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1 A Equação de Schrödinger
Como vimos no caso da quantização de Sommerfeld, a descrição da Mecânica
Clássica (MC) adequada para se introduzir um processo de quantização não é
a formulação de Newton. Isso é verdade em geral. Tanto para os processos
da velha mecânica quântica, quanto da nova até a sua evolução relativística (a
Teoria Quântica de Campos). Um primeiro ponto que podemos salientar é que,
tendo como base uma descrição ondulatória, as equações envolvidas no processo
de descrição quântica devem, assim como a equação de onda, envolver derivadas
parciais. Enquanto a mecânica de Newton envolve derivadas totais. Além disso,
como veremos a seguir, existe uma semelhança muito grande (notada bem antes
do advento da MQ) entre estas outras descrições da MC (Hamilton, Lagrange
etc) e a descrição das características da luz na óptica geométrica. De uma
forma geral, não só nesta parte do curso como na segunda parte (Moderna II) é
impossível apreciar o processo de surgimento e evolução da MQ sem um conhec-
imento (ainda que enciclopédico) da descrição clássica da Mecânica Analítica.
Destarte, dedicaremos algum tempo para ganharmos uma certa familiaridade
com os termos e expressões envolvidos na Mecânica Analítica.
1.1 Preliminar
Se f = f (a; b) é uma função de duas variáveis a; b então
df =
@f
@a
da +
@f
@b
db
e, da mesma forma, se
df = g:da + h:db =) f = f (a; b)
não importando de quais variáveis depende g e h. Pois, independente desta
variáveis, a função f só varia quando alteramos a e b.
1.2 Equações de Euler-Lagrange
Partindo da equação de Newton temos
Fi = m
d2
xi
dt2
(1)
Para forças conservativas
Fi =
@V
@xi
= m
d
dt
_xi (2)
A energia cinética em coordenadas cartesianas é dada por (onde, assim como na
notação da relatividade, estamos admitindo que sempre existe uma somatória
implícita quando dois índices se repetem)
T =
1
2
( _xk)
2
; ( _xk)
2
=
X
i
_x2
k
1
com isso temos
@T
@ _xi
=
m
2
@
@xi
( _xk) ( _xk) =
1
2
@ _xk
@ _xi
_xk + _xk
@ _xk
@ _xi
=
m
2
[( ik) _xk + _xk ik] = m _xi
Voltando em (2)
@U
@xi
=
d
dt
m _xi =
d
dt
@T
@ _xi
=)
d
dt
@T
@ _xi
+
@U
@xi
= 0 ; i = 1; 2; 3: (3)
Para siatema conservativos a energia potencial depende apenas das coordenadas
U = U (xi; t). Enquanto a energia cinética é, em coordenadas cartesianas1
, uma
função apenas das velocidades, T = T ( _xi). Podemos com isso de…nir uma
função que depende de x e _x
L (xi; _xi; t) = T ( _xi) U (xi; t)
com isso
@L
@ _xi
=
@T
@ _xi
;
@L
@xi
=
@U
@xi
Substituindo em (3) temos
d
dt
@L
@ _xi
@L
@xi
= 0
A função L é chamada de lagrangiana do sistema e as (3) equações acima as
equações de Lagrange.
1.2.1 Coordenadas generalizadas
Pela construção acima vemos que as equações diferenciais parciais de Lagrange
são equivalente a equações de Newton. A princípio equações diferenciais parciais
são mais complicadas que EDO. Entretanto, existe uma grande vantagem nas
equações de Lagrange.
Suponha que você queira resolver o problema de pêndulo sob a ação da
gravidade. O ideal, neste caso, é usar a coordenada polar . Para obter as
equações do movimento na mecânica de Newton você deve escrever
x = R cos ; y = R sin ;
calcular •x e •y, substituir na equação de Newton e usar o vínculo
x2
+ y2
= R2
:
1 Em coordenadas polares, por exemplo, a energia cinética
T =
1
m
_r2
+ _r2 _2
;
depende da coordenada 6 r.
2
Vamos ver como obter as equações do movimento na mecânica de Lagrange.
Primeiro nos obtemos a energia cinética
T =
1
2
mv2
; v = R _ =) T =
1
2
mR2 _2
enquanto a energia potencial é dada por
V ( ) = mgR (1 cos )
Com isso temos
L = T V =
1
2
mR2 _2
mgR (1 cos )
Se esquecermos por um instante que estamos usando coodenadas polares e us-
armos as equações de Lagrange (trocando x por ) temos
@L
@
=
@
@
1
2
mR2 _2
mgR (1 cos ) = mgR
@
@
(cos ) = mgR sin
@L
@ _
=
@
@ _
1
2
mR2 _2
mgR (1 cos ) = mR2 _
com isso,
d
dt
@L
@ _
@L
@
=
d
dt
mR2 _ + mgR sin
= mR2 •+ mgR sin = 0
ou ainda
•+
g
R
sin = 0 :
Que é precisamente a equação que seria obtida a partir da equação de Newton
e o laborioso processo descrito acima.
Este resultado pode ser provado de forma geral usando uma transformação
geral de coordenadas.
Assim, utilizando as equações de Lagrange temos uma liberdade completa
na escolha das coordenadas do sistema, o que pode ser utilizado explorando as
simetrias do problema. Ou seja, a principal vantagem das equações de Lagrange
é que elas independem do sistema de coordenadas usados. Com isso, se qi é um
conjunto qualquer de coordenadas que descrevem um sistema mecânico, este
sistema deve obedecer as equações de Lagrange
d
dt
@L
@ _qi
@L
@qi
= 0 : (4)
As coordenadas qi são chamadas de coordenadas generalizadas.
Remark 1 Mais uma vez, enquanto a equação de Newton (1) só tem esta forma
em coordenadas cartesianas, as equações de Lagrange (4) têm esta forma em
qualquer sistema de coordenadas.
Exercise 2 Uma conta (miçanguinha) de massa m pode se mover livremente
numa barra rígida e reta que gira com velocidade constante !. Escreva a equação
do movimento da conta.
3
2 Transformada de Legendre
Em uma série de problemas em física é importante mudarmos as variáveis que
usamos num problema. Por exemplo, na termodinâmica uma quantidade muito
importante é a energia interna de um sistema U (S; V ). Um inconveniente
desta quantidade é que ela depende da entropia S, uma quantidade que não
pode ser medida diretamente com nenhum instrumento. Entretanto, pelas leis
da termodinâmica, sabemos que a temperatura T de um corpo é a variação da
sua energia interna com a entropia
T =
@U
@S
: (5)
Vamos então de…nir uma nova quantidade F como
F = T:S U (6)
Diferenciando esta quantidade temos
dF = TdS + SdT dU ;
Sabendo que U = U (S; V ) temos
dU =
@U
@S
dS +
@U
@V
dV ; (7)
com isso
dF = TdS + SdT
@U
@S
dS
@U
@T
dT
= T
@U
@S
dS + SdT
@U
@V
dV
O fato importante na de…nição de F é que, usando (5), temos
dF = SdT
@U
@V
dV ; (8)
ou seja, a função (6) assim de…nida não depende da entropia
F = F (T; V )
Com isso
dF =
@F
@T
dT +
@F
@V
dV ;
comparando com (8) temos
S =
@F
@T
;
@F
@V
=
@U
@V
:
O importante da quantidade F, chamada energia livre de Helmholtz, é que ela
depende da temperatura e do volume, ambas quantidades que, diferente da
entropia, podem ser medidas com instrumentos usuais.
4
Ou seja, podemos determinar F estudando as variações das característica
do sistema com respeito ao seu volume e a sua temperatura.
O procedimento acima é um exemplo de um procedimento mais geral chamado
de transformada de Legendre. De forma geral, se f = f (x1; x2; :::; y1; y2; :::)
podemos de…nir uma nova função
g = piyi f
(somatória em i) onde
pi =
@f
@yi
com isso
dg = (dpi:yi + pi:dyi) df
= (dpi:yi + pi:dyi)
@f
@xi
dxi +
@f
@yi
dyi
= pi
@f
@yi
dyi + dpi:yi
@f
@xi
dxi
que, pela de…nição de pi,
dg = yi:dpi
@f
@xi
dxi
Ou seja a função g não depende mais de yi, mas sim de um novo conjunto de
variáveis pi.
3 Equações de Hamilton
Nosso objetivo agora é usar a transformada de Legendre nas equações de La-
grange. Primeiramente lembramos que, pela de…nição acima
L = L (qi; _qi) ;
ou seja, a Lagrangiana depende das posições e das velocidades.
Agora vamos de…nir a quantidade
H = pi _qi L (9)
onde
pi =
@L
@ _qi
é chamado momento conjugado da variável qi (i.e., para q = x temos um mo-
mento linear, para q = um momento angular e, no caso geral, um momento
5
conjugado). Das equações de Lagrange temos que, se uma determinada coorde-
nada qm não aparece na Lagrangiana (chamada de coordenada cíclica)
@L
@qm
= 0 =)
d
dt
@L
@ _qi
= _pi = 0 =) pi = const:
então o momento associado a esta coordenada se conserva (e.g., para uma
partícula livre L = T o momento linear em qualquer direção se conserva).
Seguindo o procedimento da seção anterior temos
dH = dpi: _qi + pi:d _qi dL :
Lembrando que L = L (q; _q) temos
dL =
@L
@qi
dqi +
@L
@ _qi
d _qi ;
com isso
dH = dpi: _qi + pi:d _qi
@L
@qi
dqi +
@L
@ _qi
d _qi ;
= pi
@L
@ _qi
d _qi + _qi:dpi
@L
@qi
dqi ;
e pela de…nição de pi
dH = _qi:dpi
@L
@qi
dqi (10)
e, como esperávamos, a função H assim obtida é uma função de q e p e não mais
de _q, H = H (q; p). A quantidade H assim de…nida é chamada de Hamiltoniana.
Sabendo que H = H (q; p) temos
dH =
@H
@qi
dqi +
@H
@pi
dpi :
Lembrando agora que q e p são coordenadas independentes em H (assim como
q e _q eram em L, i.e, obviamente _q depende de q, mas é exatamente está relação
que queremos encontrar ao resolver a equações de Lagrange) e comparando com
(10) temos
@H
@pi
= _qi ;
@H
@qi
=
@L
@qi
Se usarmos agora as equações de Lagrange temos
@L
@qi
=
d
dt
@L
@ _qi
Lembrando a de…nição de p
pi =
@L
@ _qi
=)
@L
@qi
=
d
dt
pi = _pi
6
Com o que
@H
@pi
= _qi ;
@H
@qi
= _pi : (11)
Estas são as chamadas equações de Hamilton (EH).
Qual a vantagem destas equações?
Uma vantagem prática destas equações é que elas possuem apenas derivadas
de primeira ordem. Como a equação de Newton, a equação de Lagrange pos-
sui derivadas das velocidades o que resulta em derivadas de segunda ordem na
posição. Obviamente perdemos algo ao ganharmos esta facilidade. O ponto é
que temos dois pares de EH, ou seja, usando a transformada de Legendre con-
seguimos transformar um sistema de n equações diferenciais de segunda ordem
num sistema de 2n equações diferenciais de primeira ordem2
.
3.0.2 Signi…cado físico da Hamiltoniana
No caso geral, a energia cinética de um sistema é uma função quadrática das
velocidades generalizadas
T = aij _qi _qj ; aij = aij (q)
(somatória em i e j) no caso de coordenadas cartesianas aij = ij
1
2 m. Diferen-
ciando a expressão acima temos
@T
@ _qk
=
X
aij
@ _qi
@ _qk
_qj + aij _qi
@ _qj
@ _qk
=
X
(aij ik _qj + aij _qi jk)
=
X
ij
aij ik _qj +
X
ij
aij _qi jk
=
X
j
akj _qj +
X
i
aik _qi
=
X
i
aki _qi +
X
i
aik _qi
Multiplicando por _qk e efetuando uma somatória em k temos
X
k
@T
@ _qk
_qk =
X
i;k
aki _qi _qk +
X
i;k
aik _qi _qk
= T + T = 2T
2 Na verdade, esta não é a maior vantagem da EH, mas sim que, além de todo o conjunto de
transformações de coordenadas disponíveis na formulação de Lagrange, tempos agora um con-
junto muito maior de transformações a nossa disposição. Voltaremos a isso quando falarmos
em transformações canônicas.
7
Este resultado é conhecido como teorema de Euler. Se usarmos agora este
resultado na de…nição de H temos
H =
X
i
pi _qi L
=
X
i
@L
@ _qi
_qi (T U)
=
X
i
@T
@ _qi
_qi (T U)
= 2T T + U
= T + U :
Ou seja, a hamiltoniana é a energia total do sistema.
Observe que, diferente da Lagrangiana (T U) a energia total do sistema é
uma quantidade que pode ser medida e, além disso, é uma quantidade
conservada para um sistema isolado. Esta é outra vantagem da teoria de
Hamilton. Assim, utilizando a mecânica de Hamilton podemos, a partir da
energia total do sistema e de um sistema de 2n equações de primeira ordem,
estudar a dinâmica dos corpos.
3.1 Princípio variacional
Um problema importante e comumente encontrado é o seguinte: dada uma
função y = f (x) para quais valores de x a função f, e conseqüente y, possui
valores máximos e mínimos (estes valores são chamados de extremos da função).
A resposta, obviamente, são os pontos onde a derivada de f se anula.
Um problema bem mais complicado, e interessante, é o seguinte: considere
a integral
I =
Z b
a
F (y (x) ; y0
(x) ; x) dx
onde F é uma dada função de y (x), y0
= dy=dx e x. Assim, para cada função
y (x) diferente I assume um valor diferente. Para quais funções y(x) a integral
I é um extremos?
Antes um pouco de nomenclaturas. Dada uma certa função y(x) podemos
calcular o valor de I. A quantidade I, que depende de uma função, e não apenas
de um número, é chamada de funcional. Outro ponto importante é que dado dos
valores y(x0) = a1 e y0(x0) = a2 é sempre possível encontrar uma função y(x)
que satisfaça esta condição. Neste sentido, as variáveis y e y0 são tratadas em
F como sendo independentes. Agora, para calcular I nós não podemos dar
apenas o valor de y(x) num dado ponto x0, mas sim o valor desta função em todo
o intervalo x 2 [a; b], ou seja, precisamos dar toda uma curva y(x). Dada uma
curva o valor da derivada desta curva está completamente determinada. Assim,
em I não é possível se especi…car separadamente o valor de y e y0. Resumindo
enquanto F é uma função de y, y0 e x
F = F (y; y0
; x)
8
Figure 1: Figura retirada do Marion.
enquanto I é um funcional apenas de y
I = I [y] :
Nosso problema de encontrar a função y para a qual I é um extremo é um
problema do chamado cálculo variacional.
Por que a derivada de uma função é nula nos extremos? Isso ocorre porque a
variações do parâmetro (x) em torno deste ponto não geram variações na função
y(x) (pelo menos até primeira ordem em dx). O mesmo acontece com uma
função de duas variáveis (o que pode ser visualizado facilmente) ou com funções
com um número qualquer de variáveis (o que não é tão simples de visualizar). Ou
seja, se estivermos num ponto extremo da função, ao deslocarmos o argumento
uma quantidade in…nitesimal não haverá variação da nossa função. A idéia por
detrás do cálculo variacional é exatamente a mesma. Se tivermos encontrado
a função y(x) para a qual nosso funcional I [y] é um extremos, esperamos que
ao variamos um pouco esta função (ou seja, pegarmos uma curva y(x) muito
próxima a y (x)) o valor do nosso funcional não irá variar (Figura).
Suponha que y (x) é a função que resolve este problema (obviamente esta é
a função que queremos encontra). O fato de y (x) ser um extremo de I signi…ca
então que com pequenas variações em torno de y (x) o valor do integrando não
varia apreciavelmente (de forma análoga ao cálculo ordinário). Vamos então
analisar como I varia se substituímos y pela função (Figura)
y (x) = y (x) + " (x)
9
para uma função (x) que, apesar de arbitrária, vamos supor dada, i.e., vamos
variar apenas o valor de ". Como queremos estudar todas as funções que passam
pelo mesmo ponto inicial e …nal devemos ter
y (a) = y (a) ; y (b) = y (b) =) y (a) = y (b) = 0 :
Para a variação acima (onde y e são funções conhecidas) nosso integrando I
passa a ser uma função (pois " é um número) de "
I [y] ! I (") =
Z b
a
F (y + " ; y0
+ " 0
; x) dx :
O ponto é que agora, como é uma função, podemos usar o resultado do cálculo
usual é dizer que para " = 0 a nossa função I é um extremo e, consequentemente,
sua derivada é nula, ou seja,
dI
d" "=0
= 0 : (12)
Tudo que precisamos agora é de…nir a diferencial dI=d". Fazemos isso da forma
usual
dI
d"
= lim
"!0
I [y + "] I [y]
"
= lim
"!0
1
"
"Z b
a
F (y + " ; y0
+ " 0
; x) dx
Z b
a
F (y; y0
; x) dx
#
= lim
"!0
1
"
Z b
a
[F (y + " ; y0
+ " 0
; x) F (y; y0
; x)] dx
=
Z b
a
lim
"!0
[F (y + " ; y0
+ " 0
; x) F (y; y0
; x)]
"
dx :
Agora
F (y + " ; y0
+ " 0
; x) = F (y; y0
; x) +
@F
@y
" +
@F
@y0
" 0
+ O "2
ou seja
lim
"!0
F (y + " ; y0
+ " 0
; x) F (y; y0
; x)
"
=
@F
@y
+
@F
@y0
0
com isso
dI
d"
=
Z b
a
@F
@y
+
@F
@y0
0
dx : (13)
Lembrando que 0
= d =dx podemos integrar o segundo membro da expressão
acima por partes
Z b
a
@F
@y0
d
dx
dx =
@F
@y0
b
a
Z b
a
d
dx
@F
@y0
dx : (14)
Agora usamos o fato de que a função (x) (apesar de arbitrária) deve se anular
nos extremos (a) = (b) = 0
Z b
a
@F
@y0
d
dx
dx =
Z b
a
d
dx
@F
@y0
dx :
10
Substituindo em (13) temos
dI
d"
=
Z b
a
@F
@y
d
dx
@F
@y0
dx
=
Z b
a
@F
@y
d
dx
@F
@y0
dx : (15)
Voltando agora para (12) temos
dI
d" "=0
= 0 =
Z b
a
@F
@y
d
dx
@F
@y0
dx
Para qualquer função (x). Isso só é possível se o integrando for zero
@F
@y
d
dx
@F
@y0
= 0 :
Para F uma função de várias variáveis este resultado tem de ser válido inde-
pendentemente para cada variação
@F
@yi
d
dx
@F
@y0
i
= 0 (16)
Esta é a chamada equação de Euler.
Observe que, no …nal, a nossa expressão (15) não depende de ". Além disso,
para lembrar que não estamos falando do cálculo usual, as pessoas inventam um
novo símbolo para a derivada (mas é apenas um símbolo)
dI
d"
I [y] =
Z b
a
F (y; y0
; x) dx :
E lesse a variação funcional de I. Ou ainda, se mudarmos a notação para y
e usarmos a notação acima, (15) pode ser escrita como
dI
d"
I [y] =
Z b
a
@F
@y
d
dx
@F
@y0
y dx (17)
e, em analogia com o cálculo ordinário de uma função f (x), costuma-se escrever
df =
df
dx
dx ! I [y]
Z b
a
I
y
y dx =
Z b
a
@F
@y
d
dx
@F
@y0
y dx ;
ou seja,
I
y
=
@F
@y
d
dx
@F
@y0
e lesse, a derivada funcional de I [y] em relação a função y (x). Mais uma vez,
isso é apenas uma notação3
, mas é importante que você a conheça porque ela é
muito usada em livros e artigos.
3 Obviamente existe muito mais por trás do cálculo variacional. Mas se trabalharmos apenas
com funções bem comportadas (e.g., diferenciáveis em todos os pontos), na grande maioria
dos casos podemos encarar apenas como uma notação.
11
Figure 2: Figura retirada do Marion de Mecânica.
Com isso, nesta simbologia, a nossa expressão …ca
I [y] =
Z b
a
F (y; y0
; x) dx = 0 =)
I
y
=
d
dx
@F
@y0
i
@F
@yi
= 0 :
e lesse que, o fato da derivada funcional de I ser um extremo implica na equação
de Euler.
3.1.1 Exemplo: a braquistocrôna.
Um problema variacional bastante famoso, proposto em numa revista ciêntí…ca
por Bernoulli em 1696, é o chamado problema da braquistocrôna (do grego,
o tempo mais curto). Imagine dois pontos num plano, (x1; y1) e (x2; y2), se
uma força constante for aplicada na direção x e uma partícula de massa m se
mover do primeiro ponto ao segundo sob ação desta força, qual o caminho que
esta partícula deve percorrer para efetua o trajeto no menor tempo possível?
Imagine que você quer colocar um cano para guiar o movimento de uma bolinha
e quer saber a forma do cano para minimizar o tempo de percurso. A resposta
do problema acima é exatamente a trajetória que a sua pedra terá de fazer.
Ou ainda, imagine que você pendure uma corrente entre os dois pontos acima
(onde a força é, novamente, a gravidade), que curva esta corrente irá desenhar
(esta curva se chama catenária)? Todos estes exemplos se referem ao mesmo
problema. Vamos então a sua solução. Para fazer uma referência mais natural
a força gravitacional, colocamos os eixos como na …gura abaixo
Sabemos que a energia total do sistema T + U se conserva. Colocando o
zero do potencial no ponto de início (x1; y1) e considerando que a partícula
foi lançada do repouso na direção x (podemos ignorar qualquer velocidade na
direção y pois, como não há forças nesta direção, ela se conserva) temos que no
12
ponto inicial
Ei = T + U = 0
Seguindo a analogia da força gravitacional temos
F = mg =
@U
@x
) U = mgx
T =
1
2
mv2
A conservação de energia nos dá
T + U = 0 =) v =
p
2gx
Com isso
ds
dt
= v ) dt =
1
v
ds ) t =
Z (x2;y2)
(x1;y1)
1
v
ds
onde
(ds)
2
= (dx)
2
+ (dy)
2
Finalmente, o tempo vale
t =
Z (x2;y2)
(x1;y1)
1
p
2gx
q
(dx)
2
+ (dy)
2
=
Z (x2;y2)
(x1;y1)
s
1 + y02
2gx
dx =
1
p
2g
Z (x2;y2)
(x1;y1)
r
1 + y02
x
dx
y0
=
dy
dx
Ou seja, o nosso problema se reduz a minimizar a integral (como (2g)
1=2
é
uma constante)
I =
Z (x2;y2)
(x1;y1)
F (y0
; x) dx ; F (y0
; x) =
s
1 + y02
2gx
Onde, neste caso, a função F não depende explicitamente de y. A solução do
nosso problema é, então, a função y que obedece a equação de Euler (16)
@F
@y
d
dx
@F
@y0
= 0
Como, neste caso, F não depende explicitamente de y
@F
@y
= 0 )
d
dx
@F
@y0
= 0 )
@F
@y0
= C
@F
@y0
=
@
@y0
r
1 + y02
x
=
y0
p
x (1 + y02)
= C
13
Assim, a curva que a partícula deve seguir y (x) deve ser solução da equação
y0
p
x (1 + y02)
= C ) y02
= xC2
+ xy02
C2
) y0
=
s
xC2
(1 xC2)
;
ou ainda,
dy
dx
=
s
xC2
(1 xC2)
) y =
Z x2
x1
x
p
(2ax x2)
dx ;
2a = 1=C2
Fazendo
x = a (1 cos ) ) dx = a sin d
temos
y =
Z
a (1 cos ) d =
ou seja, a curva procurada é
y = a ( sin ) + const.
Com isso, a nossa curva obedece
x = a (1 cos ) ; y = a ( sin )
que são as equações paramétricas de uma curva chamada ciclóide.
Se a sua partícula for uma conta guiada por um …o (com massa) e você
prender o …o nos pontos acima o …o assumirá exatamente esta a forma que
levará a partícula entre os dois pontos no menor tempo, i.e., o …o formará uma
catenária.
A parte da curva entre o ponto (x1; y1) até o seu mínimo é chamada de curva
tautocrônica (como muito bem observado pela senhorita Palma), i.e., é a curva
na qual o tempo gasto por um objeto para deslizar sem fricção em gravidade
uniforme até seu ponto de mínimo é independente de seu ponto de partida (este
problema foi resolvido por Christiaan Huygens em 1659).
3.1.2 Equações de Euler-Lagrange
O ponto importante para nós no desenvolvimento acima é o seguinte: suponha
que a nossa variável é o tempo (x ! t) e que a função que procuramos seja a
trajetória de uma partícula com coordenada generalizada q(t) (y (x) ! q (t)).
Alem disso, suponha que a função F que estamos integrando seja exatamente a
lagrangiana L do sistema. Com isso
Z b
a
F (y; y0
; x) dx !
Z b
a
L (q; _q; t) dt
14
Figure 3: Figura retirada do Marion de Mecânica.
e a expressão (15) toma a forma:
Z b
a
L (q; _q; t) dt = 0 =)
d
dt
@L
@ _qi
@L
@qi
= 0 :
Que é exatamente a equação de Lagrange obtida anteriormente. Por isso estas
equações são chamadas de equações de Euler-Lagrange (EL).
A integral Z
L (q; _q; t) dt S [q]
é chamada de ação. Usando a linguagem do cálculo funcional, podemos obter
as equações de EL se impusermos que a derivada funcional da ação seja um ex-
tremo. Esta exigência recebe o nome de princípio da mínima ação (ou princípio
de Hamilton).
Neste sentido as equações de Lagrange e, consequentemente, toda a mecânica,
podem ser construídas a partir do princípio da mínima ação e esta construção
é equivalente a mecânica de Newton (perceba que este é um caminho diferente
do seguido no início deste texto).
O fato da mecânica de Lagrange ser uma conseqüência do princípio da mín-
ima ação tem uma conseqüência crucial na questão do comportamento ondu-
latório ou corpuscular da luz. Porque todos os resultados da óptica geométrica
podem ser obtidos a partir de um princípio muito semelhante chamado princí-
pio de Fermat do tempo mínimo. Este princípio estabelece que ao atravessar
meios diferentes, dentre todos os caminhos possíveis o feixe luminoso escolhe
aquele que minimiza o tempo da sua trajetória. Este princípio determina todos
15
os efeitos de refração e re‡exão. Como analogia, imagine que você está de
bicicleta na praia e quer atravessar a avenida da orla para chegar num ponto
a 45o
da normal à avenida. Qual caminho você deve seguir para chegar mais
rápido? O menor caminho é, obviamente, uma linha reta. Mas, como a bi-
cicleta se move com maior facilidade no asfalto é conveniente que você passe
menos tempo na areia. Porém, se você se mover na direção normal na praia a
distância percorrida será muito maior. Encontrar o caminho que minimize este
tempo é um problema de cálculo variacional. Assim, a trajetória tanto da
luz como das partículas pode ser obtida por um princípio de mínimo
de um funcional.
