一维不含时薛丁格方程式：
。
== 波函数的概率诠释 ==
波函数  是概率波。其模的平方  代表粒子在该处出现的概率密度，并且具有归一性，全空间的积分
。
波函数的另一个重要特性是相干性。两个波函数叠加，概率的大小取决于两个波函数的相位差，类似光学中的杨氏双缝实验。
== 波函数的本征值和本征态 ==
在量子力学中，可观察量  以算符  的形式出现。 代表对于波函数的一种运算。例如，在位置空间里，动量算符  的形式为
。
可观察量  的本征方程式为
。
对应的  称为算符  的本征值， 称为算符  的本征态。假设对于  的本征态  再测量可观察量  ，则得到的结果是本征值  。
== 态叠加原理 ==
假设对于某量子系统测量可观察量  ，而可观察量  的本征态  、 分别拥有本征值  、 ，则根据薛定谔方程的线性关系，叠加态  也可以是这量子系统的量子态：
；
其中，  、 分别为叠加态处于本征态  、 的机率幅。
假设对这叠加态系统测量可观察量  ，则测量获得数值是  或  的机率分别为  、 ，期望值为
。
== 定态 ==
描述谐振子的含时薛丁格方程式的三个波函数解。左边：波函数机率幅的实部（蓝色）或虚部（红色）。右边：找到粒子在某位置的机率，这说明了为甚么机率与时间无关的量子态被称为「定态」。上面两个横排是定态，最下面横排是叠加态  。
在量子力学中，一类基本的问题是哈密顿算符  不含时间的情况。对于这问题，应用分离变数法，可以将波函数  分离成一个只与位置有关的函数  和一个只与时间有关的函数  ：
。
将这公式代入薛定谔方程，就会得到
。
而  则满足本征能量薛丁格方程式：
。
== 例子 ==
=== 自由粒子 ===
3D空间中的自由粒子，其波矢 为k ， 角频率 为ω，其波函数为：
=== 无限深方形阱 ===
粒子被限制在和之间的1D空间中，其波函数为:30-38
其中，是能量本征值，是正整数，是质量。
===有限位势垒===
对于一个垒高为 V0 的位势垒的散射。往左与往右的量子波的波幅与方向都分别表示于图内。用来计算透射系数与反射系数的量子波都以红色表示
在1D情况下，粒子处于如下势垒中：
其波函数的定态解为(为常数)
=== 量子点 ===
量子点中3D受束缚的电子波函数。如图所示为方形和三角形量子点。方形量子点中的电子态更像s轨道和p轨道。然而，由于不同的几何形态导致不同的束缚，三角形量子点中的波函数则是多种轨道混合的结果。|link=File:QuantumDot_wf.gif
量子点是在把激子在三个空间方向上束缚住的半导体纳米结构。粒子在三个方向上都处在势阱中。势阱可以由于静电势（由外部的电极，掺杂，应变，杂质产生），两种不同半导体材料的界面（例如：在自组量子点中），半导体的表面（例如：半导体纳米晶体），或者以上三者的结合。量子点具有分离的量子化的能谱。所对应的波函数在空间上位于量子点中，但延伸于数个晶格周期中。其中的能级可以用类似无限深方形阱的模型来描述，能级位置取决于势阱宽度。
== 参阅 ==
* 波包
== 参考文献 ==