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UNIVERSIDADE DE SÃO PAULOEscola de Engenharia de Lorena – EEL
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“LOB1021 - FÍSICA IV“
Prof. Dr. Durval Rodrigues Junior
Departamento de Engenharia de Materiais (DEMAR)Escola de Engenharia de Lorena (EEL)
Universidade de São Paulo (USP)Polo Urbo-Industrial, Gleba AI-6 - Lorena, SP 12600-970
[email protected]/docentes ou www.eel.usp.br (Página dos professores)
Estados ligadosVimos, até agora, 3 postulados da Mecânica Quântica:a) Toda partícula possui uma função de onda Ψ associada a ela.
b) A forma e a evolução temporal desta Ψ é determinada pela equação de Schrödinger.
c) Dada a função Ψ (x,t), a densidade de probabilidade da partícula ser encontrada em um ponto x, num dado instante t, é dada por:
( ) ( ) 2t,xt,xP Ψ=
A Equação de Schrödinger e a Quantização de Energia
Quando a relação entre a energia total de uma partícula e sua energia potencial é tal que classicamente a partícula estaria confinada a uma região limitada do espaço (E < V), pois senão a energia cinética excederia a energia total fora da região, a teoria de Schrödinger prevê que a energia total da partícula é quantizada.
Quando a partícula não estiver confinada em uma região limitada, então a teoria prevê que a sua energia total pode apresentar qualquer valor.
O átomo na “Antiga” Mecânica Quântica• Por volta de 1910 acumularam-se inúmeras evidências experimentais de que os átomos continham elétrons (aquelas partículas que compunham os raios catódicos e conduziam a eletricidade).Mas os átomos eram neutros. Portanto, deviam possuir uma quantidade igual de carga positiva.
Modelo de Thomson (1910)
Os átomos seriam compostos por elétrons pontuais, distribuídos numa massa de carga positiva uniforme: Modelo do “pudim de passas”.
Modelo de Thomson: previa uma deflexão pequena das partículas α
Exemplo histórico: estrutura do átomo
• Ernest Rutherford (1911): descobriu a estrutura nucleardo átomo. Primeiro experimento de colisão de partículas sub-atômicas.
Rutherford observou grandes deflexões, sugerindo um núcleo duro e pequeno
• Rutherford então propôs um modelo no qual toda a carga positiva dos átomos, que comportaria praticamente toda a sua massa, estaria concentrada numa pequena região do seu centro: o núcleo. Os elétrons, então, ficariam orbitando em torno deste núcleo: Modelo “planetário”.
Entretanto, estes elétrons em órbita estariam acelerados (aceleração centrípeta). Assim, segundo o eletromagnetismo, deveriam emitir energia na forma de radiação eletromagnética, até colapsarem para o núcleo!
O átomo na “Antiga” Mecânica Quântica
Experimentos de espectroscopia de átomos de H apresentavam raias espectrais discretas :Série de Balmer
656486434410 λ(Å)
⎟⎠⎞
⎜⎝⎛ −= 22
1211
nRHλ
RH =109,677 cm-1
n=3, 4, 5, ...
O modelo atômico de Bohr (1913)Motivação experimental:
Baseado na idéia da “quantização” e da existência dos fótons,Bohr introduziu o seu modelo para o átomo de hidrogênio,baseado em 4 postulados:
1) Um elétron se move em uma órbita circular em torno do núcleo sob influência da atração coulombiana do núcleo, (mecânica clássica).
2) O elétron só pode se mover em órbitas que apresentem momentos angulares L “quantizados”:
,....,,nnL 321== h
O modelo atômico de Bohr (1913)
3) O elétron fica em órbitas “estacionárias” e não emite radiação eletromagnética. Portanto, a sua energia total Epermanece constante.
4) Radiação é emitida se um elétron, que se move inicialmente numa órbita de energia Ei , muda para uma órbita de energia Ef menor que Ei. A freqüência da radiação emitida é dada por:
Em outras palavras, o átomo emite um fóton.
hEE fi −=ν
O modelo atômico de Bohr (1913)
Considerando o núcleo em repouso, a força elétrica no elétron é dada por
v
-e, m
+e2
0
2 14 r
eFπε
−=
rvm
re 2
20
2 14
=πε
Para uma órbita circular:
hnL =rmvL =
rmnv h
=
22
02
nme
hrn πε
=
Quantização das órbitas!