Falar sobre Variáveis de ângulo-ação.
3.2 Equação de Hamilton-Jacob
Considere novamente o problema variacional da ação S da seção anterior, mas
de um ponto de vista diferente. Primeiro considere que, na variação do cam-
inho, você não exige mais que os trajetos variados comecem e terminem no
mesmo ponto. Lembre que isso foi necessário para eliminar o termo de
fronteira na integral por partes em (14).
Assim, se os extremos do caminho puderem variar, teremos novamente a
expressão (17), mas agora com o termo de fronteira:
S =
@L
@ _qi
qi
t2
t1
+
Z t2
t1
@L
@qi
d
dt
@L
@ _qi
qi dt
onde nossa partícula saiu do ponto q(t1) e chegou no ponto q(t2).
Suponha agora que, por um outro método (e.g., a mecânica de Newton), você
resolveu o problema mecânico em questão, ou seja, você conhece a trajetória
qi (t) das partículas.
Uma vez que estas trajetórias são reais, elas devem respeitar as equações
de Lagrange (que são equivalentes as equações que você resolveu). Com isso,
podemos a…rmar que o último termo da expressão acima se anula. Ao variamos
os pontos iniciais e …nais certamente estaremos variando o percurso das partícu-
las. Assim, se calcularmos a variação da ação de uma partícula com relação a
sua posição inicial e …nal teremos usando apenas as trajetórias legítimas
S =
@L
@ _qi
qi
t2
t1
= [pi qi]
t2
t1
Uma vez que conhecemos as trajetórias, neste caso S não é mais um funcional
de q (t), mas apenas uma função ordinária de q(t), ou seja, dado um valor
de t podemos calcular q, _q e L (q (t) ; _q (t)) calcular a derivada parcial acima e
multiplicar pela distância entre os dois pontos escolhido q.
Com isso, a variação funcional descrita acima se torna apenas a variação
usual de uma função. Assim, podemos escrever
@S
@qi
= pi (18)
16
Agora, pela de…nição de S e pelo teorema fundamental do cálculo, sabemos
que a derivada total de S com relação ao tempo vale
S =
Z
L dt =)
dS
dt
= L (19)
Além disso, como S = S (q; t) (agora S depende não só da curva q, mas também
nos limites do tempo da integral acima) podemos escrever
dS
dt
=
@S
@t
+
@S
@qi
dqi
dt
=
@S
@t
+
@S
@qi
_qi
Usando (18)
dS
dt
=
@S
@t
+ pi _qi : (20)
Substituindo (19) em (20) temos
@S
@t
= L pi _qi :
Lembrando agora a de…nição do hamiltoniano (9)
H = pi _qi L =) L = pi _qi H
temos
@S
@t
= pi _qi H pi _qi = H =)
@S
@t
+ H = 0 :
Explicitando a dependência de H = H (qi; pi; t)
@S
@t
+ H (qi; pi; t) = 0
e usando novamente (18)
@S
@t
+ H qi;
@S
@qi
; t = 0 (21)
Ou seja, se pegarmos H (qi; pi; t), substituirmos todos os momentos por @S=@qi e
depois subrtituirmos na expressão acima, o que obtemos é uma equação diferen-
cial parcial para a função (agora desconhecida) S (q; t). Resolver esta equação
é equivalente a encontrar as trajetórias reais, ou físicas (chamado de setor
físico) do problema em questão. Isto é, resolvendo esta equação encontramos
S em função de q(t) e, conseqüentemente, q(t). A equação diferencial acima se
chama equação de Hamilton-Jacob.
Este é mais um método que pode ser usado para resolver problemas em
mecânica clássica. Infelizmente, da forma que foi apresentado, …ca parecendo
que não ganhamos nada nesta nova formulação. Isso não é verdade, mas o de-
senvolvimento completo do método de Hamilton-Jacob foge ao escopo da nossa
discussão. Tudo que precisaremos é da forma explicita da equação diferencial
acima.
17
3.3 Óptica geométrica
A equação da óptica que descreve a propagação de uma onda num meio é dada
por
r2 n2
c2
@2
@t2
= 0 (22)
onde é uma função escalar, c a velocidade da luz no vácuo e n o índice de
refração do meio. Em geral n = n (x) depende do meio onde a luz se propaga.
Para n constante uma solução da equação acima pode ser escrita como
(x; t) = 0 exp [i (k:x !t)]
onde o número de onda k = jkj e a freqüência angular estão relacionadas por
k =
2
=
n!
c
:
Exercise 3 Veri…que que a função acima é solução da equação de onda.
Por simplicidade, tomemos uma onda plana que se propaga na direção z
= 0 exp [i (kz !t)]
de…nindo
k = k0n ;
onde k0 é número de onda no vácuo, temos
= 0 exp [i (kz !t)] = 0 exp [ik0 (nz ct)] :
Estamos aqui interessados no caso da chamada óptica geométrica. Isto é, no
caso em que o comprimento de onda da luz é muito menor que as dimensões
espaciais envolvidas no sistema. Em especial, as características do meio não
variam apreciavelmente com distância da ordem de alguns comprimentos de
onda.
Neste caso, apesar de n não ser constante, podemos a…rmar que ele varia
lentamente no espaço. Neste caso, obviamente, a onda plana não é mais uma
solução da equação de onda, uma vez que as variações do meio destorcem a
onda. Vamos procurar por uma solução da equação de onda na forma
= (xi) exp [ik0 (L (xi) ct)] ;
com
(xi) = exp (A (xi)) =) = exp [A (xi) + ik0 (L (xi) ct)] :
As quantidades A e L funções reais a serem determinadas. Vemos que A con-
trola a amplitude da onda. Como para n constante L ! nz esta quantidade
18
é chamada de comprimento de onda óptico, ou ainda a eikonal. Calculando o
laplaciano de temos
r = r exp [A (xi) + ik0 (L (xi) ct)] = r [A + ik0L] ;
r2
=
n
r2
[A + ik0L] + [r (A + ik0L)]
2
o
;
e a derivada temporal
@
@t
=
@
@t
exp [A (xi) + ik0 (L (xi) ct)] = ik0c ;
@2
@t2
= (k0c)
2
:
Substituindo na equação de onda (22) e isolando parte real e imaginária temos
r2
A + (rA)
2
+ k2
0 n2
(rL)
2
= 0 ;
r2
L + 2L (rA rL) = 0 :
Usando agora a aproximação da óptica geométrica, de que o compri-
mento de onda é muito menor que a variação do meio, temos que o termo
proporcional a k2
0 = 4 2
= 2
0 é o mais signi…cativo da expressão acima. Em
especial, a variação espacial de A (xi) é, por hipótese, pequena.
Sendo todos os termos quadráticos (positivos), então todos os termos da
primeira igualdade acima devem se anular. Assim, sendo o último termo da
primeira igualdade o mais signi…cativo (na nossa aproximação), para garantir
que este termo se anule o temos que exigir que
(rL)
2
= n2
=) jrLj = n : (23)
Esta equação é conhecida como equação de eikonal da óptica geométrica. A
superfície onde L (xi) possui o mesmo valor é uma frente de onda e esta onda
se desloca na direção da normal desta superfície.
3.4 Mecânica e a óptica geométrica
Considere um sistema conservativo onde o hamiltoniano não depende do tempo.
Neste caso podemos escrever:
H (qi; pi) =
1
2m
p2
i + V (qi) = E
Usando agora (18)
pi =
@S
@qi
(24)
podemos escrever
1
2m
@S
@qi
2
+ V (qi) = E =)
@S
@qi
2
= 2m (E V )
19
Assim, a equação de HJ para este sistema pode ser escrita como
@S
@qi
2
= 2m (E V )
Para coordenadas cartesianas (qi = xi) podemos ainda escrever
(rS)
2
= 2m (E V ) : (25)
Esta equação é formalmente igual a equação eikonal (23) para um meio com
índice de refração
n =
p
2m (E V )
Esta semelhança foi percebida muito antes do surgimento da MQ.
Vamos explorar um pouco mais esta semelhança associando o nosso sistema
mecânico (uma partícula) com uma onda. Mas que onda é esta? Bem, com-
parando diretamente a equação acima com a equação eikonal da óptica, vemos
que a analogia seria tratar uma superfície com um dado valor de S como
a frente de uma onda. Seguindo esta analogia, associamos então a partícula
de massa m num potencial V uma “onda” cuja frente de onda são os pontos
onde S(x; t0) possui os mesmos valores num dado instante t0.
Como S depende do tempo esta frente de onda se deforma e se propaga com
uma certa velocidade u
u =
ds
dt
onde ds é o deslocamento in…nitesimal normal a superfície de valor constante.
Estamos interessados em determinar esta velocidade u.
Voltando na expressão de HJ (21) e usando o fato do nosso hamiltoniano
não depender do tempo temos
@S
@t
+ H qi;
@S
@qi
; t = 0 =)
@S
@t
= E
de onde podemos escrever
@S
@t
= E =) S (x; t) = W (x) Et : (26)
onde W (x) é a solução da nossa equação (25)
(rS)
2
= 2m (E V ) =) (rW)
2
= 2m (E V )
A função W não depende do tempo. Assim, os valores de x que de…nem um
certo valor de W (x) = a representam uma superfície constante do espaço.
Podemos então dividir o nosso espaço em superfícies com valores …xo de W.
Queremos seguir uma superfície com um valor constante S = a
(i.e., seguir a nossa frente de onda). A expressão (26) nos diz que em cada
instante …xo do tempo a superfície S constante coincide com alguma superfície
20
Figure 4: Figura retirada do Goldstein
W constante (se S = a num instante t1 então, neste instante, S coincide com a
superfície W = a+Et1). Assim, suponde que em t = 0 temos S = W = a depois
de um tempo dt a expressão (26) nos diz que S irá coincidir com a superfície
t = 0 : S (0) = W = a =) S (dt) = W Edt =) S + Edt = W = a + Edt
Assim, se em t = 0 a superfície S coincide com W = a, depois de um intervalo
dt, S irá coincidir com uma outra superfície W = a + Edt de onde temos que
a variação de S num intervalo dt corresponde a diferençã entre duas superfícies
W onde
dW = (a + Edt a) = Edt :
Por outro lado, sendo W uma função apenas das posições temos
dW =
@W
@xi
dxi = rW ds = jrWj :ds
onde, pela de…nição do gradiente, ds é o deslocamento normal a superfície W e,
consequentemente, a S. Igualando as duas expressões acima temos
Edt = jrWj :ds =)
ds
dt
=
E
jrWj
= u (27)
ou seja, num instante de tempo dt a frente de onda se desloca uma quantidade
ds. Em outras palavras, u é a velocidade da nossa onda.
Usando agora a relação (25) e (26) podemos escrever
(rS)
2
= (rW)
2
= 2m (E V ) =) jrWj =
p
2m (E V ) :
com o que temos
u =
E
p
2m (E V )
(28)
21
Ou seja, a nossa partícula, ou uma coleção de partículas não interagentes de
mesma massa, pode ser descrita por uma onda que se propaga num potencial
V com a velocidade u acima.
A região de valor constante de uma onda é exatamente a de…nição da fase
da onda. Assim, se estamos seguindo uma onda onde a frente de onda tem
valor constante S (q; t) isso signi…ca que estamos seguindo a onda cuja fase é
proporcional a iS
= exp
i
~
S = exp
i
~
(W (qi) Et) (29)
onde h é apenas uma constante de proporcionalidade. Isso signi…ca que a nossa
onda tem uma frequencia
!t =
E
~
t =) 2 =
1
~
E =) E = 2 ~ =) E = h : (30)
Além disso, lembrando da relação clássica (24) temos
pi =
@S
@qi
=) p = OS = OW (31)
Com o que a relação (27) se torna
u =
E
jrWj
=
E
p
(32)
com p o módulo do momento linear da partícula.
O seguinte resultado da óptica nos permite relacionar a frequência da onda
e seu comprimento com a sua velocidade de propagação u
= u =) =
u
usando (30) e (32)
=
u
=
E=p
E=h
=) =
h
p
(33)
As relações (32) e (33) relacionam a energia e o momento da partícula com
a sua frequência e o seu comprimento de onda. Esta analogia tem a sua origem
em trabalhos de Hamilton de 1825, para tratar problemas de óptica. Porém,
nesta época, não havia nenhum resultado experimental que pudesse dar uma in-
dicação do valor da constante h e, especialmente, nenhuma razão para crer que
esta constante não era zero para uma partícula (uma quantidade cujo compor-
tamento corpuscular fosse indubitável). Mesmo assim, Hamilton teve sucesso
em usar este desenvolvimento para a luz, num tipo de tratamento corpuscular, e
obter todos os resultados de refração e re‡exão obtidos por outros métodos da
ótpica geométrica. Isso mostrava que, pelo menos em certos limites, a descrição
corpuscular de Newton era complemente equivalente a descrição ondulatória de
Huygens. Entretanto, como este método não trazia facilidades práticas para o
22
tratamento de problemas (em relação aos demais métodos da óptica geométrica)
ele foi praticamente esquecido por décadas.
Porém, com o surgimento de hipóteses de um caráter dual (onda-partícula),
não apenas da luz, mas também das partículas massivas, estes resultados foram
redescobertos por Erwin Schroedinger em 1925.
3.5 A equação de Schroedinger independente do tempo
Primeiramente é necessário lembrar que os resultados acima mostram uma com-
patibilidade entre a mecânica e a óptica apenas para o limite de curtos compri-
mentos de onda (onde a equação da onda se torna a equação de eikonal que é
idêntica a equação de HJ). Desta igualdade Schrödinger supôs que a equação de
HJ pudesse ser o limite para curtos comprimentos de onda de uma equação mais
geral que descrevesse o comportamento ondulatório das partículas massivas.
Para tentar encontrar esta equação mais geral, ele voltou a equação de onda
1
u2
@2
@t2
r2
= 0
em seguida ele supôs que, pelo menos para comprimentos de onda curtas, a
velocidade da onda associada a partícula deveria ser a velocidade (28) obtida
na seção anterior
u2
=
E2
2m (E V )
Assim, nossa equação de onda se torna
2m (E V )
E2
@2
@t2
= r2
(34)
Seguindo o procedimento usual para a solução de equações parciais, podemos
separar as variáveis da nossa função de onda
(xi; t) = (xi) exp ( i!t)
Vamos agora supor que a nossa onda tem uma energia bem de…nida. Se
usarmos agora a hipótese de De Broglie (ou a equação (30)) temos
E = h ) E = ~! ) (xi; t) = (xi) exp i
E
~
t : (35)
Substituindo na equação de onda
r2
+
2m
~2
(E V ) = 0 =)
~2
2m
r2
+ V = E : (36)
Esta é a celebrada equação de Schroedinger independente do tempo. Ela descreve
as funções de onda (os estados) das partículas quando a sua energia está bem
de…nida, i.e., ela descreve os estados estacionários. Com ela podemos obter a
maioria dos resultados da mecânica quântica não-relativística, como o espectro
de energia do átomo de hidrogênio. A maior (e talvez mais importante) parte
deste curso será o estudo das soluções da equação acima.
23
Se o sistema é conservativo, a sua energia pode variar com o
tempo?
O que signi…ca dizer que o sistema tem uma energia bem de…nida?
Lembre-se que a descrição quântica do sistema é uma descrição probabilís-
tica. Assim, ao calcularmos uma quantidade qualquer (e.g., a energia), o que
obtemos, em geral, é a probabilidade de numa medida desta quantidade obter-
mos o valor calculado. Ou seja, em geral o sistema não possui o valor bem
determinado de nenhuma quantidade física. Mas se o sistema é um só, como
uma quantidade pode não estar determinada, será que a quantidade está bem
determinada, mas nós apenas não a conhecemos? Seria tudo isso como, por
exemplo, colocar um dado numa caixa fechada e sacolejá-la? Antes de abrir a
caixa e ver o resultado, cada número tem a chance de 1=6 de ser sorteado. Mas
o número já está lá dentro, só que você não sabe. Pelas interpretações da MQ as
coisas não são assim. A idéia é que, antes de abrir a caixa, o dado efetivamente
não possui nenhum valor de…nido. Apenas a sua observação fará com que ele
adquira efetivamente este valor. A diferença entre você não saber e o sistema
não ter é que este sistema (A) pode in‡uenciar outro (B) através do valor deste
observável e, como veremos, se o valor de um observável não está determinado
(ou seja, você não fez nenhuma medida) todos os valores possíveis desta medida
in‡uenciam B (com uma in‡uência maior ou menor dependendo da probabil-
idade). Este é um fenômeno de interferência comum na teoria ondulatória,
mas que desa…a o senso comum numa teoria corpuscular.
Assim, a…rmar que o sistema tem um valor bem de…nido E de um observável
signi…ca que, se …zemos uma medida desta quantidade, obteremos sempre (in-
dependente de quando), o valor E.
Como é possível a…rmar que um observável tem seu valor bem
de…nido, antes de fazemos a medida?
O ponto é que se …zemos uma medida de um certo observável (futuramente
de…niremos melhor este termo) e não perturbamos mais o sistema (i.e., deixamos
ele isolado) o valor deste observável não murará. Podemos garantir assim que,
se alguém …zer uma medida futura, obterá o valor que nós medimos. Chamamos
a isso de preparar o sistema num certo estado conhecido.
Mas e o dado na caixa, está numa superposição de todos os valores?
O ponto é que o dado é um sistema grande o su…ciente para o seu comporta-
mento ser completamente determinado pelas leis da mecânica clássica. Assim,
mesmo que não tenhamos aberto a caixa, é possível, num ambiente controlado
o su…ciente, saber o valor do resultado. Num certo sentido, sistemas clássicos
são sempre sistemas quânticos preparados.
Remark 4 Se um sistema está num valor indeterminado de uma grandeza. É
completamente impossível saber qual o valor desta grandeza antes da medida ser
feita.
24
3.6 A partícula numa caixa
Vamos ilustrar a aplicação da ES tratando o caso de uma partícula livre numa
caixa. Ou seja, fora o fato de ser con…nada dentro da caixa, nenhuma outra
força age sobre esta partícula. Assim, vamos usar as idéias da seção anterior
para quantizar o sistema unidimensional de uma partícula de massa m num
intervalo. Um ponto importante é que este sistema em duas ou três dimensões
representa, grosso modo, apenas a aplicação do tratamento a ser desenvolvido
para cada dimensão separadamente. Ou seja, nosso sistema não é arti…cial.
Inicialmente estamos interessados em estudar os níveis de energia que esta
partícula pode ter. Estado livre, a energia desta partícula é puramente cinética.
Classicamente, uma ver que a partícula pode ter qualquer velocidade dentro
da caixa, ela também pode assumir qualquer valor de energia. Além disso, a
partícula pode estar em qualquer lugar dentro da caixa. Na descrição quântica,
entretanto, veremos que as coisas são um pouco diferentes.
Como estamos interessados em estados de energia bem de…nidos, o problema
que devemos resolver é a ES independente do tempo:
~2
2m
r2
+ V = E
Uma vez que, dentro do intervalo (caixa), a partícula está livre, V = 0, e estamos
trabalhando em uma dimensão, temos:
~2
2m
d2
dx2
= E
onde E é a energia da partícula. Podemos escrever esta equação como
d2
dx2
= k2
; k2
=
2m
~2
E (37)
Esta é uma equação de segunda ordem, logo ela deve ter duas soluções LI e
duas constantes de integração. Estas soluções podem ser escritas como
1 (x) = A exp (ikx) ; 2 (x) = B exp ( ikx)
com A e B constantes. Assim, a solução geral do nosso problema é
(x) = Aeikx
+ Be ikx
Como determinamos as constantes A e B?
Estas constantes estão relacionadas com a chamada condição de contorno
do problema. Ou seja, precisamos especi…car o comportamento da nossa função
nos extremos. Até agora, além de fazer V = 0 (uma condição física), tudo
que …zemos foi resolver um problema matemático, mas agora, na …xação destas
condições, entram as características físicas do problema.
25
Para isso precisamos lembrar o signi…cado da função de onda. A quantidade
j (x)j
2
signi…ca a probabilidade de encontrar a nossa partícula na posição x. Sabendo
que a nossa partícula está presa na caixa temos
j (x)j
2
= 0 para x fora da caixa.
Primeiro precisamos colocar um eixo cartesiano no nosso problema e dizer
onde está a nossa caixa. Por exemplo, podemos dizer que as paredes da caixa
estão em L e L (obviamente isso não in‡uencia no resultado).
Exigindo que a partícula esteja con…nada no intervalo de L até L e que
a função seja contínua temos (por (37) vemos que descontinuidades da função
estariam relacionadas com energias in…nitas e não queremos tais casos.)
(L) = ( L) = 0
temos
(L) = 0 =) AeikL
+ Be ikL
= 0 =) AeikL
= Be ikL
A (cos kL + i sin kL) = B (cos kL i sin kL) :
Podemos satisfazer esta igualdade de duas formas
sin kL = 0 =) kL = n ) A (cos kL) = B (cos kL) ) A = B ;
cos kL = 0 =) kL = n +
1
2
) A (i sin kL) = B ( i sin kL) ) A = B :
Ou seja, o nosso problema possui dois tipos de soluções estacionárias
n (x) = N sin kn x ; kn =
L
n ) En =
~2
2m
n
L
2
+
n (x) = N+
cos k+
n x ; k+
n =
L
n +
1
2
) E+
n =
~2
2m L
n +
1
2
2
(38)
O resultado acima nos mostra que, dentro da caixa, a partícula só pode
assumir os níveis de energia En e E+
n .
Exercise 5 Obtenha as constantes de normalização N+
e N .
Além disso, existe um nível mínimo de energia que o sistema pode assumir
que é E+
0 . A partícula nunca pode ter energia cinética nula (observe que E0 = 0
implica 0 (x) = 0 e a partícula não está mais na caixa).
26
Mais ainda, se esta partícula interagir com alguma coisa (e.g., fótons) ela
só poderá absorver e emitir energias que sejam proporcionais a diferença entre
dois níveis
En !n = E+
n Em
Esta é a chamada energia de transição de n para m.
Por exemplo, imagine que a partícula está no estado fundamental e você o
ilumina com uma luz de freqüência , se
h < E+
0 E1 =
3
4
~2
2m L
2
;
os fótons simplesmente irão passar pelo sistema (o sistema será transparente).
Já se
= [ E+
0 E1 =
3
4
~2
2m L
2
o sistema irá absorver este fotos e mudar de nível (ele será opaco para esta
freqüência).
Observe também que, de forma geral,
E
~
L
2
:
Ou seja, se o tamanho da caixa vai para in…nito (partícula livre) a diferença
dos níveis de energia vão a zero e, conseqüentemente, a partícula pode assumir
qualquer valor de energia.
Da mesma forma, se tomamos o limite clássico ~ ! 0 o sistema passa a
adotar o comportamento clássico de poder assumir qualquer valor de energia.
Remark 6 Observe como a limitação da partícula no intervalo tornou os níveis
de energia discretos. Este é o fenômeno por trás do comportamento dos chama-
dos pontos quânticos (QD).
Aqui é interessante ver como a realização do nosso espaço depende muito de
qual parte do sistema nos interessa. Se no exemplo acima a distância L for muito
pequena, os níveis de energia vão estar tão espaçados que para sofrer uma tran-
sição de nível precisaríamos fornecer uma quantidade muito grande de energia.
Podemos garantir assim que o sistema não sofra nenhuma transição indesejada
(e.g., térmica) e as únicas transições possíveis são aquelas que nós provocamos.
Neste caso, apenas alguns níveis de energia são relevantes e podemos tratar o
sistema como um problema de n níveis. Ao fazemos isso nosso sistema passa a
ter um número …nito de estados e passa a ser descrito por uma matriz. Esta
descrição matricial é a chamada mecânica quântica de Heisenberg, que veremos
no futuro.
27
3.6.1 Números quânticos
Ainda sobre o problema da partícula numa caixa, todas as quantidades asso-
ciadas ao sistema, exceto a energia, estão indeterminadas, ou possuem a sua
determinação associada a uma probabilidade. Ademais, uma vez especi…-
cada a energia da partícula, sabemos construir a sua função de onda,
da qual retiramos todas as informações que a MQ pode nos dar sobre o sis-
tema (e acreditamos que este seja a teoria que mais informações pode nos dar).
Dizemos assim que a energia especi…ca o estado do sistema. Dentro da
notação utilizada, chamamos de En a energia associada ao sistema. Ou seja,
dado o valor de n podemos determinar a energia do sistema e, conseqüente-
mente, o seu estado. A quantidade n, que especi…ca completamente o estado
do sistema é chamada de número quântico. Se tivéssemos trabalhado com uma
caixa bidimensional, teríamos uma energia associada ao movimento na direção
x, com uma energia En, e outra associada com o movimento na direção y, que
poderíamos chamar de Em. Assim, neste caso, o sistema possui dois números
quânticos. O mesmo acontecia com a descrição das órbitas elípticas de Som-
merfeld, onde precisávamos de 2 números para conhecer o estado do sistema.
Remark 7 Assim, números quânticos são quantidades (discretas) que precisam
ser especi…cadas para se estabelecer o estado do sistema.
3.6.2 Valores médios
Sendo j (x)j
2
a probabilidade de encontrar o sistema numa certa posição,
podemos também calcular o valor médio da posição do sistema. Basta para
isso usarmos a de…nição usual de média multiplicarmos o valor da variável (no
caso, a posição) pela probabilidade do sistema possuir aquele valor desta var-
iável. Assim, a posição média do sistema dentro da caixa vale
hxi =
Z
x j (x)j
2
dx =
Z
(x) x (x) dx
Onde, por razões que se tornarão claras no futuro, usamos a última forma para
a expressão. De forma geral, se f(r) é uma função qualquer da posição da
partícula (considerada agora em 3D), o valor médio de f pode ser calculado
como
hfi =
Z
V
(r) f (r) (r) d3
V (39)
onde V é o volume onde o se deseja calcular a média.
Como veremos em detalhes no futuro, um dos postulados da MQ é que
as quantidades clássicas observadas nada mais são do que valores médios das
quantidades quânticas do sistema.
3.6.3 Preparação de sistemas e superposição
Vamos preparar um sistema com um valor especí…co de energia. Imagine para
isso um espectrômetro de massa onde atiramos partículas de massa m e carga
28
q conhecidas. Dependendo da velocidade, ou do momento da partícula, ela
sofrerá uma certa in‡uência do campo e se chocará com a parede do dispositivo.
Conhecendo a energia cinética da partícula, sambemos exatamente onde ela
se chocará. Podemos então fazer um furo que seria alcançado apenas pelas
partículas que tivessem uma determinada energia, digamos, E2 ,
E2 =
~2
2m
n
L
2
; n = 2 :
Em frente ao furo temos uma caixa para capturar a partícula. As paredes do
dispositivo podem ter sensores que detectem a partícula no caso de um choque.
Neste experimento vamos jogando partículas com energia desconhecida dentro
do dispositivo e, sempre que esta partícula colide com a parede, ouvimos um
clique. Quando, não ouvimos este clique é porque a partícula passou pelo bu-
raco. Neste caso sabemos que temos aprisionado em nossa caixa uma partícula
no estado
2 (x) = N sin k2 x ; kn = 2
L
:
Desta forma podemos preparar o sistema num determinado estado.
