Aaltofunktio

Klassisen fysiikan mukaan hiukkanen on paikallistunut tiettyyn pisteeseen tietyllä hetkellä, ja sen paikka ja nopeus voidaan tietää äärettömän tarkasti samanaikaisesti. Kvanttimekaniikassa hiukkanen ei kuitenkaan esiinny paikallistuneena tiettyyn pisteeseen, vaan sen paikan ja liikemäärän määrityksessä on aina tietty epävarmuus (ks. Heisenbergin epätarkkuusperiaate). Tämä ajattelutapa on seurausta kokeista, joissa hiukkaset ilmentävät itseään aaltoina (Thompsonin elektronidiffraktio, esimerkiksi).

Tässä ${\displaystyle k_{0}=1}$, ${\displaystyle \Delta k_{0}=0,05k_{0}}$ ja ${\displaystyle d=4}$.

Tulosta voidaan havainnollistaa seuraavan yksiulotteisen esimerkin avulla. Tiedetään, että hiukkanen on paikallistunut avaruudessa ja tarvitaan myös sitä kuvaava aaltofunktio ${\displaystyle \psi }$ noudattamaan edellä mainittua todennäköisyystiheysominaisuutta. Kvanttimekaanisesti ajatellaan siis paikallistunutta aaltofunktiota hiukkasena. Lähdetään liikkeelle täysin paikallistumattomasta aaltofunktiosta, eli jonka paikkaa ei tiedetä lainkaan: kosiniaallosta ${\displaystyle \psi =A\cos(kx)}$, jossa ${\displaystyle k=2\pi /\lambda }$. Kosiniaalto on muodoltaan samankaltainen kuin siniaalto, ja sellaisenaan se on määritelty negatiivisesta äärettömästä positiiviseen äärettömään. Kun laitetaan päällekkäin useampia kosiniaaltoja (eli rakennetaan ${\displaystyle \psi }$:n Fourier-sarjalla), joiden aaltoluvut k eroavat hieman toisistaan, jossain kohdissa aaltofunktiot kumoavat toisensa, kun taas jossain kohdissa ne vahvistavat toisiaan. Valitsemalla k:t sopivasti voidaan luoda lokalisoitunut aaltopaketti. Tässä käytetään binomijakaumaa kertoimille, jotta saadaan suurin piirtein Gaussin käyrän rajaama paketti (ks. kuva): ${\displaystyle \psi (x)=\sum _{n=-d}^{d}{2d \choose d-|n|}\cos {\left((k_{0}+n\Delta k_{0})x\right)}}$ (normalisoi jakamalla ${\displaystyle \sum _{n=-d}^{d}{2d \choose d-|n|}}$). Mitä paikallistuneempi paketti halutaan, eli mitä tarkemmin halutaan tietää sen paikka, sitä suurempi jakauma tarvitaan ${\displaystyle k_{0}}$:ssa. Täten paikallistunut aaltofunktio hiukkaselle tarvitsee jakauman liikemäärässä, koska ${\displaystyle k_{0}=2\pi /\lambda =2\pi p/h}$. Täten mitä pienemmäksi epävarmuus paikassa vähenee, sitä suuremmaksi epävarmuus liikemäärässä kasvaa.

Aaltofunktioille pätee Schrödingerin aaltoyhtälö, jonka avulla voimme laskea aaltofunktion muodon esimerkiksi vetyatomin 1s-elektronille. Kvanttimekaanisesti yksielektronisen vetyatomin 1s-elektronin aaltofunktio on pallomainen, eli elektroni ei kierrä ydintä millään ellipsiradalla vaan sen aaltofunktio on levinnyt pallomaiseksi, pienentyen mitä kauempana ytimestä elektronia tarkastelemme.

Koska todennäköisyys sille, että hiukkanen ylipäänsä on jossain, on yksi, on toteuduttava normittumisehto [1] ${\displaystyle \int |\psi |^{2}dV=1}$. Niin sanotuissa sirontatiloissa tällainen normittaminen ei kuitenkaan yleensä onnistu. Aaltofunktion ja sen derivaatan on oltava jatkuvia. Jos potentiaali on epäjatkuva, voi aaltofunktion derivaatassa esiintyä epäjatkuvuus.

Aaltofunktiolla voimme myös selittää havainnon, että yksittäiset fotonit noudattavat tuttua diffraktiokuviota Youngin kaksoisrakokokeessa. Klassisesti tämä on mahdotonta, koska fotonihiukkasen on mentävä jommastakummasta raosta eikä se voi diffraktoida toisen fotonin kanssa. Kuitenkin fotonit ovat ”tietoisia” toisestakin raosta ja luovat diffraktiokuvion. Kvanttimekaniikassa ongelmaa ei ole, sillä fotonille voidaan löytää aaltofunktioratkaisuja, joiden mukaan se ”kulkee” molempien rakojen läpi samanaikaisesti diffraktoiden itsensä kanssa.

Aaltofunktion käsitettä voidaan hyödyntää myös klassisille aalloille. Esimerkiksi mekaanisen aallon aaltofunktio kuvaa väliaineen hiukkasjoukon siirtymiä (aallon muotoa ja kulkusuuntaa) tietyllä hetkellä[2]. Tarkastellaan esimerkkinä yksiulotteista, vakiomuotoista ja poikittaista aaltoa, joka kulkee narussa maahan nähden positiiviseen x-suuntaan nopeudella v. Naru väliaineena noudattaa Hooken lakia. Y-akseli määritellään suuntaan, joka on kohtisuora aallon etenemissuuntaan nähden. Nopeudella v aalto kulkee ajan t kuluessa matkan vt maahan nähden. Jos aaltoa tarkastellaan Maan suhteen nopeudella v liikkuvassa koordinaatistossa M, johon nähden aallon nopeus on nolla, voidaan narun minkä tahansa hiukkasen siirtymä y-suunnassa esittää liikkumatonta aaltoa kuvaavan "ajasta riippumattoman aaltofunktion" f() arvona D_My = f(x_M). Jos taas tilannetta tarkastellaan Maan koordinaatistossa, jossa aallon nopeus on v, koordinaatti x = x_M - vt, ja tarvitaan "ajasta riippuvaa aaltofunktiota" f(x,t) kuvaamaan kohdassa x olevan hiukkasen siirtymää hetkellä t. Voidaan osoittaa^lähde?, että ajasta riippuvan aaltofunktion yleinen muoto harmoniselle aaltoliikkeelle on aallon kulkusuunnasta riippuen joko f(x-vt) tai f(x+vt), jossa f(x) on aallon muodon määrittävä funktio, esimerkiksi sin(k(x-vt)). Tulos seuraa siitä, että aaltofunktio f(x_M) aallon suhteen liikkumattomassa koordinaatistossa saa maan suhteen liikkumattomassa koordinaatistossa muodon f(x-vt), missä x on Maan koordinaatiston koordinaatti. Näin ollen mielivaltaisen narupartikkelin siirtymä Maan koordinaatistossa y-akselin suhteen on niin ikään D_Y = f(x-vt) samoin merkinnöin. Tulokset voidaan yleistää myös useampiulotteisille aalloille.[2]

• Tunneli-ilmiö

• Mandl, Franz: Quantum Mechanics. Butterworths & Co., 1966 (1957).