O modelo atômico de Bohr (1913)
Se
e
Assim, a energia das diferentes órbitas serão dadas por:
Portanto, Bohr prevê que as órbitas têm raios:
eVnnh
meEn 22220
4 6,1318
−=−=ε
22
02
nme
hrn πε
=
20
2
0 mehrπ
ε=
20nrrn =
com
ou
529100 ,r = Å
O modelo atômico de Bohr (1913)
ou
Mas:r
er
emvUKE0
2
0
22
842 πεπε−=⎟⎟
⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛−+=+=
As freqüências emitidas nas transições seriam:
Portanto, Bohr prevê que:
sendo um êxito para a sua teoria!
132
0
4
74,1098
−== cmch
meRH ε
⎟⎠⎞
⎜⎝⎛ −−=
−=→ 2232
0
4'
'1
'1
8 nnhme
hEE nn
nn εν
O modelo atômico de Bohr (1913)
⎟⎠⎞
⎜⎝⎛ −=⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛ −−== →
→22H2232
0
4'nn
'nn 'n1
n1R
n1
'n1
ch8me
c1
εν
λ
O sistema pode passar de um estado n para um n’, de energia menor, emitindo um fóton de frequência:
O estado de energia mais baixa é chamado de estado fundamental.
'nn EEEh −== Δν
Pode também transicionar para um estado de energia maior absorvendo um fóton. E11
E22
E33
E44
E
E11
E22
E33
E44
E
O modelo de Bohr explicou as raias espectrais, conhecidas para o átomo de hidrogênio, e mostrou que deveriam existir outras, fora do espectro visível.
Princípio da Correspondência de Bohr:No limite dos números quânticos muito elevados, os resultados
da física quântica tendem para os resultados da física clássica.
( )r
erU 14 0
2
πε−=
O poço de potencial onde o elétron está confinado tem a forma
A equação de Schrödinger nesse potencial é
)r(E)r()r(U)r(m
rrrh ΨΨΨ =+∇− 22
2
A equação de Schrödinger e o átomo de H
( ) ( ) ( ) ( )φθψφθ FPrr =Ψ ,,
lnúmero quânticoorbital
nnúmero quânticoprincipal
mnúmero quântico
magnético
símbolo valoresn 1,2,3, l 0,..,n-1m -l,..,l
Como o potencial só depende de r, a função de onda pode ser separada (em coordenadas esféricas)
Isto produz 3 equações separadas, para as coordenadas eletrônicas do átomo de H !
A equação de Schrödinger e o átomo de H
O número quântico orbital l corresponde aos estados:
(1,0,0)
(2,0,0) (2,1,0) (2,1,1) (2,1,-1)
l = 0, 1, 2, 3, 4s, p, d, f, g
0E−
4/0E−
9/0E−
(3,1,0)(3,0,0) (3,1,-1)(3,1,1) (3,2,1)(3,2,0) (3,2,2)(3,2,-1) (3,2,-2)
)(rnlmrψ
(n,l,m)1s
2s 2p
3s 3p 3d
A equação de Schrödinger e o átomo de H
)r(E)r()r(Udr
)r(drdr
)r(dm
rrrr
h ψψψψ=+⎟⎟
⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛+−
22 2
22
Para o estado fundamental (n = 1, l = 0, m = 0) temos e equação radial
( ) 0
23
0
1001 r
re
rr
−−=
πψ é o raio de Bohr0; r
A função de onda radial do estado fundamental (1,0,0):
A equação de Schrödinger e o átomo de H
A densidade de probabilidade associada à função de onda:
Probabilidade de medirno volume dVà distância r
densidade de probabilidade|Ψ(r)|2
à distância r
x dV=
( ) 03
22
0
4 rr
err
rP−
=
( ) ( ) ( ) drrrdVrdrrP 222 4πψψ ==
onde
A equação de Schrödinger e o átomo de H
Estado 1sn=1 l=0 m=0
Estado 2sn=2 l=0 m=0
Estado 2pn=2 l=1 m=0
Estado 2pn=2 l=1 m=±1
Densidade de probabilidade do H
Elétron confinadoO confinamento de uma onda leva à quantização, ou seja, à existência de estados discretos, com energias discretas.
Analogia:Ondas estacionárias em uma corda estados estacionários
Exemplos: Armadilhas em 1, 2 e 3 dimensões;
Átomos
Equação de Schrödinger
)r(E)r()r(V)r(m
rrrrh ψψψ =+∇− 22
2
Equação de Schrödinger independente do tempo
0<− )r(VE rSempre que teremos estados ligados;
que são quantizados.