Imagine agora que fazemos dois furos na parede, uma na posição de energia
E+
1 e outra na posição de energia E2 . Suponha ainda que, pelas dimensões
dos componentes do sistema, estes dois furos estão bem próximos, de sorte que
podemos colocar uma única caixa para capturar uma partícula que passe por
qualquer buraco.
Qual o estado do sistema na caixa neste caso?
Neste caso, a partícula entrará na caixa num estado descrito pela função:
(x) = c1
+
1 (x) + c2 2 (x) ; c1; c2 2 C : (40)
Ou seja, ela não terá mais uma energia bem de…nida. Além disso, pelos
princípios da MQ o módulo quadrado dos coe…cientes c1 e c2 acima são dados
pela probabilidade do sistema ser detectado com energia E+
1 e E2 , respecti-
vamente. Além disso, como estes módulos são probabilidade e sabemos que o
sistema estará (com certeza) num estado ou no outro
jc1j
2
+ jc2j
2
= 1
Por exemplo, se o experimento foi desenvolvido (depende basicamente de quão
aleatório é a velocidade das partículas lançadas) para que a partícula tenha
exatamente a mesma probabilidade de estar no estado E+
1 ou E2 , podemos
então a…rmar que
jc1j
2
= jc2j
2
=
1
2
Obviamente, isso não …xa o valor destes coe…cientes, pois
jc1j
2
=
1
2
=) c1 =
exp (i )
p
2
; Re = 0 (41)
29
A quantidade é chamada de fase do coe…ciente. Futuramente trataremos da
determinação destes coe…cientes.
Observe que estamos frisando que a partícula entra na caixa no estado acima.
Isso porque, como a energia da partícula não é mais bem determinada ela não
está mais num estado estacionário.
Na obtenção da ES independente do tempo, usamos a seguinte separação de
variáveis (35)
(x; t) = (x) exp i
E
~
t
e, com isso, obtivemos a ES. Ou seja, o que estamos chamando de é, na
verdade, apenas a função (x) acima.
Isso signi…ca que a função de onda completa do nosso sistema com uma
energia E2 conhecida é
(x; t) = 2 (x) exp i
E2
~
t :
Agora, a probabilidade desta partícula ser encontrar numa posição x num in-
stante t vale
j (x; t)j
2
= 2 (x)
2
exp i
E2
~
t
2
= 2 (x)
2
:
E não depende do tempo. Por isso, estados com energia bem de…nida são
chamados de estados estacionários.
Agora, para uma partícula no estado (40) acima, temos a seguinte evolução
temporal
(x) = c1
+
1 (x)+c2 2 (x) =) (x; t) = c1
+
1 (x) exp i
E+
1
~
t +c2 2 (x) exp i
E2
~
t
Usando que a probabilidade inicial do sistema ter uma ou outra energia é a
mesma (41) temos
(x; t) =
1
p
2
+
1 (x) exp i
E+
1
~
t + 1 + c2 2 (x) exp i
E2
~
t + 2
=
1
p
2
exp i
E+
1
~
t + 1
"
+
1 (x) + c2 2 (x) exp
"
i
E2 E+
1
~
t + ( 2 1)
!##
A probabilidade de encontrar este sistema na posição x num instante t vale
j (x; t)j
2
=
1
2
+
1 (x) + c2 2 (x) exp
"
i
E2 E+
1
~
t + ( 2 1)
!# 2
:
(42)
onde a dependência temporal não mais desaparece. Assim, esta probabilidade
varia com o tempo e o sistema não está mais num estado estacionário. Observe
30
também que esta probabilidade depende da diferença de fase ( 2 1). Esta
quantidade não possui um análogo clássico e, na verdade, não pode ser me-
dida por nenhum instrumento. Mesmo assim, como veremos, ela pode produzir
efeitos mensuráveis. Por causa desta fase, esta descrição difere da probabili-
dade clássica (que seria apenas a soma das probabilidades). Veja novamente a
discussão no capítulo Ondas e Partículas.
O que acontece se …zemos um furo numa região que não corresponde a nen-
hum dos valores de En, por exemplo, entre os valores de E2 e E+
1 ?
A princípio pode-se imaginar que nunca capturaremos uma partícula. Ou
seja, sempre ouviremos o clique da partícula se chocando com a parede do
dispositivo. Mas isso não é verdade.
Observe que, se não colocamos a caixa (ou seja, apenas o espectrômetro)
detectaríamos o choque de partículas em todas as posições da parede, inclusive
na posição correspondente a energia E. Assim, o fato de termos ou não colocado
a caixa naquele ponto não deve alterar o comportamento das partículas dentro
do espectrômetro. Por isso deveríamos realmente esperar que alguma partícula
entrasse na caixa. Entretanto, nosso problema e entender como uma partícula
que classicamente tem energia E será detectada na caixa apenas com energia
E+
1 e E2 .
Quando não ouvirmos o clique saberemos que capturamos uma partícula
na caixa e, mais ainda, esta partícula estará num estado inicial aproximada-
mente da forma (40). Onde o módulo quadrado dos coe…cientes será tão maior
quão mais próximo o furo estiver do estado de energia de…nido. Por exemplo,
conforme o furo se aproxima de E+
1 , o jc1j
2
cresce até que, quando o furo estiver
exatamente em E+
1 temos
jc1j
2
= 1 ; jc2j = 0 :
Além disso, o sistema (que não está num estado estacionário, pois sua energia
não está bem determinada), evoluirá no tempo com a forma aproximadamente
(42).
Isso signi…ca que mesmo que, classicamente, a partícula só possa passar
entrar na caixa se ela tiver uma energia entre E1 e E2, quanticamente ela tem
uma probabilidade de entrar (e, ocasionalmente, entrará) se a sua energia não
for bem determina, mas compatível com o fato dela entrar na caixa. Neste
experimento, sempre que abrirmos a caixa e medirmos a energia da partícula
obteremos (sempre) os valores E+
1 ou E2 e nunca entre estes valores. Mas se
detectamos o valor E2 e para passar pelo furo ela teria de ter uma energia
E < E2 , para onde foi a diferença de energia? Não foi para lugar nenhum!
Pense no pior: ela foi detectada na caixa com uma energia E+
1 < E. Como a
partícula conseguiu passar pelo furo se ela não tinha energia pra isso? O que
acontece com a conservação de energia? O ponto aqui é a descrição quântica
jamais a…rma que a partícula passou pelo furo, mas apenas que ela está dentro
da caixa. Ou seja, a única forma de saber se ela passou pelo furo é colocando
um detector lá dentro. Sem fazer isso, tudo que sabemos é que uma partícula
entrou na caixa. O problema está em que toda a nossa descrição anterior se
31
baseia na idéia da trajetória seguida pela partícula e, quanticamente, tal idéia
dependeria de colocarmos detectores em todos os pontos do espaço e medirmos
(e, conseqüentemente, interferirmos) na partícula em cada instante de tempo.
Ou seja, na MQ não existe a idéia de trajetória de uma partícula. Além
disso, o fato da partícula ter entrado na caixa com uma energia E+
1 menor
que a energia clássica necessária para passar pelo furo, não viola nenhuma lei de
conservação, pois, em nem um momento, a partícula teve a energia bem de…nida
E (nunca demos esta energia para ela). O fato de sistemas quânticos fazerem
coisas que são classicamente proibidas devido a sua energia é bem comum em
MQ. Este fenômeno é observado corriqueiramente em laboratório e recebe o
nome de tunelamento. Voltaremos a este fenômeno no futuro.
Exercise 8 Mas então, como uma partícula que classicamente tem energia E
pode ser detectada com energia E+
1 ou E2 ?
O ponto aqui é que, na verdade, como o estado inicial da partícula é descon-
hecido, a MQ nos diz que esta partícula está no estado
=
X
n
c+
n
+
n + cn n
De sorte que ela terá uma maior probabilidade de entrar na caixa quanto maior
for c+
1
2
e c2
2
. Além disso, ao entrar na caixa, o estado da partícula não foi
alterado. Assim, se ela inicialmente, além de um coe…ciente c+
1 e c2 auto tiver
também um coe…ciente c+
8 (obviamente pequeno) haverá também a probabili-
dade c+
8
2
de se detectar esta partícula com uma energia E+
8 bem maior que
E2 .
Exercise 9 Mas e se colocarmos uma caixa com tamanho diferente?
Neste caso a decomposição acima não irá mais corresponder ao estado das
partículas permitidas dentro da caixa e, para fazer a descrição acima, teremos
de uma outra decomposição
=
X
n
cn n ;
com n 6= +
n ; n .
Exercise 10 Mas qual das decomposições acima descreve a partícula?
Ambas! Na verdade, observando explicitamente as funções +
n ; n (38) ve-
mos que as decomposições acima nada mais são que a série de Fourie da função
e existem in…nitas formas de se decompor a mesma função em séries diferentes.
Exercise 11 Mas como a energia clássica E se relaciona com todas estas de-
composições?
32
Como veremos mais tarde, as partículas capturadas tem uma energia média
igual a E
E = hEi =
X
n
E+
n c+
n
2
+ En cn
2
:
Além disso, mesmo no caso dos dois furos nas posições correspondentes as
energias E+
1 e E2 , a MQ não apóia a idéia de que a partícula passou por um
ou pelo outro furo.
Remark 12 Observe que a fase d em (41) não interfere nos valores médios
(39).
Gato de Schroedinger
Superposição
Decomposição e série de Fourie.
3.7 A equação de Schroedinger dependente do tempo
Nosso objetivo agora é encontrar uma equação que descreva não apenas a parte
espacial , mas a função completa , ou seja, nós queremos a versão dependente
do tempo da expressão acima.
A equação (36) só funciona (só é compatível com a equação de onda) para
ondas com uma só freqüência (monocromáticas), mas gostaríamos de ter uma
maior liberdade na dependência temporal do nosso problema. Para isso pre-
cisamos eliminar E (E = h ) da nossa equação.
Para isso, primeiro multiplicamos a equação (36)
~2
2m
r2
+ V = E :
por exp ( iEt=~) e voltamos para a função de onda completa
~2
2m
r2
+ V = E ;
(mas esta equação só é válida para as nossas ondas monocromáticas).
Se operarmos em ambos os lados desta equação com o operador ~2
=2m r2
+ V
temos
~2
2m
r2
+ V
~2
2m
r2
+ V =
~2
2m
r2
+ V E = E2
;
ou seja,
~2
2m
r2
+ V
2
= E2
: (43)
Agora derivamos duas vezes a equação (35)
33
(xi; t) = (xi) exp i
E
~
t ;
em relação ao tempo
• =
E2
~2
exp i
E
~
t =
E2
~2
=) E2
= ~2 • :
Substituindo na equação (43)
~2
2m
r2
+ V
2
= ~2 • : (44)
Esta equação fornece a equação correta para o caso monocromático, mas, por
não depender de E, possui também outras soluções. Entretanto, esta equação
possui o terrível inconveniente de ser uma equação de quarta ordem nas co-
ordenadas espaciais. Isso signi…ca que as soluções desta equação exigem uma
quantidade enorme de condições iniciais e condições de contorno que di…cilmente
poderiam ser associadas com parâmetros físicos do sistema.
Vamos então reescrever a equação anterior na forma
^H2
= ~2 @2
@t2
;
onde introduzimos o operador
^H =
~2
2m
r2
+ V : (45)
Nossa equação pode ainda ser escrita como
^H ^H = i~
@
@t
i~
@
@t
:
Soluções desta equação pode ser construídas com funções que respeitem
^H = i~
@
@t
)
~2
2m
r2
+ V = i~
@
@t
(46)
Esta é a equação de Schrödinger dependente do tempo. Esta equação, diferente
da equação de onda usual, é de primeira ordem no tempo e de segunda ordem
nas derivadas espaciais.
Ao trabalhar com ondas (equações de ondas) é comum usarmos uma função
complexa e, no …nal, atribuirmos uma realidade física apenas a parte real. En-
tretanto o caso aqui é um pouco diferente, pois a nossa equação é, na verdade,
(44). Se dividirmos em sua parte real e imaginária
= P + iQ ;
34
e substituirmos em (46) temos
i~
@P
@t
~
@Q
@t
=
~2
2m
r2
+ V P + i
~2
2m
r2
+ V Q
comparando as partes reais e imaginárias desta equação temos
~
@P
@t
=
~2
2m
r2
+ V Q
~
@Q
@t
=
~2
2m
r2
+ V P
Podemos agora eliminar P ou Q diferenciando uma das equações acima com
relação ao tempo e substituindo na segunda. O que obteremos com isso é que
tanto Q como P respeitam a equação (44). Ou seja, temos uma equação de
quarta ordem para funções reais, ou uma equação de segunda ordem para uma
função complexa, cujas partes não podem ser separadas. Mas, neste último
caso, precisamos das relações acima, o que mostra que, neste formalismo, nós
precisamos da função completa = P + iQ, i.e., não podemos atribuir um
signi…cado físico separadamente para a parte real ou a imaginária.
Voltemos agora na relação com a óptica geométrica. Lembre que obtivemos
os resultados da seção anterior seguindo uma frente de onda de…nida pela função
S. Além disso, como vimos anteriormente, a nossa onda se relaciona com S
por (29)
= exp
i
~
S (47)
com isso temos
@
@t
=
i
~
@S
@t
;
@
@xi
=
i
~
@S
@xi
Substituindo na equação de Schrödinger (46)
1
2m
(rS)
2 ~2
2m
i
~
r2
S + V =
@S
@t
ou seja, S respeita a equação
1
2m
(rS)
2
+ V +
@S
@t
=
i~
2m
r2
S (48)
Vamos comparar este resultado com a equação de HJ (??)
@S
@t
+ H qi;
@S
@qi
; t = 0
Lembrando que H é o Hamiltoniano da partícula podemos escrever
H =
p2
2m
+ V (49)
35
usando (18)
rS = p =) H =
(rS)
2
2m
+ V =)
1
2m
(rS)
2
+ V +
@S
@t
= 0 (50)
As equações (48) e (50) são idênticas a menos do último termo em (48). Lem-
brando que h = 2 ~ é a constante de proporcionalidade que introduzimos em
(29). Mais uma vez, a semelhança acima já havia sido percebida por Hamilton.
Mas a inexistência de qualquer evidência experimental do comportamento ondu-
latório das partículas o levou (talvez) a pensar que h fosse zero para partículas
massivas. Além disso, ao se tratar sistemas mecânicos usuais, o fato de h ser
muito pequeno, em relação às demais quantidades do sistema, faz com que a
presença do termo a direita em (47) não in‡uencie apreciavelmente a dinâmica
do sistema. Podemos ainda dizer que a equação de HJ representa um limite
da equação de Schrödinger quando todas as quantidades envolvidas são muito
grandes em relação à h. Isso normalmente é chamado de tomar o limite quando
h tende a zero. Obviamente, como h é uma constante, isso deve ser entendido
no contexto acima de comparações de grandezas. Além disso, tomar o limite
h ! 0 é chamado de tomar o limite clássico do sistema quântico. Como, neste
caso, a equação que descreve o sistema (ES) se torna a equação HJ, todas as
quantidades calculadas através da ES (e.g., energia) deve se tornar os resultados
calculados pela mecânica clássica.
Falar sobre o operador Hamiltoniano.
3.7.1 A quantização de Schrödinger e de Sommerfeld
Dado um sistema mecânico (clássico) sujeito a um potencial V , a ES nos permite
construir a descrição quântica deste sistema, i.e., construir a equação de onda
que rege o comportamento quântico do sistema clássico em questão. Assim,
este é um processo de quantização que podemos considerar como o primeiro
processo de quantização geral. Este processo é mais geral de o que Sommerfeld
por prescindir da existência de uma variável periódica no sistema. Além disso,
este novo processo nos permite construir não apenas certas quantidades clássicas
(e.g., energia), mas sim a própria função de onda que descreve o sistema (de
onde podemos tirar muito mais informações).
Lembrando agora que a quantização de Sommerfeld pode ser considerada
como uma generalização dos processos de quantização anteriores (de Bohr e
de Planck), será que a quantização de Schroedinger estaria relacionada com a
quantização de Sommerfeld? A resposta é sim.
Dado um sistema com uma coordenada periódica, por exemplo, um ângulo
, pontos no espaço com coordenada e + 2 representam o mesmo ponto.
Com isso, seria de se esperar que qualquer função f( ) que represente uma
característica de um sistema físico tenha um único valor de…nido neste ponto,
i.e., f( ) = f( + 2 ). Neste caso dizemos que a função f tem valor único, ou
que ela respeita uma condição de unicidade.
36
Por exemplo, a função f ( ) = exp (in ), n 2 N, respeita esta condição no
intervalo de 0 a 2 , pois
f ( + 2 ) = exp [in ( + 2 )] = exp i (n ) exp i (2 n) = exp i (n ) = f ( ) :
Entretanto, isso não ocorre com a função f ( ) = exp (i =2), neste mesmo inter-
valo,
f ( + 2 ) = exp i
+ 2
2
= exp i
2
exp i ( ) = exp i
2
= f ( ) :
De forma geral, se q é uma variável periódica, podemos testar se uma função
f (q) = exp [ig (q)] é de valor único calculando a variação da fase num período
completo I
dg
e exigindo que este valor seja proporcional a 2 ,
I
dg = 2 n ; n 2 N : (51)
Por exemplo,
f ( ) = ein
=) g = g ( ) = n =)
I
dg =
Z 2
0
nd = 2n ;
f ( ) = ei =2
=) g = g ( ) =
2
=)
I
dg =
Z 2
0
1
2
d = 6= 2n :
Lembre-se agora que a ES foi obtida tomando que a partícula obedece a uma
equação de onda na forma (47) temos
= exp
i
~
S
Para um sistema conservativo temos
= exp
i
~
(W (qi) Et) = exp
i
~
W (qi) exp
i
~
Et :
Como estamos interessados só na variação da parte espacial, temos
g (qi) =
1
~
W (qi) =)
I
dg =
I
1
~
dW
Lembrando que W = W (qi) temos
dW =
@W
@qi
dqi
37
usando (31)
pi =
@W
@qi
=) dW =
X
i
pi dqi
com o que I
dg =
I
1
~
dW =
1
~
X
i
I
pi dqi
Usando agora a condição de unicidade (51) temos
1
~
X
i
I
pi dqi = 2 n =)
X
i
I
pi dqi = 2 ~n =)
X
i
I
pi dqi = hn :
como as variáveis são independentes, podemos respeitar a igualdade acima se,
para cada variável I
pi dqi = hn :
Que é a regra de quantização de Sommerfeld. Resumindo:
Remark 13 A regra de quantização de Sommerfeld é uma conseqüência da
unicidade da função de onda.
Na teoria de Schrödinger esta unicidade é introduzida à mão, através do es-
tabelecimento das condições de contorno do problema. Ou seja, impor a quan-
tização de Sommerfeld é equivalente a impor condições de contorno
que garantam a unicidade da função de onda na teoria de Schrödinger.
Como vimos na seção anterior, a discretização nos níveis de energia de uma
partícula são uma conseqüência do con…namento da posição da partícula, i.e.,
das condições de contorno do problema.
Além disso, assim como a quantização de Sommerfeld permitiu generalizar
as orbitas circulares para elípticas. A ES permite impor novas condições de
contorno.
Condições de contorno são cruciais para se determinar as características
quânticas do sistema. Efeitos curiosíssimos, como o surgimento de forças (men-
suráveis) como a possibilidade de se detectar efeitos provenientes da energia do
vácuo, uma conseqüência do chamado efeito Casimir, são resultados do estudo
das condições de fronteira do sistema. Características gerais da matéria, como o
número de prótons do elemento mais pesado, podem estar ligadas aos problemas
de condições de contorno.
4 Limite clássico
Voltemos, mais uma vez, ao problema da partícula numa caixa de tamanho L.
Vamos inicialmente analisar este problema do ponto de vista da física clássica.
Neste caso, a partícula sempre teria uma velocidade constante e sua posição
será dada por
x = x0 + vt :
38
Figure 5: Figura retirada do Libof
Suponha agora que você não conhece a posição inicial x0 da partícula. Qual
a chance de encontrar a particular numa certa posição da caixa?
Ou seja, classicamente quanto vale P (x) dx?
Se a velocidade da partícula variasse, poderíamos esperar que, onde ela …ca
mais lenta (ou seja, a região onde ela gasta mais tempo para atravessar) teria
um valor maior de P(x). Como a nossa partícula tem uma velocidade constante,
a probabilidade de encontrá-la em qualquer intervalo dx é simplesmente o valor
deste intervalo dividido pelo tamanho da caixa (o valor da variável, dividira pelo
total de valores que ela pode ter)
P dx =
1
L
dx
Ou seja, a probabilidade é uma constante. Isso signi…ca que, se …zermos uma
série de cópias da nossa caixa e as abrirmos encontraremos as partículas dis-
tribuídas igualmente por toda a caixa.
Como vimos anteriormente, a descrição quântica é bem diferente. Existindo
pontos onde a partícula pode estar com maior probabilidade e pontos onde
ela não pode estar. Entretanto, na descrição quântica, conforme o valor da
energia aumenta, surgem mais picos de probabilidade de onde a partícula pode
estar. Num caso de energia muito alta para qualquer intervalo dx que tomarmos
teremos sempre o mesmo número de picos dentro deste intervalo. Assim, neste
caso, a probabilidade de encontrar a partícula em qualquer região dx é, assim
como no caso clássico, uma constante.
Assim, para o caso em que n ! 1, a descrição quântica concorda com a
descrição clássica. Mais ainda, para sistemas cuja energia seja muito maior que
a ordem de grandeza de h, esperamos um comportamento clássico. Em todo
sistema quântico, existe um limite para o qual o comportamento do sistema
tende àquela prevista pela teoria clássica. Usualmente este limite está associ-
ado ao regime de altas energias. Mas, de forma geral, basta que as grandezas
envolvidas sejam muito grandes, em comparação a h. A existência deste limite
clássico é chamada de princípio da correspondência de Bohr.
39
Outra característica importante para se analisar este limite é o comprimento
de onda de De Broglie. Por exemplo, num gás com densidade a distância média
das partículas vale aproximadamente 1=3
. Assim, para o regime
1=3
>> ;
devemos esperar que o comportamento deste gás seja descrito pela mecânica es-
tatística clássica. Mas, para o caso em que 1=3
' , uma mecânica estatística
quântica deve ser aplicada (este é um assunto da segunda parte do curso).
As comparações acima nos mostrar que, se um certo resultado quântico não
contem h, este resultado deve ser mesmo que o obtido por uma teoria clássica.
O exemplo mais famoso é a seção de choque de espalhamento coulombiano. Um
tratamento quântico detalhado fornece um resultado que não depende de h e é
exatamente igual ao resultado obtido por Rutherford usando teorias clássicas.
5 A equação de continuidade
Lembrando a lei da continuidade da carga para o eletromagnetismo temos
r J =
@
@t
:
onde é a densidade de carga e J a densidade de corrente. A leitura desta
equação nos diz que toda a corrente que ‡ui para fora de uma região é igual a
carga que esta região perdeu.
Desde sua origem os testes e aplicações da MQ se referem ao problema do
espalhamento de partículas. Ou seja, partículas vindas “livremente”do in…nito
interagem momentaneamente com um certo potencial (e.g., outra partícula) e
voltam a se propagar livremente. Lembre-se, por exemplo, dos experimentos
de Rutherford. Todos os problemas estudados em aceleradores de partículas
são desta forma. A interação momentânea da partícula teste com o potencial
é chamada de espalhamento. Usualmente neste tipo de processo a forma exata
do potencial de espalhamento não é conhecida. Mas este é modelado por certas
características principais.
Por exemplo, podemos modelar a interação de um elétron com um neutro
supondo que o nêutron é uma esfera impenetrável de raio R e usando o potencial:
V (r) =
0 ; r R
1 ; r < R
;
chamado de potencial de caroço duro. A quantização deste potencial fornece
bons resultados desde que a energia do elétron não seja muito grande.
Na maioria dos processos observamos uma partícula, ou um feixe de partícu-
las, e queremos saber o comportamento deste feixe. Assim, como veremos mais
adiante, neste tipo de problema o conceito de conservação da partícula é
muito importante (obviamente para os casos onde ela não se desintegra). Por
isso é importante buscar por uma lei de conservação semelhante a do eletromag-
netismo.
40
A dinâmica de uma partícula é descrita pela ES dependente do tempo
^H = i~
@
@t
=)
@
@t
=
i
~
^H
Usando o mesmo desenvolvimento feito para obter a equação acima, mas partindo
do complexo conjugado da função de onda
= exp
i
~
S ! = exp
i
~
S
é fácil mostrar que obedece a equação
^H = i~
@
@t
=)
@
@t
=
i
~
^H
Observe agora que
@ j j
2
@t
=
@
@t
=
@
@t
+
@
@t
usando as duas ES acima temos
@ j j
2
@t
=
i
~
^H +
i
~
^H
Para um problema unidimensional
^H =
~2
2m
@2
@x2
+ V (x)
temos
@ j j
2
@t
=
i
~
~2
2m
@2
@x2
+ V (x) +
i
~
~2
2m
@2
@x2
+ V (x)
= i
~
2m
@2
@x2
@2
@x2
= i
~
2m
@
@x
@
@x
@
@x
ou ainda
@ j j
2
@t
+
@
@x
i
~
2m
@
@x
@
@x
= 0
Em 3 dimensões temos
@ j j
2
@t
+ r i
~
2m
( r r ) = 0
Se de…nirmos as quantidades
J = i
~
2m
( r r ) ; = j j
2
(52)
41
temos a equação exatamente uma equação de continuidade. De…nimos assim o
conceito quântico de densidade e corrente de partículas.
Além do fato da densidade das partículas estar relacionada com a proba-
bilidade de onde a partícula está, existe também uma corrente associada a ela.
Pelos princípios da MQ esta corrente não pode ser associada diretamente ao
movimento da partícula.
Por exemplo, uma partícula numa caixa, com energia bem de…nida E é
descrita por uma função na forma
(x) = N sin (kx) exp i
E
~
t
e possui uma densidade
(x; t) = j j
2
= jNj
2
sin2
(kx)
e uma corrente
J = i
~
2m
@
@x
@
@x
= 0 =
@
@t
Ou seja, mesmo que classicamente pensemos numa partícula andando de um
lado para o outro da caixa (consequentemente um ‡uxo na forma Jc = v (x)),
quanticamente não há ‡uxo algum. Além disso, classicamente a nossa densidade
seria diferente de zero apenas num ponto ( c = (x)), mas quanticamente, ela
se espalha por toda a caixa.
Por exemplo, um elétron de um átomo de hidrogênio in‡uencia a sua viz-
inhança como se fosse uma distribuição de carga dada por = j (r)j
2
e não
como uma distribuição de carga clássica de uma única partícula c = q (r).
Obviamente, como sempre acontece em MQ, existem regimes onde os con-
ceitos clássicos e quânticos concordam.
