Aula 15 - CEDERJ - Introdução à Quântica, Notas de aula de Física
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Aula CEDERJ de Introdução à Quântica sobre o Oscilador Harmônico
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os 15AULA

Pré-requisitos

Meta da aula

O oscilador harmônico

Aplicar o formalismo quântico ao caso de um potencial de um oscilador harmônico simples, .

• obter a solução da equação de Schrödinger para um oscilador harmônico simples quântico;

• comparar esses resultados com o correspondente oscilador clássico.

Para melhor compreensão desta aula, você deverá rever o oscilador harmônico clássico, que estudou em Física

2A e Mecânica Clássica, e seus estudos sobre equações diferenciais e séries de potências das disciplinas de Cálculo.

V x kx( ) = 12 2

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Introdução à Mecânica Quântica | O oscilador harmônico

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A U

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M Ó

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LO 2

O OSCILADOR HARMÔNICO SIMPLES

O oscilador harmônico simples é um dos primeiros sistemas que

estudamos na Mecânica Clássica e também um dos mais importantes.

Uma de suas realizações experimentais mais simples é por meio de uma

massa m ligada a uma mola ideal de constante elástica k. A mola exerce

sobre a massa uma força restauradora (Lei de Hooke) sempre

que a partícula sofre um deslocamento x, medido a partir da posição

em que a mola está relaxada. O sistema é descrito por uma energia

potencial , e as soluções da equação de movimento de Newton

são funções x(t) que oscilam no tempo com a freqüência natural do

oscilador, . Ao longo do seu curso, você deve ter percebido que

a importância do oscilador harmônico na Física Clássica vai muito além

do sistema massa-mola. Oscilações harmônicas surgem em uma imensa

variedade de sistemas: pêndulo, fluidos, circuitos eletromagnéticos etc.

Um sistema “massa-mola” quântico é definido por uma partícula

quântica de massa m sob ação de um potencial da forma ,

tal como o ilustrado na Figura 15.1.

Figura 15.1: O potencial do oscilador harmônico.

Assim como na Física Clássica, o oscilador harmônico também

tem uma importância fundamental na Mecânica Quântica. O motivo

para isso é que sempre podemos aproximar o ponto de equilíbrio de

um potencial qualquer, V(x), pelo potencial parabólico do oscilador

harmônico, como ilustrado na Figura 15.2. Graficamente, isso significa

encontrar a parábola que melhor se ajusta ao potencial em torno do

mínimo. Se a energia total da partícula for suficientemente pequena, de

F kx= −

ω = k m

V x kx( ) = 12 2

V x kx( ) = 12 2

V(x)

0 x

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modo que a partícula passa a maior parte do tempo em torno do mínimo,

onde a parábola é uma boa aproximação à curva de energia potencial,

o sistema será aproximadamente harmônico.

Figura 15.2: O potencial V(x) (linha cheia), aproximado na região do entorno de seu mínimo, em x = a, por um potencial para- bólico, típico de um oscilador harmônico (linha tracejada).

Analiticamente, podemos encontrar o potencial harmônico que

aproxima V(x) na vizinhança do ponto x = a, em que V(x) tem um mínimo,

considerando a expansão em série de Taylor em torno do mínimo,

,

V(a)

V(x)

a x

já que a primeira derivada do potencial, em x = a, é nula, por se tratar

de um mínimo. Assim, vemos que o potencial de oscilador harmônico

com é uma aproximação de V(x) em torno do mínimo.

Desta forma, o potencial harmônico pode ser utilizado em casos em que

existem pequenas oscilações em torno de pontos de equilíbrio estável,

como, por exemplo, no estudo de vibrações de moléculas ou dos átomos

em um sólido.

SOLUÇÃO DA EQUAÇÃO DE SCHRÖDINGER

No caso do oscilador harmônico, a equação de Schrödinger tem

a forma:

, (15.2)

V x V a x a dV dx

x a d V dx

V

x a x a

( ) ( ) ( ) ( ) ...= + −  

 

+ − 

 

  +

= =

1 2

2 2

2

( ) ( )a x a d V dx

x a

+ − 

 

 

=

1 2

2 2

2

k d V dx

x a

= 

 

 

=

2

2

− + =h 2 2

2 2

2 1 2m

d x dx

kx x E x ψ

ψ ψ ( )

( ) ( )

(15.1)

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ATIVIDADE

que tem soluções para valores positivos da energia E. Costuma-se

reescrever a Equação (15.2) utilizando as defi nições da freqüência

angular do oscilador clássico, , e das variáveis adimensionais

e . Fazendo essas substituições, a equação

de Schrödinger fi ca na forma:

. (15.3)

Vamos começar nosso estudo pela análise do comportamento

da função de onda ψ(ξ). Fazemos mais uma substituição, defi nindo a

função h(ξ) de modo que:

. (15.4)

Substituindo a Equação (15.4) na Equação (15.3), obtemos a

equação diferencial para h(ξ):

. (15.5)

Essa equação é conhecida como equação de Hermite.