)r(VE our
<
Na região em que E - U(x) < 0 ou E < U(x) a função de onda Ψ(x) deve tender a zero, pois a probabilidade de encontrar a partícula nesta região é muito pequena. Esta imposição faz com que tenhamos um conjunto discreto Ψn(x), de soluções para a equação de Schrödinger, cada uma delas associadas a uma energia En (similar aos modos normais em uma corda clássica):
( ) ( )[ ] ( ) 02 2
22=−+ xxUE
dxxd
mψψh
Partícula confinada em um poço quadrado
0 L
U(x)
x
U0
Poço quadrado
E
Partícula em uma CaixaVamos resolver a eq. de Schrödinger para uma partícula confinada a
uma caixa de paredes “impenetráveis”. Isto é, partícula sujeita a um potencial de forma:
U(x) = 0, para 0 < x < LU(x) =∞, para x < 0 ou x > L
• Como o potencial é infinito, a partícula deve encontrar-se rigorosamente no interior da caixa, portanto devemos ter Ψ(x) = 0 , para x = 0 e x = L (condição de contorno).
0 L
U(x)
x
No interior da caixa, temos:
ou
A solução geral desta eq. pode ser escrita como:
A condição de contorno Ψ(0) = 0 leva à:
A condição de contorno Ψ(L) = 0 leva à:
( ) ( )xEdx
xdm
ψψ=− 2
22
2h
( ) ( ) ( )xkxmEdx
xd ψψψ 222
2 2−=−=
h2
2h
mEk =
( ) kxcosBAsenkxx +=ψ
( ) Asenkxx =ψ
( ) 0== AsenkLLψ πnkL =L
nknπ
=
Escrita em termos dos comprimentos de onda:
que corresponde justamente à condição de formação de ondas estacionárias.
As funções de onda serão então dadas por:
Para cada n temos uma ψn(x); onde n é um número quântico.Como temos um sistema unidimensional, ψ(x) é completamente determinada por apenas um número quântico.
( ) ( ) ⎟⎠⎞
⎜⎝⎛==
LxnsenAxksenAx nnnn
πψ
2nnL λ
=L
nkn
nπ
λπ==
2⎟⎠
⎞⎜⎝
⎛ = ,...2
5,2
4,2
3,2
2,2
L nnnnn λλλλλ
As energias associadas a estas funções são dadas por:
O sistema pode passar de um estado n para um n’, de energia menor, emitindo um fóton de freqüência:
m2)k(
m2pE
22 h==
22
222
82n
mLh
mk
E nn ⎟
⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛==
h
'nn EEEh −== ΔνE11
4E12
9E13
16E14
25E15
Lnknπ
=
O sistema pode passar de um estado n para um n’, de energia menor, emitindo um fóton de frequência:
O estado de energia mais baixa é chamado de estado fundamental.
'nn EEEh −== Δν
Pode também transicionar para um estado de energia maior absorvendo um fóton. E11
E22
E33
E44
E
E11
E22
E33
E44
E
Normalização da Função de OndaA probabilidade de encontrarmos uma partícula, descrita por Ψ(x),
em um ponto qualquer do espaço (com x entre -∞ e + ∞) deve ser igual a um. Portanto, devemos ter:
Esta é a condição de normalização da função de onda.
No caso de uma partícula no interior de uma caixa, por exemplo, obtivemos:
A condição de normalização é o que nos permite determinar An.
( ) ( ) ⎟⎠⎞
⎜⎝⎛==
LxnsenAxksenAx nnnn
πψ
( ) 12=∫
∞
∞−xdxψ
Devemos ter:
Portanto, temos:
( ) 12
02
2=⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛= ∫∫
∞
∞−dx
LxnsenAxdx
Ln
πψ
( ) ⎟⎠⎞
⎜⎝⎛=
Lxnsen
Lxn
πψ 2
LAn
2=
Princípio da Correspondência de Bohr:No limite dos números quânticos muito elevados, os resultados
da física quântica tendem para os resultados da física clássica.
Prob. 1:
( ) ⎟⎠⎞
⎜⎝⎛=
Lxnsen
Lxn
πψ 222
222
82n
mLh
mk
E nn ⎟
⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛==
h
50
67
21031
234
1 1029,71039,4
]10[]1011,9[8]1063,6[
−
−
−−
−
××
≈⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛
××
=mkg
JsE
eVJE 63,371002,6 181 ≈×≈ −
Prob. 1:
hEEEEh nn
nnnnnn'
''' )( −=→−= →→ νν
)(1
''
'
' nnnn
nn
nn EEhc
chEE
−=→
−= →
→
λλ
22
222
82n
mLh
mk
E nn ⎟
⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛==
h
n
n'
Como: μmeV24,1mJ102 25 ≈×≈ −hc
=→13λ 1,24/(300,8) µm ≈ 4,12 nm
=→23λ 1,24/(188,0) µm ≈ 6,60 nm
=→12λ 1,24/(112,8) µm ≈ 11,0 nm
Energia de ponto zero
⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛= 2
2
1 8mLhE
A energia do estado fundamental acontece para n =1
Estados confinados não podem ter n = 0 pois isto daria Ψn(x) = 0 , ausência de elétrons no poço todo.Sistemas confinados não podem ter energia zero, existe sempre uma energia mínima, chamada energia de ponto zero
Partícula em um Poço Finito
Considere agora uma partícula classicamente aprisionada em um poço de potencial, com profundidade finita U0:
As funções de onda não se anulam mais em x = 0 ou x = L.