6 Barreira de potencial …nita
Vamos agora analisar o problema de uma barreira de potencial …nita. Imagine,
por exemplo, um circuito como o da …gura abaixo:
42
Onde as grades es-
tão ligadas a uma bateria. Na região I temos um potencial constante, que
podemos chamar de U = 0. E na Região II temos, novamente um potencial
constante U = V > 0. Uma carga se movendo em qualquer uma destas regiões
não sofrerá a in‡uência de nenhuma força.
Agora, se uma carga (positiva) tentar se mover na Região III entre as placas,
sofrerá uma força constante F = qE, dada por um potencial U = Ex. O grá…co
deste potencial seria algo como:
Classicamente uma carga na Região I só poderia penetrar na Região II se
ela tiver energia su…ciente para vencer a barreira de potencial, ou seja, apenas
se ela possui uma energia E > V . Se uma carga com E < V viaja pela Região
I, ao chegar na Região III ela seria desacelerada até ser re‡etida de volta.
Além disso, toda a carga com E > V passaria pelo potencial.
Vejamos agora o que nos diz a descrição quântica deste problema.
Para simpli…car bastante o nosso problema, nós jogamos as duas placas
externas para o in…nito e fazemos D ! 0 ou, o que dá no mesmo, fazemos
V >> D. Com isso, o potencial tem a forma da …gura abaixo
43
Então
agora temos apenas duas regiões. A Região I será aquela onde o potencial vale
zero, U = 0, enquanto na Região II , temos U (x) = V . Assim, nesta descrição,
temos também duas ES, uma para cada região.
Assim como no caso da partícula livre, imaginemos que a partícula possui
uma energia bem de…nida, i.e., vamos estudar a ES independente do tempo para
este problema.
Na Região I:
~2
2m
d2
dx2
+ U = E !
~2
2m
00
I = E I =) 00
I = k2
1 I ;
k2
1 =
2m
~2
E : (53)
A solução deste problema é o mesmo da partícula livre, ou seja, podemos
escrever a solução como:
I = A exp (ikIx) + B exp ( ikIx) :
As duas soluções acima representam ondas viajando na direção x (kI = ^x)
e x ( kI = ^x).
44
Já para a Região II temos:
~2
2m
d2
dx2
+ U = E !
~2
2m
d2
dx2
+ V II = E II
00
II = k2
2 ; k2
2 =
2m
~2
(E V ) : (54)
Note que, apesar de ambos serem constante, kI 6= kII. Assim, a solução da
equação diferencial acima é a mesma da anterior, mas, como veremos, o com-
portamento destas soluções é bem diferente. Ou seja,
II (x) = C exp (ik2x) + D exp ( ik2x) :
Nosso objetivo é saber o que acontece com uma partícula que vem da região
I, viajando para a direita, quando esta encontra a barreira de potencial. Assim,
podemos simpli…car ainda mais o nosso problema fazendo D = 0. Observe que
a partícula pode vir pela direita, ser re‡etida pela barreira e voltar viajando
para a esquerda, por isso não fazemos B = 0. Com isso, as soluções procuradas
têm a forma
I (x) = A exp (ik1x) + B exp ( ik1x)
II (x) = C exp (ik2x)
As soluções acima representam a composição de 3 onde distintas:
1. i = A exp (ik1x) descreve uma onda plana que vem do in…nito ( 1) em
direção a barreira (nossa partícula inicial).
2. t = C exp (ik2x) descreve uma onda que atravessou a barreira e se move
para a direita.
3. r = B exp ( ik1x) descreve uma onda para a esquerda. Como inicial-
mente só temos partículas vindas da direita, esta onda só pode descrever
uma onda (ou uma partícula) que foi re‡etida pela barreira.
45
Da descrição acima vemos que jCj
2
é a probabilidade da nossa partícula
atravessar a barreira (pois se jCj
2
= 0 ) j IIj = 0 e não há partícula na
região II), enquanto jBj
2
é a probabilidade da nossa partícula ser re‡etida pela
barreira. Se a partícula foi re‡etida ela volta com a mesma energia E e se ela
atravessou ela agora terá uma energia E V .
Podemos associar ao sistema então uma corrente Ji da partícula (ou das
partículas) incidentes. Usando (52)
Ji = i
~
2m
i
@ i
@x i
@ i
@x
= i
~
2m
2ik1 jAj
2
=
~
m
k1 jAj
2
Lembrando que, pela relação de De Broglie (ou pela de…nição de k)
p =
h
=
h
2
k = ~k
a quantidade ~k1 é o momento da nossa partícula incidente. Assim, se associ-
amos a partícula uma velocidade (clássica), v = p=m, a quantidade Ji pode ser
escrita como
Ji =
~k1
m
jAj
2
(^x) =
p1
m
jAj
2
(^x) = v1 jAj
2
(^x) :
Além disso, lembrando a nossa de…nição quântica para a densidade de partículas
= j j
2
) i = jAj
2
temos
Ji = v1 i
Que é exatamente a expressão clássica para a corrente de uma distribuição
com densidade e velocidade v. É necessário ter em mente que, apesar das
descrições baterem, a interpretação por detrás destas equações é bem diferente.
Enquanto classicamente esperamos ter uma in…nidade de partículas distribuídas
uniformemente no eixo x (pois i é constante), e cada uma com velocidade v.
Quanticamente podemos ter apenas uma partícula com momento ~k que possui
a mesma probabilidade de ser encontrada em qualquer lugar do eixo
x. Lembre-se que a solução com energia de…nida é uma onda estacionária que
ocupa (sempre) todo o espaço.
Entretanto, levando adiante esta analogia, podemos ainda de…nir uma cor-
rente para as partículas re‡etidas Jr
Jr =
~
m
k1 jBj
2
( ^x)
O coe…ciente de re‡exão R de um meio mede exatamente a fração da corrente
incidente (ou da intensidade da onda incidente) que este meio é capaz de re‡etir.
Assim:
R =
jJrj
jJij
=
jAj
2
jBj
2
46
Se pensarmos apenas em termos de ondas (como eletromagnéticas) a expressão
acima simplesmente nos diz que o coe…ciente de re‡exão de um meio é a razão
entre a intensidade da onda re‡etida e da onda incidente.
Da mesma forma, podemos de…nir uma corrente transmitida Jt
Jt =
~k2
m
jCj
2
(^x)
e determinar o coe…ciente de transmissão do nosso potencial
T =
jJtj
jJij
=
k2
k1
jCj
2
jBj
2
Se o nosso sistema consiste numa in…nidade de partículas, emitidas uma após
a outras, os coe…cientes acima nos dizem a proporção destas partículas que irá
atravessa ou será re‡etida pela barreira. Estes efeitos são facilmente observa-
dos com a luz em meios translúcidos. Mas veja que agora, a expressões acima
são válidas para uma única partícula (massiva, ou um fóton). Esta descrição é
completamente diferente da clássica que a…rma: se partícula tem energia
maior que a barreira ela passa, caso contrário ela não passa. Falando
novamente sobre fótons, vemos que o comportamento clássico (observado em
meios translúcidos) é esperado para um sistema constituído com um grande
número de partículas. Neste sentido a teoria clássica da luz funciona perfeita-
mente bem para intensidades altas, mas, para baixas intensidades, precisamos
da teoria quântica. Baixas intensidade (apenas alguns, ou mesmo um único
fóton) só foram alcançados em equipamentos mais modernos. Vemos que, no
caso da luz, o limite clássico está relacionado com altas intensidades.
Bem, voltemos agora a nossa descrição quântica. Para determinarmos os
coe…cientes R e T da nossa barreira, precisamos obter as razões entre as intensi-
dades da nossa função de onda, ou seja, determinar a razão entre as constantes
da nossa equação diferencial. Assim como no caso da partícula na caixa, para
determinar as constantes acima precisamos impor condições de contorno no
problema.
Mais uma vez, não queremos descontinuidades na função de onda (pois isso
estaria associado com uma energia in…nita). Além disso, como ES indepen-
dente do tempo envolve uma derivada segunda, pela mesma razão não queremos
uma descontinuidade na primeira derivada da função de onda. Matematica-
mente estas exigências são necessárias para que as equações diferen-
ciais façam sentido.
Assim, devemos impor as condições
I (0) = II (0) ; 0
I (0) = 0
II (0) ;
Com isso
A + B = C
ik1 (A B) = ik2C =) A B =
k2
k1
C
47
Resolvendo para C=A e B=A temos
C
A
=
2
h
1 + k2
k1
i ;
B
A
=
1 k2
k1
1 + k2
k1
Com isso, nossos coe…cientes se tornam
T =
4k2=k1
1 + k2
k1
2 ; R =
1 k2=k1
1 + k2=k1
2
Usando (53) e (54)
k2
k1
=
r
1
V
E
Vamos primeiro analisar o caso em que E V
E V )
V
E
1 ) 0
k2
k1
1
Primeiramente note que, como era de se esperar
T + R =
1
1 + k2
k1
2
h
2k2=k1 + 1 + (k2=k1)
2
i
= 1
Para o caso especial E = V
T = 0 ; R = 1
temos uma re‡exão total da partícula. Conforme E cresce o coe…ciente de
transmissão vai aumentando enquanto o de re‡exão vai diminuindo.
Observe que, apesar do coe…ciente de transmissão aumenta com a energia
(o que é natural), o comportamento é completamente diferente do esperado
classicamente. Pois, mesmo que a partícula tenha uma energia E > V
ela tem uma probabilidade de ser re‡etida pela barreira. Ou seja, se
jogarmos várias partículas com uma energia E > V detectaremos algumas sendo
re‡etidas pela barreira. No nosso exemplo da carga atravessando o campo, a
nossa partícula tem energia cinética su…ciente para vencer o campo,
mas, mesmo assim, ela é re‡etida.
Vejamos agora o que ocorre quando E < V .
Neste caso, a ES na região II se torna
d2
dx2 II =
2m
~2
(E V ) II =
d2
dx2 II =
2m
~2
(V E) II
00
II = 2
II ; 2
=
2m
~2
(V E) > 0
Cuja solução vale
48
Figure 6: Libo¤
II (x) = C exp ( x) + C0
exp (+ x)
Qual dos sinais acima usar?
A resposta para esta pergunta permite analisar uma série de características
(físicas e formais) da MQ.
Vamos considerar que a solução geral seja uma combinação linear dos dois
sinais.
o sinal positivo (+). Neste caso, conforme nossa onda se aproxima do in…nito
teremos:
II (x ! 1) ' C exp ( x) ! 1
(A partícula sempre estaria no in…nito)
Fisicamente isso signi…ca que a partícula sempre seria encontrada no in-
…nito, ou seja, a probabilidade dela estar no in…nito (e conseqüentemente ser
transmitida seria sempre maior que qualquer outra probabilidade …nita). Obvi-
amente isso não acontece, o que nos permite (com argumentos físicos) escolher
o sinal de menos na exponencial. Matematicamente o mesmo argumento
a…rma que uma função de onda este fato está relacionado com não podermos
normalizar a função de onda acima. Assim, entre os postulados da MQ, temos
que os estados físicos do sistema são dados por funções de onda que respeitam
Z 1
1
j (x)j
2
dx < 1
Ou seja, cuja probabilidade de serem encontrada em todo o espaço seja …nita.
Dizemos que as funções permitidas são de quadrado integrável, ou, mais tecni-
camente, que elas pertencem ao espaço de Hilbert.
49
Podemos continuar usando todos os resultados anteriores fazendo
00
II = 2
= (i )
2
II
e substituindo k2 por i . Com isso
B
A
=
1 i
k1
1 + i
k1
Se de…nirmos
z = 1 + i
k1
lembrando que =k1 2 R, temos
B
A
=
z
z
=) R =
B
A
2
=
z
z
2
= 1
Para obter o coe…ciente R vamos usar,
T + R = 1 ) T = 0 :
Entretanto, precisamos ver que este resultado continua válido para E < V
(lembre-se que, para obter o resultado acima, usamos explicitamente E V ).
Neste caso é necessário notar que no processo de espalhamento que estamos estu-
dando todas as correntes são constantes. O que, pela equação de continuidade,
signi…ca que
r J =
@
@t
)
@
@t
= 0 :
Para o caso de uma partícula, este resultado não é nada intuitivo com a nossa
visão clássica. Pois não podemos imaginar a partícula entrando nem
saindo de nenhuma região. Mas lembres-se que, enquanto você não detectar
a partícula ela é uma onda no espaço todo. O resultado acima nos diz que
@Jx
@x
@J
@x
= 0 ;
com isso Z 1
1
@J
@x
dx = J1 J 1 = 0 :
Mas sabemos que
J 1 = Ji Jr
J1 = Jt
com isso
Jt Ji + Jr = 0 =)
Jt
Ji
+
Jr
Ji
= 1 =) T + R = 1 :
Assim este resultado é válido para qualquer corrente estacionária.
50
Com isso, para E < V , temos
R = 1 =) T = 0
Ou seja, para energias menores que a barreira todas as partículas são re‡etidas.
Este último resultado concorda plenamente com o esperado classicamente.
Podemos obter este resultado também diretamente da solução
II (x) = C exp ( x) =) II (1) = 0
Ou seja, não podemos encontrar nossa partícula muito longe da barreira e,
consequentemente, não há corrente Jt nesta região. Além disso, como a corrente
é estacionária, Jt 0.
6.1 Comportamento dentro da barreira
Uma atenção especial deve ser dada para o comportamento da função de onda
na região dentro da barreira
II (x) = C exp ( x)
Onde o valor de C está relacionado com as demais constantes pelas condições de
contorno e pela normalização. Observe que agora a probabilidade de encontrar
a partícula no interior da barreira (apesar de não ser nula) cai exponencialmente
II (x ! 1) ' Ce x
! 0
Mas, a previsão da MQ, é que existe uma probabilidade não nula da partícula
ser encontrada numa região classicamente proibida.
Observe, entretanto, que nesta região a partícula teria uma energia total
negativa (E V < 0). Um tal estado não é considerável …sicamente possível,
porque não saberíamos que tipo de dispositivo físico poderia medir esta energia
(não há um análogo clássico para isso). Entretanto, o ponto importante é que,
se a barreira tiver uma largura …nita, de sorte que a função não seja zero no
…nal da barreira, uma partícula com uma energia E < V poderia atravessar esta
barreira.
7 Barreira quadrada
Vamos analisar agora um problema um pouco mais complicado, mas muito mais
interessante. Imagine agora que o nosso potencial não continua constante até o
in…nito, mas volta a cair num certo ponto. Ou seja, a nossa partícula vem livre
até x < a (U (x < a) = 0), sofre a ação de um potencial em x = a (U = V ),
mas a in‡uência deste potencial torna a desaparecer numa certa distância a
(U (x > a) = 0).
51
Figure 7: Libo¤
Temos agora 3 regiões de interesse e, para cada região, temos a seguinte ES
independente do tempo
I (x) = Aeik1x
+ Be ik1x
; k2
1 =
2mE
~2
; x < a
II (x) = Ceik2x
+ De ik2x
; k2
2 =
2m
~2
(E V ) ; a < x < a
III (x) = Feik1x
; x > a
Onde, na última função de onda, usamos novamente que estamos interessados
apenas no espalhamento de uma partícula vinda da esquerda.
Mais uma vez, estamos interessados no estudo dos coe…cientes de transmissão
T e re‡exão R deste potencial
T =
F
A
2
; R =
B
A
2
Mais uma vez, os coe…cientes estão relacionados pela continuidade da função
e sua derivada nos pontos a
e ik1a
+
B
A
eik1a
=
C
A
e ik2a
+
D
A
eik2a
k1 e ik1a B
A
eik1a
= k2
C
A
e ik2a D
A
eik2a
52
e a,
C
A
eik2a
+
D
A
e ik2a
=
F
A
eik1a
k2
C
A
eik2a D
A
e ik2a
= k1
F
A
eik1a
Resolvendo estas equações para F=A, B=A temos:
F
A
= e2ik1a
cos (2k2a)
i
2
k2
1 + k2
2
k1k2
sin (2k2a)
1
B
A
=
i
2
F
A
k2
2 k2
1
k1k2
sin (2k2a)
Exercise 14 Obtenha as expressões acima.
Usando a segunda das relações acima podemos escrever
B
A
2
=
F
A
2
1
4
k2
2 k2
1
k1k2
2
sin2
(2k2a)
e suando a relação
T + R =
F
A
2
+
B
A
2
= 1 =)
B
A
2
= 1
F
A
2
temos
1
T
=
A
F
2
=
1
4
k2
2 k2
1
k1k2
2
sin2
(2k2a) + 1
7.1 Primeiro caso E > V
Para E > V temos
k2
1 =
2mE
~2
; k2
2 =
2m
~2
(E V )
k2
1 k2
2 =)
k2
2 k2
1
k1k2
2
=
k2
1 k2
2
k1k2
2
=
E (E V )
V 2
com isso
T =
4E (E V )
V 2 sin2
g
p
E V + 4E (E V )
; E > V
g = 2a
r
2m
~2
(55)
Onde agrupamos todas as características da partícula e da espessura da barreira
na constante g.
53
Além disso, a transmissão é total (T = 1) sempre que a diferença entre a
energia e o potencial valer:
E V =
~2
2m
n
2a
2
=) T =
4E (E V )
4E (E V )
= 1
Ou seja, quando a barreira respeita a relação acima ela se torna transparente
para as partículas. Usando a relação de De Bloglie
2ak2 = n =) 2a = n
2
quando o comprimento de onda da partícula é metade do tamanho da barreira.
Esta relação pode ser usada para medir a espessura da barreira.
Para energias muito altas
T = 1 ; E ! 1 :
Mais uma vez temos o comportamento descrito anteriormente de que, mesmo
para energias mais altas que V , a partícula pode ser re‡etida pelo potencial.
Quando E ! V temos
E !
+
V ; sin g
p
E V ! g
p
E V ;
T !
1
g
2
2
V + 1
< 1 :
Agora temos que para energias próximas ao valor do potencial o coe…ciente de
transmissão não mais se anula. Além disso, para uma barrira in…nita (V ! 1),
ou uma barreira muito longa (g ! 1, que é o caso analisado anteriormente),
temos (como esperado) T = 0.
7.2 Segundo caso E < V
Analisemos agora o caso para E < V . Novamente podemos aproveitar toda a
álgebra desenvolvida anteriormente fazendo a substituição
k2
2 =
2m
~2
(E V )
2
=
2m
~2
(V E) = k2
2 ) i = k2
com isso
II (x) = Ce x
Observe então que antes e depois da barreira temos ondas (oscilantes) en-
quanto dentro da barreira a função de onda decai exponencialmente. Assim,
devemos esperar um comportamento como o da …gura abaixo. Onde a ampli-
tude da onda depois da barreira e tão menor quanto mais longa a barreira.
54
Libo¤
Com isso temos:
1
T
=
1
4
(i )
2
k2
1
k1i
2
sin2
(2i a) + 1
=
1
4
2
k2
1
k1i
2
sinh2
(2 a) + 1
=
1
4
2
+ k2
1
k1
2
sinh2
(2 a) + 1
usando
2
+ k2
1
k1
=
V
p
E (V E)
temos
T =
4E (V E)
V 2 sinh2
g
p
V E + 4E (V E)
; E < V
O principal ponto deste resultado é que, mesmo para E < V (classicamente
nossa partícula não tem energia para atravessar o potencial), temos T 6= 0. Este
fenômeno é chamado de tunelamento quântico, ou simplesmente, tunelamento.
Este processo esta por trás do Scanning tunneling microscope. De acordo com
este efeito, sistemas quânticos fazem coisas que eles não teriam energia pra fazer
(mas isso, de forma alguma, viola a conservação de energia). Uma das primeiras
aplicações do tunelamento, foi para explicar o decaimento radioativo de certos
átomos. No núcleo atômico a forca de repulsão coulombiana entre os prótons e
compensada pela atração nuclear entre os nucleons. Entretanto, como a força
nuclear é de curto alcance, enquanto a força de Coulomb é de longo alcance,
conforma aumentamos o tamanho do átomo, prótons mais distantes continuam
55
se repelindo pela força eletromagnética, mas são atraídos apenas pelos nucleons
a sua volta. Vamos tendo assim um aumento gradual da repulsão, enquanto
a atração permanece a mesma. Se tentarmos montar um átomo muito grande
a repulsão colombiana simplesmente despedaçará o nosso átomo. Mas, para
átomos não tão grandes (e.g., urânio-238), a força de atração ainda é maior (mas
pouco maior) que a repulsão. Assim, classicamente este átomo seria estável.
Entretanto, devido ao processo de tunelamento, pedaços do núcleo que não
teriam energia (devido a repulsão) para escaparem da atração, conseguem fazê-
lo. Assim, alguns pedaços do núcleo (e.g., dois prótons e dois nêutrons, chamado
de partícula alfa) escapam do átomo de urânio. Este problema foi tratado com
esta abordagem de tunelamento por Gamow, Condon e Gurney em 1928.
Atualmente uma série de dispositivos eletrônicos (junção de Josephson e
diodos de tunelamento) funciona através deste processo de tunelamento, neste
caso, envolvendo elétrons.
Vemos que para E < V temos T < 1. E para E ! 0
T !
0
h
V 2 sinh2
g
p
V
i = 0 ;
O comportamento geral do sistema pode ser visto na …gura abaixo
O coe…ciente (e, conseqüentemente, a probabilidade) de transmissão vai au-
mentando com a energia E, até atingir um valor máximo (T = 1) que depende
das características da barreira (g). Depois este valor oscila próximo ao máximo,
de sorte que num certo range, se aumentarmos a energia diminuímos a trans-
missão (um comportamento bastante inesperado). Depois, para energias muito
altas, a transmissão passa a valer sempre 1.
8 Poço …nito
O poço de potencial quadrado, apesar de mais complicado que os potenciais
anteriores, fornece uma forma simples de entender alguns dos mais importantes
problemas tratados pela MQ. Ente eles, a estrutura do átomo de hidrogênio e a
condução eletrônica tanto em metais e em semicondutores.
A con…guração deste problema pode ser descrita por um potencial na forma
56
Figure 8: Figura tirada do Libo¤, para g = 4.
57
Libo¤
Neste problema podemos continuar usando as mesmas equações do problema
anterior
I (x) = Aeik1x
+ Be ik1x
; k2
1 =
2mE
~2
; x < a
II (x) = Ceik2x
+ De ik2x
; k2
2 =
2m
~2
(E V ) ; a < x < a
III (x) = Feik1x
; x > a (56)
apenas com a modi…cação
k2
2 =
2m
~2
(E V ) ! k2
2 =
2m
~2
(E + jV j)
com isso, para E 0 (que equivale ao caso E V ) o coe…ciente de transmissão
(55)
T =
4E (E V )
V 2 sin2
g
p
E V + 4E (E V )
; E > V ; g = 2a
r
2m
~2
se torna
T =
4E (E + jV j)
V 2 sin2
g
p
E + jV j + 4E (E + jV j)
58
Para este potencial temos
T ! 1 para E ! 1
T = 0 para E = 0
Além disso, temos, novamente, um máximo de transmissão para
g
p
E + jV j = 2ak2 = n
O principal ponto a se notar agora que este potencial, diferente do anterior, é
um potencial atrativo.
Classicamente, é impossível para um potencial atrativo re‡etir uma partícula.
Entretanto, no caso quântico, vemos que tal efeito pode acontecer. Nesta teoria,
podemos imaginar um elétron sendo atirado contra um núcleo, temos que este
elétron pode ser re‡etido pelo núcleo. Além disso, para valores de energia acima
(2ak2 = n ), o núcleo é completamente transparente para o elétron (este é o
efeito Ramsauer).
Neste caso, como nos anteriores, a partícula pode assumir qualquer
valor de energia, i.e., o espectro de energia forma um contínuo.
8.0.1 Energia negativa.
Vamos agora procurar por soluções da ES com E < 0. Neste caso temos (lembre
que agora a região classicamente proibida é jxj > a)
d2
I
dx2
= 2
I ; 2
=
2m
~2
jEj > 0 =) I (x) = A exp ( x)
d2
II
dx2
= k2
2 II ; 2
2 =
2m
~2
(jV j jEj) > 0 =) II (x) = B exp (ik2x) + C exp ( ik2x)
d2
III
dx2
= 2
III ; =) I (x) = D exp ( x) (57)
Onde, pela condição de normalização, em I usamos apenas o sinal de + e em
II o sinal de . E usamos novas letras para as constantes multiplicativas.
Nesta escolha implicitamente estamos escolhendo a raiz positiva de
2
=
r
2m
~2
jEj =) = +
r
2m
~2
jEj > 0 :
Novamente impomos as condições de continuidade da função e sua derivada
nos pontos a
A exp ( a) = B exp ( ik2a) + C exp (ik2a)
A exp ( a) = ik2 [B exp ( ik2a) C exp (ik2a)]
59
e a
B exp (ik2a) + C exp ( ik2a) = D exp ( a)
ik2 [B exp (ik2a) C exp ( ik2a)] = D exp ( a)
coletando estas equações temos
Ae a
Be ik2a
Ceik2a
= 0 ;
Beik2a
+ Ce ik2a
De a
= 0 ;
A e a
Bik2e ik2a
+ Cik2eik2a
= 0 ;
Bik2eik2a
Cik2e ik2a
+ D e a
= 0 :
As equações acima podem ser escritas na seguinte forma matricial
Mv = 0
onde
M =
0
B
B
@
e a
e ik2a
eik2a
0
0 eik2a
e ik2a
e a
e a
ik2e ik2a
ik2eik2a
0
0 ik2eik2a
ik2e ik2a
e a
1
C
C
A ; v =
0
B
B
@
A
B
C
D
1
C
C
A
Se a matriz M for inversível, podemos escrever
v = M 1
0 ) A = B = C = D = 0 :
Assim, a única forma da equação acima ter uma solução não trivial, é a matriz
M não ser inversível. Ou seja,
det M = 0 ;
(esta é a regra de Kramer para que um sistema de equações tenha solução não-
trivial).
Manipulando a matriz temos
1. Multiplicando a primeira linha por e subtraindo com a terceira; multi-
plicando a segunda por e somando da quarta; multiplicar primeira linha
por 1
0
B
B
@
0 G G 0
0 G G 0
e a
ik2e ik2a
ik2eik2a
0
0 ik2eik2a
ik2e ik2a
e a
1
C
C
A
0
B
B
@
A
B
C
D
1
C
C
A ;
onde
G ( + ik2) eik2a
:
60
2. Trocar primeira coluna com a segunda (observe que estamos reorganizando
o sistema e precisamos rede…nir v)
0
B
B
@
G 0 G 0
G 0 G 0
ik2e ik2a
e a
ik2eik2a
0
ik2eik2a
0 ik2e ik2a
e a
1
C
C
A
0
B
B
@
B
A
C
D
1
C
C
A
e depois segunda com a terceira
0
B
B
@
G G 0 0
G G 0 0
ik2e ik2a
ik2eik2a
e a
0
ik2eik2a
ik2e ik2a
0 e a
1
C
C
A
0
B
B
@
B
C
A
D
1
C
C
A
Se calcularmos agora o determinante da matriz acima temos
det M =
2
k2
2
G2
(G )2
e2( a )
Exercise 15 Calcule o determinante da matriz acima.
