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幅 2a のスリットに運動量 p = mv の粒子を垂直に当て、 距離 L 離れたスクリーン上のどこに到達するかを見ます。 粒子を 1 個ずつ飛ばして到達点を貯めていくと、そのヒストグラムが Fraunhofer 近似で求めた |ψ(x)|² ∝ (sin αx / αx)² に重なっていきます。 粒子の質量を電子から巨視的な質量へ変えると、分布が 1 点に潰れて 古典的な描像に移り変わる様子も確かめられます。

幅 b のスリットを 2 本（中心間距離 d = 2a+b）並べた場合です。 粒子は必ず 1 個ずつ到達しますが、到達点を貯めていくと干渉縞が現れます。 「どちらのスリットを通ったか」は決まらないため、既定の表示では、 スリットを過ぎた粒子は両方の開口から広がる波として描かれ、 スクリーンで初めて 1 点に確定します。

高さ V₀、厚み L の箱型ポテンシャルに、 運動エネルギー E の粒子を当てます。 古典的には E < V₀ なら必ず跳ね返されますが、 量子論では障壁の中に e^−bx の裾が染み出し、 向こう側へ通り抜ける確率 T が残ります。 逆に E > V₀ でも反射は 0 になりません。 このとき k′L = nπ で T = 1 となる共鳴透過が現れます。 障壁の厚みを少し変えるだけで T が桁で動く様子（走査型トンネル顕微鏡の原理）も試せます。

同じ問題を、時間依存 Schrödinger 方程式をそのまま数値的に解いて追いかけます。 粒子は物質波の波束としてやってきて、障壁にぶつかると 反射する波束と透過する波束に分かれます。 最後にどちらの側にどれだけの確率が残るかを、定常状態の理論値と比べられます。

温度 T を入れると、その黒体が出す光のスペクトルと、目に映る色が分かります。 鉄を熱していくと、赤 → 橙 → 黄 → 白と色が変わっていきますが、 これは温度が上がるにつれてスペクトルのピークが短波長側へ動くため （Wien の変位則）で、Planck の公式から出てきます。 同じ原理で、恒星の色から表面温度を推定できます。 スペクトルに CIE 等色関数を掛けて積分し、実際の色として表示しています。