( ) ( )[ ] ( ) 02 2
22=−+ xxUE
dxxd
mψψh
0 L
U(x)
x
U0
Partícula em um Poço Finito
As funções de onda apresentarão a forma ao lado.
Terão energias um pouco menores que para U0 infinito.
• Várias formas de poços são construídas em laboratório, para se estudar propriedades quânticas da matéria.
E1= 24 eV1
E2= 109 eV2
E3=280 eV
não quantizada450
E
Energias em um poço com L = 100 pm e U0 =450 eV.
(linhas tracejadas: Poço Infinito )
Partícula em um Poço Finito
Poços Quânticos (QW)Poços quânticos foram primeiro apresentados (1970) pelos físicos L. Esaki e R. Tsu.
Usando técnicas como MBE ou MOCVD podemos produzir heteroestruturas de cristais AlxGa(1-x)As-GaAs que se comportam como poços quânticos (QW)
MBE (Molecular Beam Epitaxy) ou MOCVD (Metal Organic Chemical Vapor Deposition) produzem nano-estruturas, depositando camadas de espessura em escala atômica (controle de monocamada).
AlxGa(1-x)As-GaAs
0 L
U(x)
x
U0
AlxGa(1-x)As AlxGa(1-x)AsGaAs
QW duplo
Aplicações QW: laser para leitores de CD e DVD
Equação de Schrödinger em 3DA generalização da eq. de Schrödinger de uma para três
dimensões é direta:
Caixa RetangularSe tivermos uma caixa retangular com potenciais infinitos, a
solução da eq. de Schrödinger, no interior da caixa, pode ser escrita como:
( )[ ] 0,,2 2
2
2
2
2
22
=−+⎥⎦
⎤⎢⎣
⎡∂∂
+∂∂
+∂∂ ψψψψ zyxVE
zyxmh
( ) ( ) ( ) ( )zkykxkAzyxn 321 sensensen,, =ψ
As condições de contorno :
Assim, temos como solução:
Observe que agora temos um sistema tridimensional e portanto são necessários três números quânticos para definir cada estado:
( ) ⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛=
zyxnnn L
znL
ynL
xnAzyx πππψ 321 sensensen,,321
z
y
x
Lnk
Lnk
Lnk
π
π
π
33
22
11
=
=
=
x
y
z
Ly
Lx
Lz
O níveis de energia serão então dados por:
( )23
22
212
2
83,2,1nnn
mLhE nnn ++=
( )23
22
212
222
82kkk
mh
mkE ++==
πh
Se: :LLLL zyx ===
⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛++=
zyxnnn L
nLn
Ln
mhE
23
22
21
2
83,2,1
i
ii L
nk π=
O níveis de energia são então dados por:
Estados Degenerados
Quebra da Degenerescência
⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛≡ 2
2
1 8mLhE
Prob. 2Um elétron de massa m está confinado em uma caixa cúbica de dimensões
. a) Quantas frequências diferentes o elétron é capaz de emitir, ou absorver, ao sofrer uma transição entre dois níveis que estejam entre os tres de menor energia? Que múltiplo de corresponde (b) à menor, e (c) à maior frequência?
LLLL zyx ===
28/ mLh
233
222
211222 '''(
)8/()8/(;
→→→→
→ ++Δ=−
=−= nnnmLhEE
mLhEEh iffi
iffi
νν
a) 3 frequências: Ver Figura
b) 36936)8/( 1
11
1
112
min =−
=−
=E
EEE
EEmLh
ν
c) 639)8/( 1
112
max =−
=E
EEmLh
ν1,1,1E
2,1,1E 1,1,2E1,2,1E
2,2,1E 2,1,2E 1,2,2E
E
13E
16E
19E
( )23
22
2113,2,1
nnnEE nnn ++= )( 23
22
21
1
3,2,1 nnnE
E nnn ++= 2
2
1 8mLhE =
Manipulando átomos com STM
• 1- STM identifica átomo
• 2- com a ponta próxima seleciona o átomo
• 3- com a ponta próxima movimenta o átomo
• 4-5 libera o átomo na posição desejada
Currais Quânticos
• Superfície de Cu(111)• Átomos de Fe são
depositados (physisorbed)
• A ponta do STM é aproximada de um Fe a TC aumentada
• Átomo de Fe é levado até posição
• Atomo liberado abaixando a TC.