Com isso, a condição de Kronecker se torna
det M = 0 ) G2
= (G )2
) G = G (58)
Lembrando que um número complexo pode ser escrito na forma polar
z = + ik2 = jzj ei
; jzj =
q
k2
2 + 2 ; tan =
k2
temos
G = jGj exp (i [k2a + ])
Assim, (58) se torna
G = G ) exp (i [k2a + ]) = exp ( i [k2a + ])
Para as raízes positivas
G = +G =) exp (i [k2a + ]) = exp ( i [k2a + ]) =) k2a + = 0
ou ainda
k2a + = 0 =) tan (k2a) = tan =
k2
=) tan (k2a) = k2
ou ainda
=
cos (k2a)
sin (k2a)
k2 = k2 cot (k2a) ;
G
G
= 1 (59)
61
Para a raiz negativa fornece
G = G =) exp (i [k2a + ]) = exp ( i [k2a + ]) = exp ( i [k2a + ])
k2a + = k2a + =) k2a + =
2
ou ainda
tan =
k2
= tan
2
k2a = cot (k2a)
que pode ser colocada na forma
k2 tan k2a = ;
G
G
= 1
Retornando estas soluções em
0
B
B
@
G G 0 0
G G 0 0
e ik2a
eik2a
ik2
e a
0
eik2a
e ik2a
0 ik2
e a
1
C
C
A
0
B
B
@
B
C
A
D
1
C
C
A = 0 (60)
temos
G B + GC = 0 =)
B
C
=
G
G
GB + G C = 0 =)
B
C
=
G
G
com isso, para cada uma das raízes (58) e (59) temos
B
C
=
G
G
= 1 =) B = C ; k2 tan k2a = ;
G
G
= 1 ;
B
C
=
G
G
= 1 =) B = C ; = k2 cot (k2a) ;
G
G
= 1 :
8.0.2 Raiz negativa, primeira igualdade
Substituindo a segunda igualdade B = C nas duas outras últimas equações em
(60) temos
e ik2a
B Ceik2a
ik2
e a
A = 0 =) A = 2
k2
B sin (k2a) e a
eik2a
B + Ce ik2a
ik2
e a
D = 0 =) D = 2
k2
B sin (k2a) e a
Substituindo nas funções de onda (57) temos
I (x) = A exp ( x) =) I (x) = 2
k2
B sin (k2a) exp [ (x + a)] ;
II (x) = B exp (ik2x) + C exp ( ik2x) =) II = 2B cos (k2x) ;
III (x) = D exp ( x) =) III (x) = 2
k2
B sin (k2a) exp ( (x a)) ;
k2 tan k2a = : (61)
62
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A Equação de Schrödinger

  • 1. 1 A Equação de Schrödinger Como vimos no caso da quantização de Sommerfeld, a descrição da Mecânica Clássica (MC) adequada para se introduzir um processo de quantização não é a formulação de Newton. Isso é verdade em geral. Tanto para os processos da velha mecânica quântica, quanto da nova até a sua evolução relativística (a Teoria Quântica de Campos). Um primeiro ponto que podemos salientar é que, tendo como base uma descrição ondulatória, as equações envolvidas no processo de descrição quântica devem, assim como a equação de onda, envolver derivadas parciais. Enquanto a mecânica de Newton envolve derivadas totais. Além disso, como veremos a seguir, existe uma semelhança muito grande (notada bem antes do advento da MQ) entre estas outras descrições da MC (Hamilton, Lagrange etc) e a descrição das características da luz na óptica geométrica. De uma forma geral, não só nesta parte do curso como na segunda parte (Moderna II) é impossível apreciar o processo de surgimento e evolução da MQ sem um conhec- imento (ainda que enciclopédico) da descrição clássica da Mecânica Analítica. Destarte, dedicaremos algum tempo para ganharmos uma certa familiaridade com os termos e expressões envolvidos na Mecânica Analítica. 1.1 Preliminar Se f = f (a; b) é uma função de duas variáveis a; b então df = @f @a da + @f @b db e, da mesma forma, se df = g:da + h:db =) f = f (a; b) não importando de quais variáveis depende g e h. Pois, independente desta variáveis, a função f só varia quando alteramos a e b. 1.2 Equações de Euler-Lagrange Partindo da equação de Newton temos Fi = m d2 xi dt2 (1) Para forças conservativas Fi = @V @xi = m d dt _xi (2) A energia cinética em coordenadas cartesianas é dada por (onde, assim como na notação da relatividade, estamos admitindo que sempre existe uma somatória implícita quando dois índices se repetem) T = 1 2 ( _xk) 2 ; ( _xk) 2 = X i _x2 k 1
  • 2. com isso temos @T @ _xi = m 2 @ @xi ( _xk) ( _xk) = 1 2 @ _xk @ _xi _xk + _xk @ _xk @ _xi = m 2 [( ik) _xk + _xk ik] = m _xi Voltando em (2) @U @xi = d dt m _xi = d dt @T @ _xi =) d dt @T @ _xi + @U @xi = 0 ; i = 1; 2; 3: (3) Para siatema conservativos a energia potencial depende apenas das coordenadas U = U (xi; t). Enquanto a energia cinética é, em coordenadas cartesianas1 , uma função apenas das velocidades, T = T ( _xi). Podemos com isso de…nir uma função que depende de x e _x L (xi; _xi; t) = T ( _xi) U (xi; t) com isso @L @ _xi = @T @ _xi ; @L @xi = @U @xi Substituindo em (3) temos d dt @L @ _xi @L @xi = 0 A função L é chamada de lagrangiana do sistema e as (3) equações acima as equações de Lagrange. 1.2.1 Coordenadas generalizadas Pela construção acima vemos que as equações diferenciais parciais de Lagrange são equivalente a equações de Newton. A princípio equações diferenciais parciais são mais complicadas que EDO. Entretanto, existe uma grande vantagem nas equações de Lagrange. Suponha que você queira resolver o problema de pêndulo sob a ação da gravidade. O ideal, neste caso, é usar a coordenada polar . Para obter as equações do movimento na mecânica de Newton você deve escrever x = R cos ; y = R sin ; calcular •x e •y, substituir na equação de Newton e usar o vínculo x2 + y2 = R2 : 1 Em coordenadas polares, por exemplo, a energia cinética T = 1 m _r2 + _r2 _2 ; depende da coordenada 6 r. 2
  • 3. Vamos ver como obter as equações do movimento na mecânica de Lagrange. Primeiro nos obtemos a energia cinética T = 1 2 mv2 ; v = R _ =) T = 1 2 mR2 _2 enquanto a energia potencial é dada por V ( ) = mgR (1 cos ) Com isso temos L = T V = 1 2 mR2 _2 mgR (1 cos ) Se esquecermos por um instante que estamos usando coodenadas polares e us- armos as equações de Lagrange (trocando x por ) temos @L @ = @ @ 1 2 mR2 _2 mgR (1 cos ) = mgR @ @ (cos ) = mgR sin @L @ _ = @ @ _ 1 2 mR2 _2 mgR (1 cos ) = mR2 _ com isso, d dt @L @ _ @L @ = d dt mR2 _ + mgR sin = mR2 •+ mgR sin = 0 ou ainda •+ g R sin = 0 : Que é precisamente a equação que seria obtida a partir da equação de Newton e o laborioso processo descrito acima. Este resultado pode ser provado de forma geral usando uma transformação geral de coordenadas. Assim, utilizando as equações de Lagrange temos uma liberdade completa na escolha das coordenadas do sistema, o que pode ser utilizado explorando as simetrias do problema. Ou seja, a principal vantagem das equações de Lagrange é que elas independem do sistema de coordenadas usados. Com isso, se qi é um conjunto qualquer de coordenadas que descrevem um sistema mecânico, este sistema deve obedecer as equações de Lagrange d dt @L @ _qi @L @qi = 0 : (4) As coordenadas qi são chamadas de coordenadas generalizadas. Remark 1 Mais uma vez, enquanto a equação de Newton (1) só tem esta forma em coordenadas cartesianas, as equações de Lagrange (4) têm esta forma em qualquer sistema de coordenadas. Exercise 2 Uma conta (miçanguinha) de massa m pode se mover livremente numa barra rígida e reta que gira com velocidade constante !. Escreva a equação do movimento da conta. 3
  • 4. 2 Transformada de Legendre Em uma série de problemas em física é importante mudarmos as variáveis que usamos num problema. Por exemplo, na termodinâmica uma quantidade muito importante é a energia interna de um sistema U (S; V ). Um inconveniente desta quantidade é que ela depende da entropia S, uma quantidade que não pode ser medida diretamente com nenhum instrumento. Entretanto, pelas leis da termodinâmica, sabemos que a temperatura T de um corpo é a variação da sua energia interna com a entropia T = @U @S : (5) Vamos então de…nir uma nova quantidade F como F = T:S U (6) Diferenciando esta quantidade temos dF = TdS + SdT dU ; Sabendo que U = U (S; V ) temos dU = @U @S dS + @U @V dV ; (7) com isso dF = TdS + SdT @U @S dS @U @T dT = T @U @S dS + SdT @U @V dV O fato importante na de…nição de F é que, usando (5), temos dF = SdT @U @V dV ; (8) ou seja, a função (6) assim de…nida não depende da entropia F = F (T; V ) Com isso dF = @F @T dT + @F @V dV ; comparando com (8) temos S = @F @T ; @F @V = @U @V : O importante da quantidade F, chamada energia livre de Helmholtz, é que ela depende da temperatura e do volume, ambas quantidades que, diferente da entropia, podem ser medidas com instrumentos usuais. 4
  • 5. Ou seja, podemos determinar F estudando as variações das característica do sistema com respeito ao seu volume e a sua temperatura. O procedimento acima é um exemplo de um procedimento mais geral chamado de transformada de Legendre. De forma geral, se f = f (x1; x2; :::; y1; y2; :::) podemos de…nir uma nova função g = piyi f (somatória em i) onde pi = @f @yi com isso dg = (dpi:yi + pi:dyi) df = (dpi:yi + pi:dyi) @f @xi dxi + @f @yi dyi = pi @f @yi dyi + dpi:yi @f @xi dxi que, pela de…nição de pi, dg = yi:dpi @f @xi dxi Ou seja a função g não depende mais de yi, mas sim de um novo conjunto de variáveis pi. 3 Equações de Hamilton Nosso objetivo agora é usar a transformada de Legendre nas equações de La- grange. Primeiramente lembramos que, pela de…nição acima L = L (qi; _qi) ; ou seja, a Lagrangiana depende das posições e das velocidades. Agora vamos de…nir a quantidade H = pi _qi L (9) onde pi = @L @ _qi é chamado momento conjugado da variável qi (i.e., para q = x temos um mo- mento linear, para q = um momento angular e, no caso geral, um momento 5
  • 6. conjugado). Das equações de Lagrange temos que, se uma determinada coorde- nada qm não aparece na Lagrangiana (chamada de coordenada cíclica) @L @qm = 0 =) d dt @L @ _qi = _pi = 0 =) pi = const: então o momento associado a esta coordenada se conserva (e.g., para uma partícula livre L = T o momento linear em qualquer direção se conserva). Seguindo o procedimento da seção anterior temos dH = dpi: _qi + pi:d _qi dL : Lembrando que L = L (q; _q) temos dL = @L @qi dqi + @L @ _qi d _qi ; com isso dH = dpi: _qi + pi:d _qi @L @qi dqi + @L @ _qi d _qi ; = pi @L @ _qi d _qi + _qi:dpi @L @qi dqi ; e pela de…nição de pi dH = _qi:dpi @L @qi dqi (10) e, como esperávamos, a função H assim obtida é uma função de q e p e não mais de _q, H = H (q; p). A quantidade H assim de…nida é chamada de Hamiltoniana. Sabendo que H = H (q; p) temos dH = @H @qi dqi + @H @pi dpi : Lembrando agora que q e p são coordenadas independentes em H (assim como q e _q eram em L, i.e, obviamente _q depende de q, mas é exatamente está relação que queremos encontrar ao resolver a equações de Lagrange) e comparando com (10) temos @H @pi = _qi ; @H @qi = @L @qi Se usarmos agora as equações de Lagrange temos @L @qi = d dt @L @ _qi Lembrando a de…nição de p pi = @L @ _qi =) @L @qi = d dt pi = _pi 6
  • 7. Com o que @H @pi = _qi ; @H @qi = _pi : (11) Estas são as chamadas equações de Hamilton (EH). Qual a vantagem destas equações? Uma vantagem prática destas equações é que elas possuem apenas derivadas de primeira ordem. Como a equação de Newton, a equação de Lagrange pos- sui derivadas das velocidades o que resulta em derivadas de segunda ordem na posição. Obviamente perdemos algo ao ganharmos esta facilidade. O ponto é que temos dois pares de EH, ou seja, usando a transformada de Legendre con- seguimos transformar um sistema de n equações diferenciais de segunda ordem num sistema de 2n equações diferenciais de primeira ordem2 . 3.0.2 Signi…cado físico da Hamiltoniana No caso geral, a energia cinética de um sistema é uma função quadrática das velocidades generalizadas T = aij _qi _qj ; aij = aij (q) (somatória em i e j) no caso de coordenadas cartesianas aij = ij 1 2 m. Diferen- ciando a expressão acima temos @T @ _qk = X aij @ _qi @ _qk _qj + aij _qi @ _qj @ _qk = X (aij ik _qj + aij _qi jk) = X ij aij ik _qj + X ij aij _qi jk = X j akj _qj + X i aik _qi = X i aki _qi + X i aik _qi Multiplicando por _qk e efetuando uma somatória em k temos X k @T @ _qk _qk = X i;k aki _qi _qk + X i;k aik _qi _qk = T + T = 2T 2 Na verdade, esta não é a maior vantagem da EH, mas sim que, além de todo o conjunto de transformações de coordenadas disponíveis na formulação de Lagrange, tempos agora um con- junto muito maior de transformações a nossa disposição. Voltaremos a isso quando falarmos em transformações canônicas. 7
  • 8. Este resultado é conhecido como teorema de Euler. Se usarmos agora este resultado na de…nição de H temos H = X i pi _qi L = X i @L @ _qi _qi (T U) = X i @T @ _qi _qi (T U) = 2T T + U = T + U : Ou seja, a hamiltoniana é a energia total do sistema. Observe que, diferente da Lagrangiana (T U) a energia total do sistema é uma quantidade que pode ser medida e, além disso, é uma quantidade conservada para um sistema isolado. Esta é outra vantagem da teoria de Hamilton. Assim, utilizando a mecânica de Hamilton podemos, a partir da energia total do sistema e de um sistema de 2n equações de primeira ordem, estudar a dinâmica dos corpos. 3.1 Princípio variacional Um problema importante e comumente encontrado é o seguinte: dada uma função y = f (x) para quais valores de x a função f, e conseqüente y, possui valores máximos e mínimos (estes valores são chamados de extremos da função). A resposta, obviamente, são os pontos onde a derivada de f se anula. Um problema bem mais complicado, e interessante, é o seguinte: considere a integral I = Z b a F (y (x) ; y0 (x) ; x) dx onde F é uma dada função de y (x), y0 = dy=dx e x. Assim, para cada função y (x) diferente I assume um valor diferente. Para quais funções y(x) a integral I é um extremos? Antes um pouco de nomenclaturas. Dada uma certa função y(x) podemos calcular o valor de I. A quantidade I, que depende de uma função, e não apenas de um número, é chamada de funcional. Outro ponto importante é que dado dos valores y(x0) = a1 e y0(x0) = a2 é sempre possível encontrar uma função y(x) que satisfaça esta condição. Neste sentido, as variáveis y e y0 são tratadas em F como sendo independentes. Agora, para calcular I nós não podemos dar apenas o valor de y(x) num dado ponto x0, mas sim o valor desta função em todo o intervalo x 2 [a; b], ou seja, precisamos dar toda uma curva y(x). Dada uma curva o valor da derivada desta curva está completamente determinada. Assim, em I não é possível se especi…car separadamente o valor de y e y0. Resumindo enquanto F é uma função de y, y0 e x F = F (y; y0 ; x) 8
  • 9. Figure 1: Figura retirada do Marion. enquanto I é um funcional apenas de y I = I [y] : Nosso problema de encontrar a função y para a qual I é um extremo é um problema do chamado cálculo variacional. Por que a derivada de uma função é nula nos extremos? Isso ocorre porque a variações do parâmetro (x) em torno deste ponto não geram variações na função y(x) (pelo menos até primeira ordem em dx). O mesmo acontece com uma função de duas variáveis (o que pode ser visualizado facilmente) ou com funções com um número qualquer de variáveis (o que não é tão simples de visualizar). Ou seja, se estivermos num ponto extremo da função, ao deslocarmos o argumento uma quantidade in…nitesimal não haverá variação da nossa função. A idéia por detrás do cálculo variacional é exatamente a mesma. Se tivermos encontrado a função y(x) para a qual nosso funcional I [y] é um extremos, esperamos que ao variamos um pouco esta função (ou seja, pegarmos uma curva y(x) muito próxima a y (x)) o valor do nosso funcional não irá variar (Figura). Suponha que y (x) é a função que resolve este problema (obviamente esta é a função que queremos encontra). O fato de y (x) ser um extremo de I signi…ca então que com pequenas variações em torno de y (x) o valor do integrando não varia apreciavelmente (de forma análoga ao cálculo ordinário). Vamos então analisar como I varia se substituímos y pela função (Figura) y (x) = y (x) + " (x) 9
  • 10. para uma função (x) que, apesar de arbitrária, vamos supor dada, i.e., vamos variar apenas o valor de ". Como queremos estudar todas as funções que passam pelo mesmo ponto inicial e …nal devemos ter y (a) = y (a) ; y (b) = y (b) =) y (a) = y (b) = 0 : Para a variação acima (onde y e são funções conhecidas) nosso integrando I passa a ser uma função (pois " é um número) de " I [y] ! I (") = Z b a F (y + " ; y0 + " 0 ; x) dx : O ponto é que agora, como é uma função, podemos usar o resultado do cálculo usual é dizer que para " = 0 a nossa função I é um extremo e, consequentemente, sua derivada é nula, ou seja, dI d" "=0 = 0 : (12) Tudo que precisamos agora é de…nir a diferencial dI=d". Fazemos isso da forma usual dI d" = lim "!0 I [y + "] I [y] " = lim "!0 1 " "Z b a F (y + " ; y0 + " 0 ; x) dx Z b a F (y; y0 ; x) dx # = lim "!0 1 " Z b a [F (y + " ; y0 + " 0 ; x) F (y; y0 ; x)] dx = Z b a lim "!0 [F (y + " ; y0 + " 0 ; x) F (y; y0 ; x)] " dx : Agora F (y + " ; y0 + " 0 ; x) = F (y; y0 ; x) + @F @y " + @F @y0 " 0 + O "2 ou seja lim "!0 F (y + " ; y0 + " 0 ; x) F (y; y0 ; x) " = @F @y + @F @y0 0 com isso dI d" = Z b a @F @y + @F @y0 0 dx : (13) Lembrando que 0 = d =dx podemos integrar o segundo membro da expressão acima por partes Z b a @F @y0 d dx dx = @F @y0 b a Z b a d dx @F @y0 dx : (14) Agora usamos o fato de que a função (x) (apesar de arbitrária) deve se anular nos extremos (a) = (b) = 0 Z b a @F @y0 d dx dx = Z b a d dx @F @y0 dx : 10
  • 11. Substituindo em (13) temos dI d" = Z b a @F @y d dx @F @y0 dx = Z b a @F @y d dx @F @y0 dx : (15) Voltando agora para (12) temos dI d" "=0 = 0 = Z b a @F @y d dx @F @y0 dx Para qualquer função (x). Isso só é possível se o integrando for zero @F @y d dx @F @y0 = 0 : Para F uma função de várias variáveis este resultado tem de ser válido inde- pendentemente para cada variação @F @yi d dx @F @y0 i = 0 (16) Esta é a chamada equação de Euler. Observe que, no …nal, a nossa expressão (15) não depende de ". Além disso, para lembrar que não estamos falando do cálculo usual, as pessoas inventam um novo símbolo para a derivada (mas é apenas um símbolo) dI d" I [y] = Z b a F (y; y0 ; x) dx : E lesse a variação funcional de I. Ou ainda, se mudarmos a notação para y e usarmos a notação acima, (15) pode ser escrita como dI d" I [y] = Z b a @F @y d dx @F @y0 y dx (17) e, em analogia com o cálculo ordinário de uma função f (x), costuma-se escrever df = df dx dx ! I [y] Z b a I y y dx = Z b a @F @y d dx @F @y0 y dx ; ou seja, I y = @F @y d dx @F @y0 e lesse, a derivada funcional de I [y] em relação a função y (x). Mais uma vez, isso é apenas uma notação3 , mas é importante que você a conheça porque ela é muito usada em livros e artigos. 3 Obviamente existe muito mais por trás do cálculo variacional. Mas se trabalharmos apenas com funções bem comportadas (e.g., diferenciáveis em todos os pontos), na grande maioria dos casos podemos encarar apenas como uma notação. 11
  • 12. Figure 2: Figura retirada do Marion de Mecânica. Com isso, nesta simbologia, a nossa expressão …ca I [y] = Z b a F (y; y0 ; x) dx = 0 =) I y = d dx @F @y0 i @F @yi = 0 : e lesse que, o fato da derivada funcional de I ser um extremo implica na equação de Euler. 3.1.1 Exemplo: a braquistocrôna. Um problema variacional bastante famoso, proposto em numa revista ciêntí…ca por Bernoulli em 1696, é o chamado problema da braquistocrôna (do grego, o tempo mais curto). Imagine dois pontos num plano, (x1; y1) e (x2; y2), se uma força constante for aplicada na direção x e uma partícula de massa m se mover do primeiro ponto ao segundo sob ação desta força, qual o caminho que esta partícula deve percorrer para efetua o trajeto no menor tempo possível? Imagine que você quer colocar um cano para guiar o movimento de uma bolinha e quer saber a forma do cano para minimizar o tempo de percurso. A resposta do problema acima é exatamente a trajetória que a sua pedra terá de fazer. Ou ainda, imagine que você pendure uma corrente entre os dois pontos acima (onde a força é, novamente, a gravidade), que curva esta corrente irá desenhar (esta curva se chama catenária)? Todos estes exemplos se referem ao mesmo problema. Vamos então a sua solução. Para fazer uma referência mais natural a força gravitacional, colocamos os eixos como na …gura abaixo Sabemos que a energia total do sistema T + U se conserva. Colocando o zero do potencial no ponto de início (x1; y1) e considerando que a partícula foi lançada do repouso na direção x (podemos ignorar qualquer velocidade na direção y pois, como não há forças nesta direção, ela se conserva) temos que no 12
  • 13. ponto inicial Ei = T + U = 0 Seguindo a analogia da força gravitacional temos F = mg = @U @x ) U = mgx T = 1 2 mv2 A conservação de energia nos dá T + U = 0 =) v = p 2gx Com isso ds dt = v ) dt = 1 v ds ) t = Z (x2;y2) (x1;y1) 1 v ds onde (ds) 2 = (dx) 2 + (dy) 2 Finalmente, o tempo vale t = Z (x2;y2) (x1;y1) 1 p 2gx q (dx) 2 + (dy) 2 = Z (x2;y2) (x1;y1) s 1 + y02 2gx dx = 1 p 2g Z (x2;y2) (x1;y1) r 1 + y02 x dx y0 = dy dx Ou seja, o nosso problema se reduz a minimizar a integral (como (2g) 1=2 é uma constante) I = Z (x2;y2) (x1;y1) F (y0 ; x) dx ; F (y0 ; x) = s 1 + y02 2gx Onde, neste caso, a função F não depende explicitamente de y. A solução do nosso problema é, então, a função y que obedece a equação de Euler (16) @F @y d dx @F @y0 = 0 Como, neste caso, F não depende explicitamente de y @F @y = 0 ) d dx @F @y0 = 0 ) @F @y0 = C @F @y0 = @ @y0 r 1 + y02 x = y0 p x (1 + y02) = C 13
  • 14. Assim, a curva que a partícula deve seguir y (x) deve ser solução da equação y0 p x (1 + y02) = C ) y02 = xC2 + xy02 C2 ) y0 = s xC2 (1 xC2) ; ou ainda, dy dx = s xC2 (1 xC2) ) y = Z x2 x1 x p (2ax x2) dx ; 2a = 1=C2 Fazendo x = a (1 cos ) ) dx = a sin d temos y = Z a (1 cos ) d = ou seja, a curva procurada é y = a ( sin ) + const. Com isso, a nossa curva obedece x = a (1 cos ) ; y = a ( sin ) que são as equações paramétricas de uma curva chamada ciclóide. Se a sua partícula for uma conta guiada por um …o (com massa) e você prender o …o nos pontos acima o …o assumirá exatamente esta a forma que levará a partícula entre os dois pontos no menor tempo, i.e., o …o formará uma catenária. A parte da curva entre o ponto (x1; y1) até o seu mínimo é chamada de curva tautocrônica (como muito bem observado pela senhorita Palma), i.e., é a curva na qual o tempo gasto por um objeto para deslizar sem fricção em gravidade uniforme até seu ponto de mínimo é independente de seu ponto de partida (este problema foi resolvido por Christiaan Huygens em 1659). 3.1.2 Equações de Euler-Lagrange O ponto importante para nós no desenvolvimento acima é o seguinte: suponha que a nossa variável é o tempo (x ! t) e que a função que procuramos seja a trajetória de uma partícula com coordenada generalizada q(t) (y (x) ! q (t)). Alem disso, suponha que a função F que estamos integrando seja exatamente a lagrangiana L do sistema. Com isso Z b a F (y; y0 ; x) dx ! Z b a L (q; _q; t) dt 14
  • 15. Figure 3: Figura retirada do Marion de Mecânica. e a expressão (15) toma a forma: Z b a L (q; _q; t) dt = 0 =) d dt @L @ _qi @L @qi = 0 : Que é exatamente a equação de Lagrange obtida anteriormente. Por isso estas equações são chamadas de equações de Euler-Lagrange (EL). A integral Z L (q; _q; t) dt S [q] é chamada de ação. Usando a linguagem do cálculo funcional, podemos obter as equações de EL se impusermos que a derivada funcional da ação seja um ex- tremo. Esta exigência recebe o nome de princípio da mínima ação (ou princípio de Hamilton). Neste sentido as equações de Lagrange e, consequentemente, toda a mecânica, podem ser construídas a partir do princípio da mínima ação e esta construção é equivalente a mecânica de Newton (perceba que este é um caminho diferente do seguido no início deste texto). O fato da mecânica de Lagrange ser uma conseqüência do princípio da mín- ima ação tem uma conseqüência crucial na questão do comportamento ondu- latório ou corpuscular da luz. Porque todos os resultados da óptica geométrica podem ser obtidos a partir de um princípio muito semelhante chamado princí- pio de Fermat do tempo mínimo. Este princípio estabelece que ao atravessar meios diferentes, dentre todos os caminhos possíveis o feixe luminoso escolhe aquele que minimiza o tempo da sua trajetória. Este princípio determina todos 15
  • 16. os efeitos de refração e re‡exão. Como analogia, imagine que você está de bicicleta na praia e quer atravessar a avenida da orla para chegar num ponto a 45o da normal à avenida. Qual caminho você deve seguir para chegar mais rápido? O menor caminho é, obviamente, uma linha reta. Mas, como a bi- cicleta se move com maior facilidade no asfalto é conveniente que você passe menos tempo na areia. Porém, se você se mover na direção normal na praia a distância percorrida será muito maior. Encontrar o caminho que minimize este tempo é um problema de cálculo variacional. Assim, a trajetória tanto da luz como das partículas pode ser obtida por um princípio de mínimo de um funcional. Falar sobre Variáveis de ângulo-ação. 3.2 Equação de Hamilton-Jacob Considere novamente o problema variacional da ação S da seção anterior, mas de um ponto de vista diferente. Primeiro considere que, na variação do cam- inho, você não exige mais que os trajetos variados comecem e terminem no mesmo ponto. Lembre que isso foi necessário para eliminar o termo de fronteira na integral por partes em (14). Assim, se os extremos do caminho puderem variar, teremos novamente a expressão (17), mas agora com o termo de fronteira: S = @L @ _qi qi t2 t1 + Z t2 t1 @L @qi d dt @L @ _qi qi dt onde nossa partícula saiu do ponto q(t1) e chegou no ponto q(t2). Suponha agora que, por um outro método (e.g., a mecânica de Newton), você resolveu o problema mecânico em questão, ou seja, você conhece a trajetória qi (t) das partículas. Uma vez que estas trajetórias são reais, elas devem respeitar as equações de Lagrange (que são equivalentes as equações que você resolveu). Com isso, podemos a…rmar que o último termo da expressão acima se anula. Ao variamos os pontos iniciais e …nais certamente estaremos variando o percurso das partícu- las. Assim, se calcularmos a variação da ação de uma partícula com relação a sua posição inicial e …nal teremos usando apenas as trajetórias legítimas S = @L @ _qi qi t2 t1 = [pi qi] t2 t1 Uma vez que conhecemos as trajetórias, neste caso S não é mais um funcional de q (t), mas apenas uma função ordinária de q(t), ou seja, dado um valor de t podemos calcular q, _q e L (q (t) ; _q (t)) calcular a derivada parcial acima e multiplicar pela distância entre os dois pontos escolhido q. Com isso, a variação funcional descrita acima se torna apenas a variação usual de uma função. Assim, podemos escrever @S @qi = pi (18) 16
  • 17. Agora, pela de…nição de S e pelo teorema fundamental do cálculo, sabemos que a derivada total de S com relação ao tempo vale S = Z L dt =) dS dt = L (19) Além disso, como S = S (q; t) (agora S depende não só da curva q, mas também nos limites do tempo da integral acima) podemos escrever dS dt = @S @t + @S @qi dqi dt = @S @t + @S @qi _qi Usando (18) dS dt = @S @t + pi _qi : (20) Substituindo (19) em (20) temos @S @t = L pi _qi : Lembrando agora a de…nição do hamiltoniano (9) H = pi _qi L =) L = pi _qi H temos @S @t = pi _qi H pi _qi = H =) @S @t + H = 0 : Explicitando a dependência de H = H (qi; pi; t) @S @t + H (qi; pi; t) = 0 e usando novamente (18) @S @t + H qi; @S @qi ; t = 0 (21) Ou seja, se pegarmos H (qi; pi; t), substituirmos todos os momentos por @S=@qi e depois subrtituirmos na expressão acima, o que obtemos é uma equação diferen- cial parcial para a função (agora desconhecida) S (q; t). Resolver esta equação é equivalente a encontrar as trajetórias reais, ou físicas (chamado de setor físico) do problema em questão. Isto é, resolvendo esta equação encontramos S em função de q(t) e, conseqüentemente, q(t). A equação diferencial acima se chama equação de Hamilton-Jacob. Este é mais um método que pode ser usado para resolver problemas em mecânica clássica. Infelizmente, da forma que foi apresentado, …ca parecendo que não ganhamos nada nesta nova formulação. Isso não é verdade, mas o de- senvolvimento completo do método de Hamilton-Jacob foge ao escopo da nossa discussão. Tudo que precisaremos é da forma explicita da equação diferencial acima. 17
  • 18. 3.3 Óptica geométrica A equação da óptica que descreve a propagação de uma onda num meio é dada por r2 n2 c2 @2 @t2 = 0 (22) onde é uma função escalar, c a velocidade da luz no vácuo e n o índice de refração do meio. Em geral n = n (x) depende do meio onde a luz se propaga. Para n constante uma solução da equação acima pode ser escrita como (x; t) = 0 exp [i (k:x !t)] onde o número de onda k = jkj e a freqüência angular estão relacionadas por k = 2 = n! c : Exercise 3 Veri…que que a função acima é solução da equação de onda. Por simplicidade, tomemos uma onda plana que se propaga na direção z = 0 exp [i (kz !t)] de…nindo k = k0n ; onde k0 é número de onda no vácuo, temos = 0 exp [i (kz !t)] = 0 exp [ik0 (nz ct)] : Estamos aqui interessados no caso da chamada óptica geométrica. Isto é, no caso em que o comprimento de onda da luz é muito menor que as dimensões espaciais envolvidas no sistema. Em especial, as características do meio não variam apreciavelmente com distância da ordem de alguns comprimentos de onda. Neste caso, apesar de n não ser constante, podemos a…rmar que ele varia lentamente no espaço. Neste caso, obviamente, a onda plana não é mais uma solução da equação de onda, uma vez que as variações do meio destorcem a onda. Vamos procurar por uma solução da equação de onda na forma = (xi) exp [ik0 (L (xi) ct)] ; com (xi) = exp (A (xi)) =) = exp [A (xi) + ik0 (L (xi) ct)] : As quantidades A e L funções reais a serem determinadas. Vemos que A con- trola a amplitude da onda. Como para n constante L ! nz esta quantidade 18
  • 19. é chamada de comprimento de onda óptico, ou ainda a eikonal. Calculando o laplaciano de temos r = r exp [A (xi) + ik0 (L (xi) ct)] = r [A + ik0L] ; r2 = n r2 [A + ik0L] + [r (A + ik0L)] 2 o ; e a derivada temporal @ @t = @ @t exp [A (xi) + ik0 (L (xi) ct)] = ik0c ; @2 @t2 = (k0c) 2 : Substituindo na equação de onda (22) e isolando parte real e imaginária temos r2 A + (rA) 2 + k2 0 n2 (rL) 2 = 0 ; r2 L + 2L (rA rL) = 0 : Usando agora a aproximação da óptica geométrica, de que o compri- mento de onda é muito menor que a variação do meio, temos que o termo proporcional a k2 0 = 4 2 = 2 0 é o mais signi…cativo da expressão acima. Em especial, a variação espacial de A (xi) é, por hipótese, pequena. Sendo todos os termos quadráticos (positivos), então todos os termos da primeira igualdade acima devem se anular. Assim, sendo o último termo da primeira igualdade o mais signi…cativo (na nossa aproximação), para garantir que este termo se anule o temos que exigir que (rL) 2 = n2 =) jrLj = n : (23) Esta equação é conhecida como equação de eikonal da óptica geométrica. A superfície onde L (xi) possui o mesmo valor é uma frente de onda e esta onda se desloca na direção da normal desta superfície. 3.4 Mecânica e a óptica geométrica Considere um sistema conservativo onde o hamiltoniano não depende do tempo. Neste caso podemos escrever: H (qi; pi) = 1 2m p2 i + V (qi) = E Usando agora (18) pi = @S @qi (24) podemos escrever 1 2m @S @qi 2 + V (qi) = E =) @S @qi 2 = 2m (E V ) 19
  • 20. Assim, a equação de HJ para este sistema pode ser escrita como @S @qi 2 = 2m (E V ) Para coordenadas cartesianas (qi = xi) podemos ainda escrever (rS) 2 = 2m (E V ) : (25) Esta equação é formalmente igual a equação eikonal (23) para um meio com índice de refração n = p 2m (E V ) Esta semelhança foi percebida muito antes do surgimento da MQ. Vamos explorar um pouco mais esta semelhança associando o nosso sistema mecânico (uma partícula) com uma onda. Mas que onda é esta? Bem, com- parando diretamente a equação acima com a equação eikonal da óptica, vemos que a analogia seria tratar uma superfície com um dado valor de S como a frente de uma onda. Seguindo esta analogia, associamos então a partícula de massa m num potencial V uma “onda” cuja frente de onda são os pontos onde S(x; t0) possui os mesmos valores num dado instante t0. Como S depende do tempo esta frente de onda se deforma e se propaga com uma certa velocidade u u = ds dt onde ds é o deslocamento in…nitesimal normal a superfície de valor constante. Estamos interessados em determinar esta velocidade u. Voltando na expressão de HJ (21) e usando o fato do nosso hamiltoniano não depender do tempo temos @S @t + H qi; @S @qi ; t = 0 =) @S @t = E de onde podemos escrever @S @t = E =) S (x; t) = W (x) Et : (26) onde W (x) é a solução da nossa equação (25) (rS) 2 = 2m (E V ) =) (rW) 2 = 2m (E V ) A função W não depende do tempo. Assim, os valores de x que de…nem um certo valor de W (x) = a representam uma superfície constante do espaço. Podemos então dividir o nosso espaço em superfícies com valores …xo de W. Queremos seguir uma superfície com um valor constante S = a (i.e., seguir a nossa frente de onda). A expressão (26) nos diz que em cada instante …xo do tempo a superfície S constante coincide com alguma superfície 20
  • 21. Figure 4: Figura retirada do Goldstein W constante (se S = a num instante t1 então, neste instante, S coincide com a superfície W = a+Et1). Assim, suponde que em t = 0 temos S = W = a depois de um tempo dt a expressão (26) nos diz que S irá coincidir com a superfície t = 0 : S (0) = W = a =) S (dt) = W Edt =) S + Edt = W = a + Edt Assim, se em t = 0 a superfície S coincide com W = a, depois de um intervalo dt, S irá coincidir com uma outra superfície W = a + Edt de onde temos que a variação de S num intervalo dt corresponde a diferençã entre duas superfícies W onde dW = (a + Edt a) = Edt : Por outro lado, sendo W uma função apenas das posições temos dW = @W @xi dxi = rW ds = jrWj :ds onde, pela de…nição do gradiente, ds é o deslocamento normal a superfície W e, consequentemente, a S. Igualando as duas expressões acima temos Edt = jrWj :ds =) ds dt = E jrWj = u (27) ou seja, num instante de tempo dt a frente de onda se desloca uma quantidade ds. Em outras palavras, u é a velocidade da nossa onda. Usando agora a relação (25) e (26) podemos escrever (rS) 2 = (rW) 2 = 2m (E V ) =) jrWj = p 2m (E V ) : com o que temos u = E p 2m (E V ) (28) 21
  • 22. Ou seja, a nossa partícula, ou uma coleção de partículas não interagentes de mesma massa, pode ser descrita por uma onda que se propaga num potencial V com a velocidade u acima. A região de valor constante de uma onda é exatamente a de…nição da fase da onda. Assim, se estamos seguindo uma onda onde a frente de onda tem valor constante S (q; t) isso signi…ca que estamos seguindo a onda cuja fase é proporcional a iS = exp i ~ S = exp i ~ (W (qi) Et) (29) onde h é apenas uma constante de proporcionalidade. Isso signi…ca que a nossa onda tem uma frequencia !t = E ~ t =) 2 = 1 ~ E =) E = 2 ~ =) E = h : (30) Além disso, lembrando da relação clássica (24) temos pi = @S @qi =) p = OS = OW (31) Com o que a relação (27) se torna u = E jrWj = E p (32) com p o módulo do momento linear da partícula. O seguinte resultado da óptica nos permite relacionar a frequência da onda e seu comprimento com a sua velocidade de propagação u = u =) = u usando (30) e (32) = u = E=p E=h =) = h p (33) As relações (32) e (33) relacionam a energia e o momento da partícula com a sua frequência e o seu comprimento de onda. Esta analogia tem a sua origem em trabalhos de Hamilton de 1825, para tratar problemas de óptica. Porém, nesta época, não havia nenhum resultado experimental que pudesse dar uma in- dicação do valor da constante h e, especialmente, nenhuma razão para crer que esta constante não era zero para uma partícula (uma quantidade cujo compor- tamento corpuscular fosse indubitável). Mesmo assim, Hamilton teve sucesso em usar este desenvolvimento para a luz, num tipo de tratamento corpuscular, e obter todos os resultados de refração e re‡exão obtidos por outros métodos da ótpica geométrica. Isso mostrava que, pelo menos em certos limites, a descrição corpuscular de Newton era complemente equivalente a descrição ondulatória de Huygens. Entretanto, como este método não trazia facilidades práticas para o 22
  • 23. tratamento de problemas (em relação aos demais métodos da óptica geométrica) ele foi praticamente esquecido por décadas. Porém, com o surgimento de hipóteses de um caráter dual (onda-partícula), não apenas da luz, mas também das partículas massivas, estes resultados foram redescobertos por Erwin Schroedinger em 1925. 3.5 A equação de Schroedinger independente do tempo Primeiramente é necessário lembrar que os resultados acima mostram uma com- patibilidade entre a mecânica e a óptica apenas para o limite de curtos compri- mentos de onda (onde a equação da onda se torna a equação de eikonal que é idêntica a equação de HJ). Desta igualdade Schrödinger supôs que a equação de HJ pudesse ser o limite para curtos comprimentos de onda de uma equação mais geral que descrevesse o comportamento ondulatório das partículas massivas. Para tentar encontrar esta equação mais geral, ele voltou a equação de onda 1 u2 @2 @t2 r2 = 0 em seguida ele supôs que, pelo menos para comprimentos de onda curtas, a velocidade da onda associada a partícula deveria ser a velocidade (28) obtida na seção anterior u2 = E2 2m (E V ) Assim, nossa equação de onda se torna 2m (E V ) E2 @2 @t2 = r2 (34) Seguindo o procedimento usual para a solução de equações parciais, podemos separar as variáveis da nossa função de onda (xi; t) = (xi) exp ( i!t) Vamos agora supor que a nossa onda tem uma energia bem de…nida. Se usarmos agora a hipótese de De Broglie (ou a equação (30)) temos E = h ) E = ~! ) (xi; t) = (xi) exp i E ~ t : (35) Substituindo na equação de onda r2 + 2m ~2 (E V ) = 0 =) ~2 2m r2 + V = E : (36) Esta é a celebrada equação de Schroedinger independente do tempo. Ela descreve as funções de onda (os estados) das partículas quando a sua energia está bem de…nida, i.e., ela descreve os estados estacionários. Com ela podemos obter a maioria dos resultados da mecânica quântica não-relativística, como o espectro de energia do átomo de hidrogênio. A maior (e talvez mais importante) parte deste curso será o estudo das soluções da equação acima. 23
  • 24. Se o sistema é conservativo, a sua energia pode variar com o tempo? O que signi…ca dizer que o sistema tem uma energia bem de…nida? Lembre-se que a descrição quântica do sistema é uma descrição probabilís- tica. Assim, ao calcularmos uma quantidade qualquer (e.g., a energia), o que obtemos, em geral, é a probabilidade de numa medida desta quantidade obter- mos o valor calculado. Ou seja, em geral o sistema não possui o valor bem determinado de nenhuma quantidade física. Mas se o sistema é um só, como uma quantidade pode não estar determinada, será que a quantidade está bem determinada, mas nós apenas não a conhecemos? Seria tudo isso como, por exemplo, colocar um dado numa caixa fechada e sacolejá-la? Antes de abrir a caixa e ver o resultado, cada número tem a chance de 1=6 de ser sorteado. Mas o número já está lá dentro, só que você não sabe. Pelas interpretações da MQ as coisas não são assim. A idéia é que, antes de abrir a caixa, o dado efetivamente não possui nenhum valor de…nido. Apenas a sua observação fará com que ele adquira efetivamente este valor. A diferença entre você não saber e o sistema não ter é que este sistema (A) pode in‡uenciar outro (B) através do valor deste observável e, como veremos, se o valor de um observável não está determinado (ou seja, você não fez nenhuma medida) todos os valores possíveis desta medida in‡uenciam B (com uma in‡uência maior ou menor dependendo da probabil- idade). Este é um fenômeno de interferência comum na teoria ondulatória, mas que desa…a o senso comum numa teoria corpuscular. Assim, a…rmar que o sistema tem um valor bem de…nido E de um observável signi…ca que, se …zemos uma medida desta quantidade, obteremos sempre (in- dependente de quando), o valor E. Como é possível a…rmar que um observável tem seu valor bem de…nido, antes de fazemos a medida? O ponto é que se …zemos uma medida de um certo observável (futuramente de…niremos melhor este termo) e não perturbamos mais o sistema (i.e., deixamos ele isolado) o valor deste observável não murará. Podemos garantir assim que, se alguém …zer uma medida futura, obterá o valor que nós medimos. Chamamos a isso de preparar o sistema num certo estado conhecido. Mas e o dado na caixa, está numa superposição de todos os valores? O ponto é que o dado é um sistema grande o su…ciente para o seu comporta- mento ser completamente determinado pelas leis da mecânica clássica. Assim, mesmo que não tenhamos aberto a caixa, é possível, num ambiente controlado o su…ciente, saber o valor do resultado. Num certo sentido, sistemas clássicos são sempre sistemas quânticos preparados. Remark 4 Se um sistema está num valor indeterminado de uma grandeza. É completamente impossível saber qual o valor desta grandeza antes da medida ser feita. 24
  • 25. 3.6 A partícula numa caixa Vamos ilustrar a aplicação da ES tratando o caso de uma partícula livre numa caixa. Ou seja, fora o fato de ser con…nada dentro da caixa, nenhuma outra força age sobre esta partícula. Assim, vamos usar as idéias da seção anterior para quantizar o sistema unidimensional de uma partícula de massa m num intervalo. Um ponto importante é que este sistema em duas ou três dimensões representa, grosso modo, apenas a aplicação do tratamento a ser desenvolvido para cada dimensão separadamente. Ou seja, nosso sistema não é arti…cial. Inicialmente estamos interessados em estudar os níveis de energia que esta partícula pode ter. Estado livre, a energia desta partícula é puramente cinética. Classicamente, uma ver que a partícula pode ter qualquer velocidade dentro da caixa, ela também pode assumir qualquer valor de energia. Além disso, a partícula pode estar em qualquer lugar dentro da caixa. Na descrição quântica, entretanto, veremos que as coisas são um pouco diferentes. Como estamos interessados em estados de energia bem de…nidos, o problema que devemos resolver é a ES independente do tempo: ~2 2m r2 + V = E Uma vez que, dentro do intervalo (caixa), a partícula está livre, V = 0, e estamos trabalhando em uma dimensão, temos: ~2 2m d2 dx2 = E onde E é a energia da partícula. Podemos escrever esta equação como d2 dx2 = k2 ; k2 = 2m ~2 E (37) Esta é uma equação de segunda ordem, logo ela deve ter duas soluções LI e duas constantes de integração. Estas soluções podem ser escritas como 1 (x) = A exp (ikx) ; 2 (x) = B exp ( ikx) com A e B constantes. Assim, a solução geral do nosso problema é (x) = Aeikx + Be ikx Como determinamos as constantes A e B? Estas constantes estão relacionadas com a chamada condição de contorno do problema. Ou seja, precisamos especi…car o comportamento da nossa função nos extremos. Até agora, além de fazer V = 0 (uma condição física), tudo que …zemos foi resolver um problema matemático, mas agora, na …xação destas condições, entram as características físicas do problema. 25
  • 26. Para isso precisamos lembrar o signi…cado da função de onda. A quantidade j (x)j 2 signi…ca a probabilidade de encontrar a nossa partícula na posição x. Sabendo que a nossa partícula está presa na caixa temos j (x)j 2 = 0 para x fora da caixa. Primeiro precisamos colocar um eixo cartesiano no nosso problema e dizer onde está a nossa caixa. Por exemplo, podemos dizer que as paredes da caixa estão em L e L (obviamente isso não in‡uencia no resultado). Exigindo que a partícula esteja con…nada no intervalo de L até L e que a função seja contínua temos (por (37) vemos que descontinuidades da função estariam relacionadas com energias in…nitas e não queremos tais casos.) (L) = ( L) = 0 temos (L) = 0 =) AeikL + Be ikL = 0 =) AeikL = Be ikL A (cos kL + i sin kL) = B (cos kL i sin kL) : Podemos satisfazer esta igualdade de duas formas sin kL = 0 =) kL = n ) A (cos kL) = B (cos kL) ) A = B ; cos kL = 0 =) kL = n + 1 2 ) A (i sin kL) = B ( i sin kL) ) A = B : Ou seja, o nosso problema possui dois tipos de soluções estacionárias n (x) = N sin kn x ; kn = L n ) En = ~2 2m n L 2 + n (x) = N+ cos k+ n x ; k+ n = L n + 1 2 ) E+ n = ~2 2m L n + 1 2 2 (38) O resultado acima nos mostra que, dentro da caixa, a partícula só pode assumir os níveis de energia En e E+ n . Exercise 5 Obtenha as constantes de normalização N+ e N . Além disso, existe um nível mínimo de energia que o sistema pode assumir que é E+ 0 . A partícula nunca pode ter energia cinética nula (observe que E0 = 0 implica 0 (x) = 0 e a partícula não está mais na caixa). 26
  • 27. Mais ainda, se esta partícula interagir com alguma coisa (e.g., fótons) ela só poderá absorver e emitir energias que sejam proporcionais a diferença entre dois níveis En !n = E+ n Em Esta é a chamada energia de transição de n para m. Por exemplo, imagine que a partícula está no estado fundamental e você o ilumina com uma luz de freqüência , se h < E+ 0 E1 = 3 4 ~2 2m L 2 ; os fótons simplesmente irão passar pelo sistema (o sistema será transparente). Já se = [ E+ 0 E1 = 3 4 ~2 2m L 2 o sistema irá absorver este fotos e mudar de nível (ele será opaco para esta freqüência). Observe também que, de forma geral, E ~ L 2 : Ou seja, se o tamanho da caixa vai para in…nito (partícula livre) a diferença dos níveis de energia vão a zero e, conseqüentemente, a partícula pode assumir qualquer valor de energia. Da mesma forma, se tomamos o limite clássico ~ ! 0 o sistema passa a adotar o comportamento clássico de poder assumir qualquer valor de energia. Remark 6 Observe como a limitação da partícula no intervalo tornou os níveis de energia discretos. Este é o fenômeno por trás do comportamento dos chama- dos pontos quânticos (QD). Aqui é interessante ver como a realização do nosso espaço depende muito de qual parte do sistema nos interessa. Se no exemplo acima a distância L for muito pequena, os níveis de energia vão estar tão espaçados que para sofrer uma tran- sição de nível precisaríamos fornecer uma quantidade muito grande de energia. Podemos garantir assim que o sistema não sofra nenhuma transição indesejada (e.g., térmica) e as únicas transições possíveis são aquelas que nós provocamos. Neste caso, apenas alguns níveis de energia são relevantes e podemos tratar o sistema como um problema de n níveis. Ao fazemos isso nosso sistema passa a ter um número …nito de estados e passa a ser descrito por uma matriz. Esta descrição matricial é a chamada mecânica quântica de Heisenberg, que veremos no futuro. 27
  • 28. 3.6.1 Números quânticos Ainda sobre o problema da partícula numa caixa, todas as quantidades asso- ciadas ao sistema, exceto a energia, estão indeterminadas, ou possuem a sua determinação associada a uma probabilidade. Ademais, uma vez especi…- cada a energia da partícula, sabemos construir a sua função de onda, da qual retiramos todas as informações que a MQ pode nos dar sobre o sis- tema (e acreditamos que este seja a teoria que mais informações pode nos dar). Dizemos assim que a energia especi…ca o estado do sistema. Dentro da notação utilizada, chamamos de En a energia associada ao sistema. Ou seja, dado o valor de n podemos determinar a energia do sistema e, conseqüente- mente, o seu estado. A quantidade n, que especi…ca completamente o estado do sistema é chamada de número quântico. Se tivéssemos trabalhado com uma caixa bidimensional, teríamos uma energia associada ao movimento na direção x, com uma energia En, e outra associada com o movimento na direção y, que poderíamos chamar de Em. Assim, neste caso, o sistema possui dois números quânticos. O mesmo acontecia com a descrição das órbitas elípticas de Som- merfeld, onde precisávamos de 2 números para conhecer o estado do sistema. Remark 7 Assim, números quânticos são quantidades (discretas) que precisam ser especi…cadas para se estabelecer o estado do sistema. 3.6.2 Valores médios Sendo j (x)j 2 a probabilidade de encontrar o sistema numa certa posição, podemos também calcular o valor médio da posição do sistema. Basta para isso usarmos a de…nição usual de média multiplicarmos o valor da variável (no caso, a posição) pela probabilidade do sistema possuir aquele valor desta var- iável. Assim, a posição média do sistema dentro da caixa vale hxi = Z x j (x)j 2 dx = Z (x) x (x) dx Onde, por razões que se tornarão claras no futuro, usamos a última forma para a expressão. De forma geral, se f(r) é uma função qualquer da posição da partícula (considerada agora em 3D), o valor médio de f pode ser calculado como hfi = Z V (r) f (r) (r) d3 V (39) onde V é o volume onde o se deseja calcular a média. Como veremos em detalhes no futuro, um dos postulados da MQ é que as quantidades clássicas observadas nada mais são do que valores médios das quantidades quânticas do sistema. 3.6.3 Preparação de sistemas e superposição Vamos preparar um sistema com um valor especí…co de energia. Imagine para isso um espectrômetro de massa onde atiramos partículas de massa m e carga 28
  • 29. q conhecidas. Dependendo da velocidade, ou do momento da partícula, ela sofrerá uma certa in‡uência do campo e se chocará com a parede do dispositivo. Conhecendo a energia cinética da partícula, sambemos exatamente onde ela se chocará. Podemos então fazer um furo que seria alcançado apenas pelas partículas que tivessem uma determinada energia, digamos, E2 , E2 = ~2 2m n L 2 ; n = 2 : Em frente ao furo temos uma caixa para capturar a partícula. As paredes do dispositivo podem ter sensores que detectem a partícula no caso de um choque. Neste experimento vamos jogando partículas com energia desconhecida dentro do dispositivo e, sempre que esta partícula colide com a parede, ouvimos um clique. Quando, não ouvimos este clique é porque a partícula passou pelo bu- raco. Neste caso sabemos que temos aprisionado em nossa caixa uma partícula no estado 2 (x) = N sin k2 x ; kn = 2 L : Desta forma podemos preparar o sistema num determinado estado. Imagine agora que fazemos dois furos na parede, uma na posição de energia E+ 1 e outra na posição de energia E2 . Suponha ainda que, pelas dimensões dos componentes do sistema, estes dois furos estão bem próximos, de sorte que podemos colocar uma única caixa para capturar uma partícula que passe por qualquer buraco. Qual o estado do sistema na caixa neste caso? Neste caso, a partícula entrará na caixa num estado descrito pela função: (x) = c1 + 1 (x) + c2 2 (x) ; c1; c2 2 C : (40) Ou seja, ela não terá mais uma energia bem de…nida. Além disso, pelos princípios da MQ o módulo quadrado dos coe…cientes c1 e c2 acima são dados pela probabilidade do sistema ser detectado com energia E+ 1 e E2 , respecti- vamente. Além disso, como estes módulos são probabilidade e sabemos que o sistema estará (com certeza) num estado ou no outro jc1j 2 + jc2j 2 = 1 Por exemplo, se o experimento foi desenvolvido (depende basicamente de quão aleatório é a velocidade das partículas lançadas) para que a partícula tenha exatamente a mesma probabilidade de estar no estado E+ 1 ou E2 , podemos então a…rmar que jc1j 2 = jc2j 2 = 1 2 Obviamente, isso não …xa o valor destes coe…cientes, pois jc1j 2 = 1 2 =) c1 = exp (i ) p 2 ; Re = 0 (41) 29
  • 30. A quantidade é chamada de fase do coe…ciente. Futuramente trataremos da determinação destes coe…cientes. Observe que estamos frisando que a partícula entra na caixa no estado acima. Isso porque, como a energia da partícula não é mais bem determinada ela não está mais num estado estacionário. Na obtenção da ES independente do tempo, usamos a seguinte separação de variáveis (35) (x; t) = (x) exp i E ~ t e, com isso, obtivemos a ES. Ou seja, o que estamos chamando de é, na verdade, apenas a função (x) acima. Isso signi…ca que a função de onda completa do nosso sistema com uma energia E2 conhecida é (x; t) = 2 (x) exp i E2 ~ t : Agora, a probabilidade desta partícula ser encontrar numa posição x num in- stante t vale j (x; t)j 2 = 2 (x) 2 exp i E2 ~ t 2 = 2 (x) 2 : E não depende do tempo. Por isso, estados com energia bem de…nida são chamados de estados estacionários. Agora, para uma partícula no estado (40) acima, temos a seguinte evolução temporal (x) = c1 + 1 (x)+c2 2 (x) =) (x; t) = c1 + 1 (x) exp i E+ 1 ~ t +c2 2 (x) exp i E2 ~ t Usando que a probabilidade inicial do sistema ter uma ou outra energia é a mesma (41) temos (x; t) = 1 p 2 + 1 (x) exp i E+ 1 ~ t + 1 + c2 2 (x) exp i E2 ~ t + 2 = 1 p 2 exp i E+ 1 ~ t + 1 " + 1 (x) + c2 2 (x) exp " i E2 E+ 1 ~ t + ( 2 1) !## A probabilidade de encontrar este sistema na posição x num instante t vale j (x; t)j 2 = 1 2 + 1 (x) + c2 2 (x) exp " i E2 E+ 1 ~ t + ( 2 1) !# 2 : (42) onde a dependência temporal não mais desaparece. Assim, esta probabilidade varia com o tempo e o sistema não está mais num estado estacionário. Observe 30
  • 31. também que esta probabilidade depende da diferença de fase ( 2 1). Esta quantidade não possui um análogo clássico e, na verdade, não pode ser me- dida por nenhum instrumento. Mesmo assim, como veremos, ela pode produzir efeitos mensuráveis. Por causa desta fase, esta descrição difere da probabili- dade clássica (que seria apenas a soma das probabilidades). Veja novamente a discussão no capítulo Ondas e Partículas. O que acontece se …zemos um furo numa região que não corresponde a nen- hum dos valores de En, por exemplo, entre os valores de E2 e E+ 1 ? A princípio pode-se imaginar que nunca capturaremos uma partícula. Ou seja, sempre ouviremos o clique da partícula se chocando com a parede do dispositivo. Mas isso não é verdade. Observe que, se não colocamos a caixa (ou seja, apenas o espectrômetro) detectaríamos o choque de partículas em todas as posições da parede, inclusive na posição correspondente a energia E. Assim, o fato de termos ou não colocado a caixa naquele ponto não deve alterar o comportamento das partículas dentro do espectrômetro. Por isso deveríamos realmente esperar que alguma partícula entrasse na caixa. Entretanto, nosso problema e entender como uma partícula que classicamente tem energia E será detectada na caixa apenas com energia E+ 1 e E2 . Quando não ouvirmos o clique saberemos que capturamos uma partícula na caixa e, mais ainda, esta partícula estará num estado inicial aproximada- mente da forma (40). Onde o módulo quadrado dos coe…cientes será tão maior quão mais próximo o furo estiver do estado de energia de…nido. Por exemplo, conforme o furo se aproxima de E+ 1 , o jc1j 2 cresce até que, quando o furo estiver exatamente em E+ 1 temos jc1j 2 = 1 ; jc2j = 0 : Além disso, o sistema (que não está num estado estacionário, pois sua energia não está bem determinada), evoluirá no tempo com a forma aproximadamente (42). Isso signi…ca que mesmo que, classicamente, a partícula só possa passar entrar na caixa se ela tiver uma energia entre E1 e E2, quanticamente ela tem uma probabilidade de entrar (e, ocasionalmente, entrará) se a sua energia não for bem determina, mas compatível com o fato dela entrar na caixa. Neste experimento, sempre que abrirmos a caixa e medirmos a energia da partícula obteremos (sempre) os valores E+ 1 ou E2 e nunca entre estes valores. Mas se detectamos o valor E2 e para passar pelo furo ela teria de ter uma energia E < E2 , para onde foi a diferença de energia? Não foi para lugar nenhum! Pense no pior: ela foi detectada na caixa com uma energia E+ 1 < E. Como a partícula conseguiu passar pelo furo se ela não tinha energia pra isso? O que acontece com a conservação de energia? O ponto aqui é a descrição quântica jamais a…rma que a partícula passou pelo furo, mas apenas que ela está dentro da caixa. Ou seja, a única forma de saber se ela passou pelo furo é colocando um detector lá dentro. Sem fazer isso, tudo que sabemos é que uma partícula entrou na caixa. O problema está em que toda a nossa descrição anterior se 31
  • 32. baseia na idéia da trajetória seguida pela partícula e, quanticamente, tal idéia dependeria de colocarmos detectores em todos os pontos do espaço e medirmos (e, conseqüentemente, interferirmos) na partícula em cada instante de tempo. Ou seja, na MQ não existe a idéia de trajetória de uma partícula. Além disso, o fato da partícula ter entrado na caixa com uma energia E+ 1 menor que a energia clássica necessária para passar pelo furo, não viola nenhuma lei de conservação, pois, em nem um momento, a partícula teve a energia bem de…nida E (nunca demos esta energia para ela). O fato de sistemas quânticos fazerem coisas que são classicamente proibidas devido a sua energia é bem comum em MQ. Este fenômeno é observado corriqueiramente em laboratório e recebe o nome de tunelamento. Voltaremos a este fenômeno no futuro. Exercise 8 Mas então, como uma partícula que classicamente tem energia E pode ser detectada com energia E+ 1 ou E2 ? O ponto aqui é que, na verdade, como o estado inicial da partícula é descon- hecido, a MQ nos diz que esta partícula está no estado = X n c+ n + n + cn n De sorte que ela terá uma maior probabilidade de entrar na caixa quanto maior for c+ 1 2 e c2 2 . Além disso, ao entrar na caixa, o estado da partícula não foi alterado. Assim, se ela inicialmente, além de um coe…ciente c+ 1 e c2 auto tiver também um coe…ciente c+ 8 (obviamente pequeno) haverá também a probabili- dade c+ 8 2 de se detectar esta partícula com uma energia E+ 8 bem maior que E2 . Exercise 9 Mas e se colocarmos uma caixa com tamanho diferente? Neste caso a decomposição acima não irá mais corresponder ao estado das partículas permitidas dentro da caixa e, para fazer a descrição acima, teremos de uma outra decomposição = X n cn n ; com n 6= + n ; n . Exercise 10 Mas qual das decomposições acima descreve a partícula? Ambas! Na verdade, observando explicitamente as funções + n ; n (38) ve- mos que as decomposições acima nada mais são que a série de Fourie da função e existem in…nitas formas de se decompor a mesma função em séries diferentes. Exercise 11 Mas como a energia clássica E se relaciona com todas estas de- composições? 32
  • 33. Como veremos mais tarde, as partículas capturadas tem uma energia média igual a E E = hEi = X n E+ n c+ n 2 + En cn 2 : Além disso, mesmo no caso dos dois furos nas posições correspondentes as energias E+ 1 e E2 , a MQ não apóia a idéia de que a partícula passou por um ou pelo outro furo. Remark 12 Observe que a fase d em (41) não interfere nos valores médios (39). Gato de Schroedinger Superposição Decomposição e série de Fourie. 3.7 A equação de Schroedinger dependente do tempo Nosso objetivo agora é encontrar uma equação que descreva não apenas a parte espacial , mas a função completa , ou seja, nós queremos a versão dependente do tempo da expressão acima. A equação (36) só funciona (só é compatível com a equação de onda) para ondas com uma só freqüência (monocromáticas), mas gostaríamos de ter uma maior liberdade na dependência temporal do nosso problema. Para isso pre- cisamos eliminar E (E = h ) da nossa equação. Para isso, primeiro multiplicamos a equação (36) ~2 2m r2 + V = E : por exp ( iEt=~) e voltamos para a função de onda completa ~2 2m r2 + V = E ; (mas esta equação só é válida para as nossas ondas monocromáticas). Se operarmos em ambos os lados desta equação com o operador ~2 =2m r2 + V temos ~2 2m r2 + V ~2 2m r2 + V = ~2 2m r2 + V E = E2 ; ou seja, ~2 2m r2 + V 2 = E2 : (43) Agora derivamos duas vezes a equação (35) 33
  • 34. (xi; t) = (xi) exp i E ~ t ; em relação ao tempo • = E2 ~2 exp i E ~ t = E2 ~2 =) E2 = ~2 • : Substituindo na equação (43) ~2 2m r2 + V 2 = ~2 • : (44) Esta equação fornece a equação correta para o caso monocromático, mas, por não depender de E, possui também outras soluções. Entretanto, esta equação possui o terrível inconveniente de ser uma equação de quarta ordem nas co- ordenadas espaciais. Isso signi…ca que as soluções desta equação exigem uma quantidade enorme de condições iniciais e condições de contorno que di…cilmente poderiam ser associadas com parâmetros físicos do sistema. Vamos então reescrever a equação anterior na forma ^H2 = ~2 @2 @t2 ; onde introduzimos o operador ^H = ~2 2m r2 + V : (45) Nossa equação pode ainda ser escrita como ^H ^H = i~ @ @t i~ @ @t : Soluções desta equação pode ser construídas com funções que respeitem ^H = i~ @ @t ) ~2 2m r2 + V = i~ @ @t (46) Esta é a equação de Schrödinger dependente do tempo. Esta equação, diferente da equação de onda usual, é de primeira ordem no tempo e de segunda ordem nas derivadas espaciais. Ao trabalhar com ondas (equações de ondas) é comum usarmos uma função complexa e, no …nal, atribuirmos uma realidade física apenas a parte real. En- tretanto o caso aqui é um pouco diferente, pois a nossa equação é, na verdade, (44). Se dividirmos em sua parte real e imaginária = P + iQ ; 34
  • 35. e substituirmos em (46) temos i~ @P @t ~ @Q @t = ~2 2m r2 + V P + i ~2 2m r2 + V Q comparando as partes reais e imaginárias desta equação temos ~ @P @t = ~2 2m r2 + V Q ~ @Q @t = ~2 2m r2 + V P Podemos agora eliminar P ou Q diferenciando uma das equações acima com relação ao tempo e substituindo na segunda. O que obteremos com isso é que tanto Q como P respeitam a equação (44). Ou seja, temos uma equação de quarta ordem para funções reais, ou uma equação de segunda ordem para uma função complexa, cujas partes não podem ser separadas. Mas, neste último caso, precisamos das relações acima, o que mostra que, neste formalismo, nós precisamos da função completa = P + iQ, i.e., não podemos atribuir um signi…cado físico separadamente para a parte real ou a imaginária. Voltemos agora na relação com a óptica geométrica. Lembre que obtivemos os resultados da seção anterior seguindo uma frente de onda de…nida pela função S. Além disso, como vimos anteriormente, a nossa onda se relaciona com S por (29) = exp i ~ S (47) com isso temos @ @t = i ~ @S @t ; @ @xi = i ~ @S @xi Substituindo na equação de Schrödinger (46) 1 2m (rS) 2 ~2 2m i ~ r2 S + V = @S @t ou seja, S respeita a equação 1 2m (rS) 2 + V + @S @t = i~ 2m r2 S (48) Vamos comparar este resultado com a equação de HJ (??) @S @t + H qi; @S @qi ; t = 0 Lembrando que H é o Hamiltoniano da partícula podemos escrever H = p2 2m + V (49) 35
  • 36. usando (18) rS = p =) H = (rS) 2 2m + V =) 1 2m (rS) 2 + V + @S @t = 0 (50) As equações (48) e (50) são idênticas a menos do último termo em (48). Lem- brando que h = 2 ~ é a constante de proporcionalidade que introduzimos em (29). Mais uma vez, a semelhança acima já havia sido percebida por Hamilton. Mas a inexistência de qualquer evidência experimental do comportamento ondu- latório das partículas o levou (talvez) a pensar que h fosse zero para partículas massivas. Além disso, ao se tratar sistemas mecânicos usuais, o fato de h ser muito pequeno, em relação às demais quantidades do sistema, faz com que a presença do termo a direita em (47) não in‡uencie apreciavelmente a dinâmica do sistema. Podemos ainda dizer que a equação de HJ representa um limite da equação de Schrödinger quando todas as quantidades envolvidas são muito grandes em relação à h. Isso normalmente é chamado de tomar o limite quando h tende a zero. Obviamente, como h é uma constante, isso deve ser entendido no contexto acima de comparações de grandezas. Além disso, tomar o limite h ! 0 é chamado de tomar o limite clássico do sistema quântico. Como, neste caso, a equação que descreve o sistema (ES) se torna a equação HJ, todas as quantidades calculadas através da ES (e.g., energia) deve se tornar os resultados calculados pela mecânica clássica. Falar sobre o operador Hamiltoniano. 3.7.1 A quantização de Schrödinger e de Sommerfeld Dado um sistema mecânico (clássico) sujeito a um potencial V , a ES nos permite construir a descrição quântica deste sistema, i.e., construir a equação de onda que rege o comportamento quântico do sistema clássico em questão. Assim, este é um processo de quantização que podemos considerar como o primeiro processo de quantização geral. Este processo é mais geral de o que Sommerfeld por prescindir da existência de uma variável periódica no sistema. Além disso, este novo processo nos permite construir não apenas certas quantidades clássicas (e.g., energia), mas sim a própria função de onda que descreve o sistema (de onde podemos tirar muito mais informações). Lembrando agora que a quantização de Sommerfeld pode ser considerada como uma generalização dos processos de quantização anteriores (de Bohr e de Planck), será que a quantização de Schroedinger estaria relacionada com a quantização de Sommerfeld? A resposta é sim. Dado um sistema com uma coordenada periódica, por exemplo, um ângulo , pontos no espaço com coordenada e + 2 representam o mesmo ponto. Com isso, seria de se esperar que qualquer função f( ) que represente uma característica de um sistema físico tenha um único valor de…nido neste ponto, i.e., f( ) = f( + 2 ). Neste caso dizemos que a função f tem valor único, ou que ela respeita uma condição de unicidade. 36
  • 37. Por exemplo, a função f ( ) = exp (in ), n 2 N, respeita esta condição no intervalo de 0 a 2 , pois f ( + 2 ) = exp [in ( + 2 )] = exp i (n ) exp i (2 n) = exp i (n ) = f ( ) : Entretanto, isso não ocorre com a função f ( ) = exp (i =2), neste mesmo inter- valo, f ( + 2 ) = exp i + 2 2 = exp i 2 exp i ( ) = exp i 2 = f ( ) : De forma geral, se q é uma variável periódica, podemos testar se uma função f (q) = exp [ig (q)] é de valor único calculando a variação da fase num período completo I dg e exigindo que este valor seja proporcional a 2 , I dg = 2 n ; n 2 N : (51) Por exemplo, f ( ) = ein =) g = g ( ) = n =) I dg = Z 2 0 nd = 2n ; f ( ) = ei =2 =) g = g ( ) = 2 =) I dg = Z 2 0 1 2 d = 6= 2n : Lembre-se agora que a ES foi obtida tomando que a partícula obedece a uma equação de onda na forma (47) temos = exp i ~ S Para um sistema conservativo temos = exp i ~ (W (qi) Et) = exp i ~ W (qi) exp i ~ Et : Como estamos interessados só na variação da parte espacial, temos g (qi) = 1 ~ W (qi) =) I dg = I 1 ~ dW Lembrando que W = W (qi) temos dW = @W @qi dqi 37
  • 38. usando (31) pi = @W @qi =) dW = X i pi dqi com o que I dg = I 1 ~ dW = 1 ~ X i I pi dqi Usando agora a condição de unicidade (51) temos 1 ~ X i I pi dqi = 2 n =) X i I pi dqi = 2 ~n =) X i I pi dqi = hn : como as variáveis são independentes, podemos respeitar a igualdade acima se, para cada variável I pi dqi = hn : Que é a regra de quantização de Sommerfeld. Resumindo: Remark 13 A regra de quantização de Sommerfeld é uma conseqüência da unicidade da função de onda. Na teoria de Schrödinger esta unicidade é introduzida à mão, através do es- tabelecimento das condições de contorno do problema. Ou seja, impor a quan- tização de Sommerfeld é equivalente a impor condições de contorno que garantam a unicidade da função de onda na teoria de Schrödinger. Como vimos na seção anterior, a discretização nos níveis de energia de uma partícula são uma conseqüência do con…namento da posição da partícula, i.e., das condições de contorno do problema. Além disso, assim como a quantização de Sommerfeld permitiu generalizar as orbitas circulares para elípticas. A ES permite impor novas condições de contorno. Condições de contorno são cruciais para se determinar as características quânticas do sistema. Efeitos curiosíssimos, como o surgimento de forças (men- suráveis) como a possibilidade de se detectar efeitos provenientes da energia do vácuo, uma conseqüência do chamado efeito Casimir, são resultados do estudo das condições de fronteira do sistema. Características gerais da matéria, como o número de prótons do elemento mais pesado, podem estar ligadas aos problemas de condições de contorno. 4 Limite clássico Voltemos, mais uma vez, ao problema da partícula numa caixa de tamanho L. Vamos inicialmente analisar este problema do ponto de vista da física clássica. Neste caso, a partícula sempre teria uma velocidade constante e sua posição será dada por x = x0 + vt : 38
  • 39. Figure 5: Figura retirada do Libof Suponha agora que você não conhece a posição inicial x0 da partícula. Qual a chance de encontrar a particular numa certa posição da caixa? Ou seja, classicamente quanto vale P (x) dx? Se a velocidade da partícula variasse, poderíamos esperar que, onde ela …ca mais lenta (ou seja, a região onde ela gasta mais tempo para atravessar) teria um valor maior de P(x). Como a nossa partícula tem uma velocidade constante, a probabilidade de encontrá-la em qualquer intervalo dx é simplesmente o valor deste intervalo dividido pelo tamanho da caixa (o valor da variável, dividira pelo total de valores que ela pode ter) P dx = 1 L dx Ou seja, a probabilidade é uma constante. Isso signi…ca que, se …zermos uma série de cópias da nossa caixa e as abrirmos encontraremos as partículas dis- tribuídas igualmente por toda a caixa. Como vimos anteriormente, a descrição quântica é bem diferente. Existindo pontos onde a partícula pode estar com maior probabilidade e pontos onde ela não pode estar. Entretanto, na descrição quântica, conforme o valor da energia aumenta, surgem mais picos de probabilidade de onde a partícula pode estar. Num caso de energia muito alta para qualquer intervalo dx que tomarmos teremos sempre o mesmo número de picos dentro deste intervalo. Assim, neste caso, a probabilidade de encontrar a partícula em qualquer região dx é, assim como no caso clássico, uma constante. Assim, para o caso em que n ! 1, a descrição quântica concorda com a descrição clássica. Mais ainda, para sistemas cuja energia seja muito maior que a ordem de grandeza de h, esperamos um comportamento clássico. Em todo sistema quântico, existe um limite para o qual o comportamento do sistema tende àquela prevista pela teoria clássica. Usualmente este limite está associ- ado ao regime de altas energias. Mas, de forma geral, basta que as grandezas envolvidas sejam muito grandes, em comparação a h. A existência deste limite clássico é chamada de princípio da correspondência de Bohr. 39
  • 40. Outra característica importante para se analisar este limite é o comprimento de onda de De Broglie. Por exemplo, num gás com densidade a distância média das partículas vale aproximadamente 1=3 . Assim, para o regime 1=3 >> ; devemos esperar que o comportamento deste gás seja descrito pela mecânica es- tatística clássica. Mas, para o caso em que 1=3 ' , uma mecânica estatística quântica deve ser aplicada (este é um assunto da segunda parte do curso). As comparações acima nos mostrar que, se um certo resultado quântico não contem h, este resultado deve ser mesmo que o obtido por uma teoria clássica. O exemplo mais famoso é a seção de choque de espalhamento coulombiano. Um tratamento quântico detalhado fornece um resultado que não depende de h e é exatamente igual ao resultado obtido por Rutherford usando teorias clássicas. 5 A equação de continuidade Lembrando a lei da continuidade da carga para o eletromagnetismo temos r J = @ @t : onde é a densidade de carga e J a densidade de corrente. A leitura desta equação nos diz que toda a corrente que ‡ui para fora de uma região é igual a carga que esta região perdeu. Desde sua origem os testes e aplicações da MQ se referem ao problema do espalhamento de partículas. Ou seja, partículas vindas “livremente”do in…nito interagem momentaneamente com um certo potencial (e.g., outra partícula) e voltam a se propagar livremente. Lembre-se, por exemplo, dos experimentos de Rutherford. Todos os problemas estudados em aceleradores de partículas são desta forma. A interação momentânea da partícula teste com o potencial é chamada de espalhamento. Usualmente neste tipo de processo a forma exata do potencial de espalhamento não é conhecida. Mas este é modelado por certas características principais. Por exemplo, podemos modelar a interação de um elétron com um neutro supondo que o nêutron é uma esfera impenetrável de raio R e usando o potencial: V (r) = 0 ; r R 1 ; r < R ; chamado de potencial de caroço duro. A quantização deste potencial fornece bons resultados desde que a energia do elétron não seja muito grande. Na maioria dos processos observamos uma partícula, ou um feixe de partícu- las, e queremos saber o comportamento deste feixe. Assim, como veremos mais adiante, neste tipo de problema o conceito de conservação da partícula é muito importante (obviamente para os casos onde ela não se desintegra). Por isso é importante buscar por uma lei de conservação semelhante a do eletromag- netismo. 40
  • 41. A dinâmica de uma partícula é descrita pela ES dependente do tempo ^H = i~ @ @t =) @ @t = i ~ ^H Usando o mesmo desenvolvimento feito para obter a equação acima, mas partindo do complexo conjugado da função de onda = exp i ~ S ! = exp i ~ S é fácil mostrar que obedece a equação ^H = i~ @ @t =) @ @t = i ~ ^H Observe agora que @ j j 2 @t = @ @t = @ @t + @ @t usando as duas ES acima temos @ j j 2 @t = i ~ ^H + i ~ ^H Para um problema unidimensional ^H = ~2 2m @2 @x2 + V (x) temos @ j j 2 @t = i ~ ~2 2m @2 @x2 + V (x) + i ~ ~2 2m @2 @x2 + V (x) = i ~ 2m @2 @x2 @2 @x2 = i ~ 2m @ @x @ @x @ @x ou ainda @ j j 2 @t + @ @x i ~ 2m @ @x @ @x = 0 Em 3 dimensões temos @ j j 2 @t + r i ~ 2m ( r r ) = 0 Se de…nirmos as quantidades J = i ~ 2m ( r r ) ; = j j 2 (52) 41
  • 42. temos a equação exatamente uma equação de continuidade. De…nimos assim o conceito quântico de densidade e corrente de partículas. Além do fato da densidade das partículas estar relacionada com a proba- bilidade de onde a partícula está, existe também uma corrente associada a ela. Pelos princípios da MQ esta corrente não pode ser associada diretamente ao movimento da partícula. Por exemplo, uma partícula numa caixa, com energia bem de…nida E é descrita por uma função na forma (x) = N sin (kx) exp i E ~ t e possui uma densidade (x; t) = j j 2 = jNj 2 sin2 (kx) e uma corrente J = i ~ 2m @ @x @ @x = 0 = @ @t Ou seja, mesmo que classicamente pensemos numa partícula andando de um lado para o outro da caixa (consequentemente um ‡uxo na forma Jc = v (x)), quanticamente não há ‡uxo algum. Além disso, classicamente a nossa densidade seria diferente de zero apenas num ponto ( c = (x)), mas quanticamente, ela se espalha por toda a caixa. Por exemplo, um elétron de um átomo de hidrogênio in‡uencia a sua viz- inhança como se fosse uma distribuição de carga dada por = j (r)j 2 e não como uma distribuição de carga clássica de uma única partícula c = q (r). Obviamente, como sempre acontece em MQ, existem regimes onde os con- ceitos clássicos e quânticos concordam. 6 Barreira de potencial …nita Vamos agora analisar o problema de uma barreira de potencial …nita. Imagine, por exemplo, um circuito como o da …gura abaixo: 42
  • 43. Onde as grades es- tão ligadas a uma bateria. Na região I temos um potencial constante, que podemos chamar de U = 0. E na Região II temos, novamente um potencial constante U = V > 0. Uma carga se movendo em qualquer uma destas regiões não sofrerá a in‡uência de nenhuma força. Agora, se uma carga (positiva) tentar se mover na Região III entre as placas, sofrerá uma força constante F = qE, dada por um potencial U = Ex. O grá…co deste potencial seria algo como: Classicamente uma carga na Região I só poderia penetrar na Região II se ela tiver energia su…ciente para vencer a barreira de potencial, ou seja, apenas se ela possui uma energia E > V . Se uma carga com E < V viaja pela Região I, ao chegar na Região III ela seria desacelerada até ser re‡etida de volta. Além disso, toda a carga com E > V passaria pelo potencial. Vejamos agora o que nos diz a descrição quântica deste problema. Para simpli…car bastante o nosso problema, nós jogamos as duas placas externas para o in…nito e fazemos D ! 0 ou, o que dá no mesmo, fazemos V >> D. Com isso, o potencial tem a forma da …gura abaixo 43
  • 44. Então agora temos apenas duas regiões. A Região I será aquela onde o potencial vale zero, U = 0, enquanto na Região II , temos U (x) = V . Assim, nesta descrição, temos também duas ES, uma para cada região. Assim como no caso da partícula livre, imaginemos que a partícula possui uma energia bem de…nida, i.e., vamos estudar a ES independente do tempo para este problema. Na Região I: ~2 2m d2 dx2 + U = E ! ~2 2m 00 I = E I =) 00 I = k2 1 I ; k2 1 = 2m ~2 E : (53) A solução deste problema é o mesmo da partícula livre, ou seja, podemos escrever a solução como: I = A exp (ikIx) + B exp ( ikIx) : As duas soluções acima representam ondas viajando na direção x (kI = ^x) e x ( kI = ^x). 44
  • 45. Já para a Região II temos: ~2 2m d2 dx2 + U = E ! ~2 2m d2 dx2 + V II = E II 00 II = k2 2 ; k2 2 = 2m ~2 (E V ) : (54) Note que, apesar de ambos serem constante, kI 6= kII. Assim, a solução da equação diferencial acima é a mesma da anterior, mas, como veremos, o com- portamento destas soluções é bem diferente. Ou seja, II (x) = C exp (ik2x) + D exp ( ik2x) : Nosso objetivo é saber o que acontece com uma partícula que vem da região I, viajando para a direita, quando esta encontra a barreira de potencial. Assim, podemos simpli…car ainda mais o nosso problema fazendo D = 0. Observe que a partícula pode vir pela direita, ser re‡etida pela barreira e voltar viajando para a esquerda, por isso não fazemos B = 0. Com isso, as soluções procuradas têm a forma I (x) = A exp (ik1x) + B exp ( ik1x) II (x) = C exp (ik2x) As soluções acima representam a composição de 3 onde distintas: 1. i = A exp (ik1x) descreve uma onda plana que vem do in…nito ( 1) em direção a barreira (nossa partícula inicial). 2. t = C exp (ik2x) descreve uma onda que atravessou a barreira e se move para a direita. 3. r = B exp ( ik1x) descreve uma onda para a esquerda. Como inicial- mente só temos partículas vindas da direita, esta onda só pode descrever uma onda (ou uma partícula) que foi re‡etida pela barreira. 45
  • 46. Da descrição acima vemos que jCj 2 é a probabilidade da nossa partícula atravessar a barreira (pois se jCj 2 = 0 ) j IIj = 0 e não há partícula na região II), enquanto jBj 2 é a probabilidade da nossa partícula ser re‡etida pela barreira. Se a partícula foi re‡etida ela volta com a mesma energia E e se ela atravessou ela agora terá uma energia E V . Podemos associar ao sistema então uma corrente Ji da partícula (ou das partículas) incidentes. Usando (52) Ji = i ~ 2m i @ i @x i @ i @x = i ~ 2m 2ik1 jAj 2 = ~ m k1 jAj 2 Lembrando que, pela relação de De Broglie (ou pela de…nição de k) p = h = h 2 k = ~k a quantidade ~k1 é o momento da nossa partícula incidente. Assim, se associ- amos a partícula uma velocidade (clássica), v = p=m, a quantidade Ji pode ser escrita como Ji = ~k1 m jAj 2 (^x) = p1 m jAj 2 (^x) = v1 jAj 2 (^x) : Além disso, lembrando a nossa de…nição quântica para a densidade de partículas = j j 2 ) i = jAj 2 temos Ji = v1 i Que é exatamente a expressão clássica para a corrente de uma distribuição com densidade e velocidade v. É necessário ter em mente que, apesar das descrições baterem, a interpretação por detrás destas equações é bem diferente. Enquanto classicamente esperamos ter uma in…nidade de partículas distribuídas uniformemente no eixo x (pois i é constante), e cada uma com velocidade v. Quanticamente podemos ter apenas uma partícula com momento ~k que possui a mesma probabilidade de ser encontrada em qualquer lugar do eixo x. Lembre-se que a solução com energia de…nida é uma onda estacionária que ocupa (sempre) todo o espaço. Entretanto, levando adiante esta analogia, podemos ainda de…nir uma cor- rente para as partículas re‡etidas Jr Jr = ~ m k1 jBj 2 ( ^x) O coe…ciente de re‡exão R de um meio mede exatamente a fração da corrente incidente (ou da intensidade da onda incidente) que este meio é capaz de re‡etir. Assim: R = jJrj jJij = jAj 2 jBj 2 46
  • 47. Se pensarmos apenas em termos de ondas (como eletromagnéticas) a expressão acima simplesmente nos diz que o coe…ciente de re‡exão de um meio é a razão entre a intensidade da onda re‡etida e da onda incidente. Da mesma forma, podemos de…nir uma corrente transmitida Jt Jt = ~k2 m jCj 2 (^x) e determinar o coe…ciente de transmissão do nosso potencial T = jJtj jJij = k2 k1 jCj 2 jBj 2 Se o nosso sistema consiste numa in…nidade de partículas, emitidas uma após a outras, os coe…cientes acima nos dizem a proporção destas partículas que irá atravessa ou será re‡etida pela barreira. Estes efeitos são facilmente observa- dos com a luz em meios translúcidos. Mas veja que agora, a expressões acima são válidas para uma única partícula (massiva, ou um fóton). Esta descrição é completamente diferente da clássica que a…rma: se partícula tem energia maior que a barreira ela passa, caso contrário ela não passa. Falando novamente sobre fótons, vemos que o comportamento clássico (observado em meios translúcidos) é esperado para um sistema constituído com um grande número de partículas. Neste sentido a teoria clássica da luz funciona perfeita- mente bem para intensidades altas, mas, para baixas intensidades, precisamos da teoria quântica. Baixas intensidade (apenas alguns, ou mesmo um único fóton) só foram alcançados em equipamentos mais modernos. Vemos que, no caso da luz, o limite clássico está relacionado com altas intensidades. Bem, voltemos agora a nossa descrição quântica. Para determinarmos os coe…cientes R e T da nossa barreira, precisamos obter as razões entre as intensi- dades da nossa função de onda, ou seja, determinar a razão entre as constantes da nossa equação diferencial. Assim como no caso da partícula na caixa, para determinar as constantes acima precisamos impor condições de contorno no problema. Mais uma vez, não queremos descontinuidades na função de onda (pois isso estaria associado com uma energia in…nita). Além disso, como ES indepen- dente do tempo envolve uma derivada segunda, pela mesma razão não queremos uma descontinuidade na primeira derivada da função de onda. Matematica- mente estas exigências são necessárias para que as equações diferen- ciais façam sentido. Assim, devemos impor as condições I (0) = II (0) ; 0 I (0) = 0 II (0) ; Com isso A + B = C ik1 (A B) = ik2C =) A B = k2 k1 C 47
  • 48. Resolvendo para C=A e B=A temos C A = 2 h 1 + k2 k1 i ; B A = 1 k2 k1 1 + k2 k1 Com isso, nossos coe…cientes se tornam T = 4k2=k1 1 + k2 k1 2 ; R = 1 k2=k1 1 + k2=k1 2 Usando (53) e (54) k2 k1 = r 1 V E Vamos primeiro analisar o caso em que E V E V ) V E 1 ) 0 k2 k1 1 Primeiramente note que, como era de se esperar T + R = 1 1 + k2 k1 2 h 2k2=k1 + 1 + (k2=k1) 2 i = 1 Para o caso especial E = V T = 0 ; R = 1 temos uma re‡exão total da partícula. Conforme E cresce o coe…ciente de transmissão vai aumentando enquanto o de re‡exão vai diminuindo. Observe que, apesar do coe…ciente de transmissão aumenta com a energia (o que é natural), o comportamento é completamente diferente do esperado classicamente. Pois, mesmo que a partícula tenha uma energia E > V ela tem uma probabilidade de ser re‡etida pela barreira. Ou seja, se jogarmos várias partículas com uma energia E > V detectaremos algumas sendo re‡etidas pela barreira. No nosso exemplo da carga atravessando o campo, a nossa partícula tem energia cinética su…ciente para vencer o campo, mas, mesmo assim, ela é re‡etida. Vejamos agora o que ocorre quando E < V . Neste caso, a ES na região II se torna d2 dx2 II = 2m ~2 (E V ) II = d2 dx2 II = 2m ~2 (V E) II 00 II = 2 II ; 2 = 2m ~2 (V E) > 0 Cuja solução vale 48
  • 49. Figure 6: Libo¤ II (x) = C exp ( x) + C0 exp (+ x) Qual dos sinais acima usar? A resposta para esta pergunta permite analisar uma série de características (físicas e formais) da MQ. Vamos considerar que a solução geral seja uma combinação linear dos dois sinais. o sinal positivo (+). Neste caso, conforme nossa onda se aproxima do in…nito teremos: II (x ! 1) ' C exp ( x) ! 1 (A partícula sempre estaria no in…nito) Fisicamente isso signi…ca que a partícula sempre seria encontrada no in- …nito, ou seja, a probabilidade dela estar no in…nito (e conseqüentemente ser transmitida seria sempre maior que qualquer outra probabilidade …nita). Obvi- amente isso não acontece, o que nos permite (com argumentos físicos) escolher o sinal de menos na exponencial. Matematicamente o mesmo argumento a…rma que uma função de onda este fato está relacionado com não podermos normalizar a função de onda acima. Assim, entre os postulados da MQ, temos que os estados físicos do sistema são dados por funções de onda que respeitam Z 1 1 j (x)j 2 dx < 1 Ou seja, cuja probabilidade de serem encontrada em todo o espaço seja …nita. Dizemos que as funções permitidas são de quadrado integrável, ou, mais tecni- camente, que elas pertencem ao espaço de Hilbert. 49
  • 50. Podemos continuar usando todos os resultados anteriores fazendo 00 II = 2 = (i ) 2 II e substituindo k2 por i . Com isso B A = 1 i k1 1 + i k1 Se de…nirmos z = 1 + i k1 lembrando que =k1 2 R, temos B A = z z =) R = B A 2 = z z 2 = 1 Para obter o coe…ciente R vamos usar, T + R = 1 ) T = 0 : Entretanto, precisamos ver que este resultado continua válido para E < V (lembre-se que, para obter o resultado acima, usamos explicitamente E V ). Neste caso é necessário notar que no processo de espalhamento que estamos estu- dando todas as correntes são constantes. O que, pela equação de continuidade, signi…ca que r J = @ @t ) @ @t = 0 : Para o caso de uma partícula, este resultado não é nada intuitivo com a nossa visão clássica. Pois não podemos imaginar a partícula entrando nem saindo de nenhuma região. Mas lembres-se que, enquanto você não detectar a partícula ela é uma onda no espaço todo. O resultado acima nos diz que @Jx @x @J @x = 0 ; com isso Z 1 1 @J @x dx = J1 J 1 = 0 : Mas sabemos que J 1 = Ji Jr J1 = Jt com isso Jt Ji + Jr = 0 =) Jt Ji + Jr Ji = 1 =) T + R = 1 : Assim este resultado é válido para qualquer corrente estacionária. 50
  • 51. Com isso, para E < V , temos R = 1 =) T = 0 Ou seja, para energias menores que a barreira todas as partículas são re‡etidas. Este último resultado concorda plenamente com o esperado classicamente. Podemos obter este resultado também diretamente da solução II (x) = C exp ( x) =) II (1) = 0 Ou seja, não podemos encontrar nossa partícula muito longe da barreira e, consequentemente, não há corrente Jt nesta região. Além disso, como a corrente é estacionária, Jt 0. 6.1 Comportamento dentro da barreira Uma atenção especial deve ser dada para o comportamento da função de onda na região dentro da barreira II (x) = C exp ( x) Onde o valor de C está relacionado com as demais constantes pelas condições de contorno e pela normalização. Observe que agora a probabilidade de encontrar a partícula no interior da barreira (apesar de não ser nula) cai exponencialmente II (x ! 1) ' Ce x ! 0 Mas, a previsão da MQ, é que existe uma probabilidade não nula da partícula ser encontrada numa região classicamente proibida. Observe, entretanto, que nesta região a partícula teria uma energia total negativa (E V < 0). Um tal estado não é considerável …sicamente possível, porque não saberíamos que tipo de dispositivo físico poderia medir esta energia (não há um análogo clássico para isso). Entretanto, o ponto importante é que, se a barreira tiver uma largura …nita, de sorte que a função não seja zero no …nal da barreira, uma partícula com uma energia E < V poderia atravessar esta barreira. 7 Barreira quadrada Vamos analisar agora um problema um pouco mais complicado, mas muito mais interessante. Imagine agora que o nosso potencial não continua constante até o in…nito, mas volta a cair num certo ponto. Ou seja, a nossa partícula vem livre até x < a (U (x < a) = 0), sofre a ação de um potencial em x = a (U = V ), mas a in‡uência deste potencial torna a desaparecer numa certa distância a (U (x > a) = 0). 51
  • 52. Figure 7: Libo¤ Temos agora 3 regiões de interesse e, para cada região, temos a seguinte ES independente do tempo I (x) = Aeik1x + Be ik1x ; k2 1 = 2mE ~2 ; x < a II (x) = Ceik2x + De ik2x ; k2 2 = 2m ~2 (E V ) ; a < x < a III (x) = Feik1x ; x > a Onde, na última função de onda, usamos novamente que estamos interessados apenas no espalhamento de uma partícula vinda da esquerda. Mais uma vez, estamos interessados no estudo dos coe…cientes de transmissão T e re‡exão R deste potencial T = F A 2 ; R = B A 2 Mais uma vez, os coe…cientes estão relacionados pela continuidade da função e sua derivada nos pontos a e ik1a + B A eik1a = C A e ik2a + D A eik2a k1 e ik1a B A eik1a = k2 C A e ik2a D A eik2a 52
  • 53. e a, C A eik2a + D A e ik2a = F A eik1a k2 C A eik2a D A e ik2a = k1 F A eik1a Resolvendo estas equações para F=A, B=A temos: F A = e2ik1a cos (2k2a) i 2 k2 1 + k2 2 k1k2 sin (2k2a) 1 B A = i 2 F A k2 2 k2 1 k1k2 sin (2k2a) Exercise 14 Obtenha as expressões acima. Usando a segunda das relações acima podemos escrever B A 2 = F A 2 1 4 k2 2 k2 1 k1k2 2 sin2 (2k2a) e suando a relação T + R = F A 2 + B A 2 = 1 =) B A 2 = 1 F A 2 temos 1 T = A F 2 = 1 4 k2 2 k2 1 k1k2 2 sin2 (2k2a) + 1 7.1 Primeiro caso E > V Para E > V temos k2 1 = 2mE ~2 ; k2 2 = 2m ~2 (E V ) k2 1 k2 2 =) k2 2 k2 1 k1k2 2 = k2 1 k2 2 k1k2 2 = E (E V ) V 2 com isso T = 4E (E V ) V 2 sin2 g p E V + 4E (E V ) ; E > V g = 2a r 2m ~2 (55) Onde agrupamos todas as características da partícula e da espessura da barreira na constante g. 53
  • 54. Além disso, a transmissão é total (T = 1) sempre que a diferença entre a energia e o potencial valer: E V = ~2 2m n 2a 2 =) T = 4E (E V ) 4E (E V ) = 1 Ou seja, quando a barreira respeita a relação acima ela se torna transparente para as partículas. Usando a relação de De Bloglie 2ak2 = n =) 2a = n 2 quando o comprimento de onda da partícula é metade do tamanho da barreira. Esta relação pode ser usada para medir a espessura da barreira. Para energias muito altas T = 1 ; E ! 1 : Mais uma vez temos o comportamento descrito anteriormente de que, mesmo para energias mais altas que V , a partícula pode ser re‡etida pelo potencial. Quando E ! V temos E ! + V ; sin g p E V ! g p E V ; T ! 1 g 2 2 V + 1 < 1 : Agora temos que para energias próximas ao valor do potencial o coe…ciente de transmissão não mais se anula. Além disso, para uma barrira in…nita (V ! 1), ou uma barreira muito longa (g ! 1, que é o caso analisado anteriormente), temos (como esperado) T = 0. 7.2 Segundo caso E < V Analisemos agora o caso para E < V . Novamente podemos aproveitar toda a álgebra desenvolvida anteriormente fazendo a substituição k2 2 = 2m ~2 (E V ) 2 = 2m ~2 (V E) = k2 2 ) i = k2 com isso II (x) = Ce x Observe então que antes e depois da barreira temos ondas (oscilantes) en- quanto dentro da barreira a função de onda decai exponencialmente. Assim, devemos esperar um comportamento como o da …gura abaixo. Onde a ampli- tude da onda depois da barreira e tão menor quanto mais longa a barreira. 54
  • 55. Libo¤ Com isso temos: 1 T = 1 4 (i ) 2 k2 1 k1i 2 sin2 (2i a) + 1 = 1 4 2 k2 1 k1i 2 sinh2 (2 a) + 1 = 1 4 2 + k2 1 k1 2 sinh2 (2 a) + 1 usando 2 + k2 1 k1 = V p E (V E) temos T = 4E (V E) V 2 sinh2 g p V E + 4E (V E) ; E < V O principal ponto deste resultado é que, mesmo para E < V (classicamente nossa partícula não tem energia para atravessar o potencial), temos T 6= 0. Este fenômeno é chamado de tunelamento quântico, ou simplesmente, tunelamento. Este processo esta por trás do Scanning tunneling microscope. De acordo com este efeito, sistemas quânticos fazem coisas que eles não teriam energia pra fazer (mas isso, de forma alguma, viola a conservação de energia). Uma das primeiras aplicações do tunelamento, foi para explicar o decaimento radioativo de certos átomos. No núcleo atômico a forca de repulsão coulombiana entre os prótons e compensada pela atração nuclear entre os nucleons. Entretanto, como a força nuclear é de curto alcance, enquanto a força de Coulomb é de longo alcance, conforma aumentamos o tamanho do átomo, prótons mais distantes continuam 55
  • 56. se repelindo pela força eletromagnética, mas são atraídos apenas pelos nucleons a sua volta. Vamos tendo assim um aumento gradual da repulsão, enquanto a atração permanece a mesma. Se tentarmos montar um átomo muito grande a repulsão colombiana simplesmente despedaçará o nosso átomo. Mas, para átomos não tão grandes (e.g., urânio-238), a força de atração ainda é maior (mas pouco maior) que a repulsão. Assim, classicamente este átomo seria estável. Entretanto, devido ao processo de tunelamento, pedaços do núcleo que não teriam energia (devido a repulsão) para escaparem da atração, conseguem fazê- lo. Assim, alguns pedaços do núcleo (e.g., dois prótons e dois nêutrons, chamado de partícula alfa) escapam do átomo de urânio. Este problema foi tratado com esta abordagem de tunelamento por Gamow, Condon e Gurney em 1928. Atualmente uma série de dispositivos eletrônicos (junção de Josephson e diodos de tunelamento) funciona através deste processo de tunelamento, neste caso, envolvendo elétrons. Vemos que para E < V temos T < 1. E para E ! 0 T ! 0 h V 2 sinh2 g p V i = 0 ; O comportamento geral do sistema pode ser visto na …gura abaixo O coe…ciente (e, conseqüentemente, a probabilidade) de transmissão vai au- mentando com a energia E, até atingir um valor máximo (T = 1) que depende das características da barreira (g). Depois este valor oscila próximo ao máximo, de sorte que num certo range, se aumentarmos a energia diminuímos a trans- missão (um comportamento bastante inesperado). Depois, para energias muito altas, a transmissão passa a valer sempre 1. 8 Poço …nito O poço de potencial quadrado, apesar de mais complicado que os potenciais anteriores, fornece uma forma simples de entender alguns dos mais importantes problemas tratados pela MQ. Ente eles, a estrutura do átomo de hidrogênio e a condução eletrônica tanto em metais e em semicondutores. A con…guração deste problema pode ser descrita por um potencial na forma 56
  • 57. Figure 8: Figura tirada do Libo¤, para g = 4. 57
  • 58. Libo¤ Neste problema podemos continuar usando as mesmas equações do problema anterior I (x) = Aeik1x + Be ik1x ; k2 1 = 2mE ~2 ; x < a II (x) = Ceik2x + De ik2x ; k2 2 = 2m ~2 (E V ) ; a < x < a III (x) = Feik1x ; x > a (56) apenas com a modi…cação k2 2 = 2m ~2 (E V ) ! k2 2 = 2m ~2 (E + jV j) com isso, para E 0 (que equivale ao caso E V ) o coe…ciente de transmissão (55) T = 4E (E V ) V 2 sin2 g p E V + 4E (E V ) ; E > V ; g = 2a r 2m ~2 se torna T = 4E (E + jV j) V 2 sin2 g p E + jV j + 4E (E + jV j) 58
  • 59. Para este potencial temos T ! 1 para E ! 1 T = 0 para E = 0 Além disso, temos, novamente, um máximo de transmissão para g p E + jV j = 2ak2 = n O principal ponto a se notar agora que este potencial, diferente do anterior, é um potencial atrativo. Classicamente, é impossível para um potencial atrativo re‡etir uma partícula. Entretanto, no caso quântico, vemos que tal efeito pode acontecer. Nesta teoria, podemos imaginar um elétron sendo atirado contra um núcleo, temos que este elétron pode ser re‡etido pelo núcleo. Além disso, para valores de energia acima (2ak2 = n ), o núcleo é completamente transparente para o elétron (este é o efeito Ramsauer). Neste caso, como nos anteriores, a partícula pode assumir qualquer valor de energia, i.e., o espectro de energia forma um contínuo. 8.0.1 Energia negativa. Vamos agora procurar por soluções da ES com E < 0. Neste caso temos (lembre que agora a região classicamente proibida é jxj > a) d2 I dx2 = 2 I ; 2 = 2m ~2 jEj > 0 =) I (x) = A exp ( x) d2 II dx2 = k2 2 II ; 2 2 = 2m ~2 (jV j jEj) > 0 =) II (x) = B exp (ik2x) + C exp ( ik2x) d2 III dx2 = 2 III ; =) I (x) = D exp ( x) (57) Onde, pela condição de normalização, em I usamos apenas o sinal de + e em II o sinal de . E usamos novas letras para as constantes multiplicativas. Nesta escolha implicitamente estamos escolhendo a raiz positiva de 2 = r 2m ~2 jEj =) = + r 2m ~2 jEj > 0 : Novamente impomos as condições de continuidade da função e sua derivada nos pontos a A exp ( a) = B exp ( ik2a) + C exp (ik2a) A exp ( a) = ik2 [B exp ( ik2a) C exp (ik2a)] 59
  • 60. e a B exp (ik2a) + C exp ( ik2a) = D exp ( a) ik2 [B exp (ik2a) C exp ( ik2a)] = D exp ( a) coletando estas equações temos Ae a Be ik2a Ceik2a = 0 ; Beik2a + Ce ik2a De a = 0 ; A e a Bik2e ik2a + Cik2eik2a = 0 ; Bik2eik2a Cik2e ik2a + D e a = 0 : As equações acima podem ser escritas na seguinte forma matricial Mv = 0 onde M = 0 B B @ e a e ik2a eik2a 0 0 eik2a e ik2a e a e a ik2e ik2a ik2eik2a 0 0 ik2eik2a ik2e ik2a e a 1 C C A ; v = 0 B B @ A B C D 1 C C A Se a matriz M for inversível, podemos escrever v = M 1 0 ) A = B = C = D = 0 : Assim, a única forma da equação acima ter uma solução não trivial, é a matriz M não ser inversível. Ou seja, det M = 0 ; (esta é a regra de Kramer para que um sistema de equações tenha solução não- trivial). Manipulando a matriz temos 1. Multiplicando a primeira linha por e subtraindo com a terceira; multi- plicando a segunda por e somando da quarta; multiplicar primeira linha por 1 0 B B @ 0 G G 0 0 G G 0 e a ik2e ik2a ik2eik2a 0 0 ik2eik2a ik2e ik2a e a 1 C C A 0 B B @ A B C D 1 C C A ; onde G ( + ik2) eik2a : 60
  • 61. 2. Trocar primeira coluna com a segunda (observe que estamos reorganizando o sistema e precisamos rede…nir v) 0 B B @ G 0 G 0 G 0 G 0 ik2e ik2a e a ik2eik2a 0 ik2eik2a 0 ik2e ik2a e a 1 C C A 0 B B @ B A C D 1 C C A e depois segunda com a terceira 0 B B @ G G 0 0 G G 0 0 ik2e ik2a ik2eik2a e a 0 ik2eik2a ik2e ik2a 0 e a 1 C C A 0 B B @ B C A D 1 C C A Se calcularmos agora o determinante da matriz acima temos det M = 2 k2 2 G2 (G )2 e2( a ) Exercise 15 Calcule o determinante da matriz acima. Com isso, a condição de Kronecker se torna det M = 0 ) G2 = (G )2 ) G = G (58) Lembrando que um número complexo pode ser escrito na forma polar z = + ik2 = jzj ei ; jzj = q k2 2 + 2 ; tan = k2 temos G = jGj exp (i [k2a + ]) Assim, (58) se torna G = G ) exp (i [k2a + ]) = exp ( i [k2a + ]) Para as raízes positivas G = +G =) exp (i [k2a + ]) = exp ( i [k2a + ]) =) k2a + = 0 ou ainda k2a + = 0 =) tan (k2a) = tan = k2 =) tan (k2a) = k2 ou ainda = cos (k2a) sin (k2a) k2 = k2 cot (k2a) ; G G = 1 (59) 61
  • 62. Para a raiz negativa fornece G = G =) exp (i [k2a + ]) = exp ( i [k2a + ]) = exp ( i [k2a + ]) k2a + = k2a + =) k2a + = 2 ou ainda tan = k2 = tan 2 k2a = cot (k2a) que pode ser colocada na forma k2 tan k2a = ; G G = 1 Retornando estas soluções em 0 B B @ G G 0 0 G G 0 0 e ik2a eik2a ik2 e a 0 eik2a e ik2a 0 ik2 e a 1 C C A 0 B B @ B C A D 1 C C A = 0 (60) temos G B + GC = 0 =) B C = G G GB + G C = 0 =) B C = G G com isso, para cada uma das raízes (58) e (59) temos B C = G G = 1 =) B = C ; k2 tan k2a = ; G G = 1 ; B C = G G = 1 =) B = C ; = k2 cot (k2a) ; G G = 1 : 8.0.2 Raiz negativa, primeira igualdade Substituindo a segunda igualdade B = C nas duas outras últimas equações em (60) temos e ik2a B Ceik2a ik2 e a A = 0 =) A = 2 k2 B sin (k2a) e a eik2a B + Ce ik2a ik2 e a D = 0 =) D = 2 k2 B sin (k2a) e a Substituindo nas funções de onda (57) temos I (x) = A exp ( x) =) I (x) = 2 k2 B sin (k2a) exp [ (x + a)] ; II (x) = B exp (ik2x) + C exp ( ik2x) =) II = 2B cos (k2x) ; III (x) = D exp ( x) =) III (x) = 2 k2 B sin (k2a) exp ( (x a)) ; k2 tan k2a = : (61) 62