ω = k m/

λ ω= 2E /( )h ξ = ( )m xω / h

d

d

2

2 2 0

ψ ξ ξ

λ ξ ψ ξ ( )

( )+ −( ) =

ψ ξ ξξ( ) ( )/= −e h 2 2

d h d

dh d

h 2

2 2 1 0 ( ) ( )

( ) ( ) ξ ξ

λ ξ− + − =ξ ξ ξ

1. Faça, em detalhe, os passos algébricos que levam à Equação (15.3) e à Equação (15.5).

_______________________________________________________________ _______________________________________________________________ ______________________________________________________________

RESPOSTA COMENTADA

Partimos da equação de Schrödinger,

e fazemos as substituições sugeridas, ou seja, ,

e . Note que as derivadas com relação a x também

têm de ser substituídas:

Assim, obtemos:

− + =h 2 2

2 2

2 1 2m

d x dx

kx x E x ψ

ψ ψ ( )

( ) ( )

ξ = ( )m xω / h λ ω= 2E /( )h

,

.d dx

m d d

d dx

m d d

ψ ω ψ ξ

ψ ω ψ ξ

= ⇒ = h h

2

2

2

2

ω = k m/

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Para resolver a equação de Hermite, lembramos que, como o

potencial do oscilador harmônico é uma função par, V(-x) =V(x), pela

discussão da aula passada, a função de onda ψ(x) e, portanto, a função

h(ξ) terão paridade bem definida; ou seja, serão funções pares ou ímpares.

Vamos, assim, considerar a expansão de h(ξ) em séries de potências nos

dois casos: quando essa função for par e quando ela for ímpar.

a. h(ξ) par

Neste caso, h(ξ) terá uma expansão exclusivamente em potên-

cias pares:

(15.6)

que, quando substituída na Equação (15.5), leva à relação

(15.7)

a que pode ser reescrita

(15.8)

ψ ξ ξξ( ) ( )/= −e h 2 2 que é a Equação (15.3). Fazendo agora a substituição , vamos

tomar a derivada segunda:

Finalmente, substituindo esse resultado em , obtemos a

Equação (15.5):

d d

d d

e dh d

e h

e d h d

dh

2

2 2 2

2 2

2 2

2 2

2 2

2

ψ ξ ξ ξ

ξ ξ

ξ ξ

ξ ξ

ξ ξ

= − ( )  

 

= −

− −

− −e d

e h ξ

ξ ξξ+ −( ) ( )−2 21 2 .

d d

2

2 2 0

ψ ξ

λ ξ ψ ξ+ −( ) =( )

e d h d

e dh d

e h e h

d

− − − −− + −( ) ( ) + −( ) ( ) =ξ ξ ξ ξ ξ

ξ ξ

ξ ξ λ ξ ξ 2 2 2 22

2

2 2 2 2 2 22 1 0

2

2 2 1 0 h

d dh d

h ξ

ξ ξ

λ ξ− + −( ) ( ) = .

h cn n

n

( ) ,ξ ξ= =

∑ 2 0

2 2 1 1 4 02 1 2 0

n n c n cn n

n n

n

( ) ( )( )− + − −  = −

=

∑ ξ λ ξ

2 1 2 1 1 4 01 0

2( )( ) ( )n n c n cn n n

n+ + + − −[ ] =+ =

∑ λ ξ

− + =

− +

h

h

h h

h h

2 2

2 2 2

2

2 2

2 1 2 2

2 2

m m d

d m

m

d d

ω ψ ξ

ω ω

ξ ψ ξ ωλ

ψ ξ

ω ψ ξ

ω ξ ψ ξ

( ) ( )

( ) =

+ −( ) =

hωλ ψ ξ

ψ ξ

λ ξ ψ ξ

2

0 2

2 2

( )

( ) , d d

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ATIVIDADE

Essa série de potências será exatamente nula somente se todos os coefi cientes

forem nulos, o que leva imediatamente à relação de recorrência:

(15.9)

2. Obtenha a Equação (15.7).

______________________________________________________________ ______________________________________________________________ ______________________________________________________________ _____________________________________________________________

RESPOSTA

Substituindo a Equação (15.6) na Equação (15.5), obtemos:

cn n n

n n c+ =

+ − + +1

4 1 2 1 2 1

λ ( )( )

Observamos que, para valores grandes de n, o quociente

(15.10)

que é justamente a relação entre os coefi cientes da expansão

(15.11)

c

c n n

n

+ ≈ +

1 1 1 ,

e n

n

n

ξ ξ 2 1 2

0

= =

∑ ! ;

d d

c d d

c cn n

n n

n

n n

n

n

2

2 2

0

2

0

2

0

2 1 ξ

ξ ξ λ ξ =

=

=

∑ ∑  

   −

  

   + −( )ξ ξ ∑

∑ ∑

  

   =

  

   −

  

   +

=

∞ −

=

0

2 2 22 1 1

2 1

1

d d

nc ncn n

n n

n

nξ ξ ξ λξ −( )

 

   =

− −  

=

=

=

∑ ∑

1 0

2 2 1 4

2

0

2 2

1

2

1

c

n n c nc

n n

n

n n

n n

n

n

ξ

ξ ξ( )     + −( )

  

   =

− −

=

=

λ ξ

ξ

1 0

2 2 1 4

2

0

2 2

0

2

cn n

n

n n

n n

n

n

n n c nc( ) ξ =

=

∑ ∑  

   + −( )

  

   =

− + − −(

0

2

0

2 2

1 0

2 2 1 1 4

λ

ξ λ

c

n n c n

n n

n

n n

ξ

( ) )  = =

cn n n

ξ 2 0

0

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já que

. (15.12)

Vemos assim que, para valores grandes de ξ, em que é neces-

sário incluir muitos termos na expansão em série de Taylor, que o

comportamento assintótico de h(ξ) é aproximadamente:

, (15.13)

e, portanto,

. (15.14)

Isto é inaceitável, já que a função não pode ser normalizada.

A única maneira de evitar esta divergência de ψ( ξ) para valores grandes

de | ξ| é fazer com que a série (15.6) não seja infinita e termine para um

dado valor de n = N. Nesse caso, h(ξ) vai ser um polinômio na variável

ξ2. Se consideramos que a máxima potência de ξ2 nesse polinômio é ξ2N,

temos, na Equação (15.6), que cN ≠ 0, enquanto que cN +1 = 0. Levando essa

informação na relação (15.9), vemos que isso somente pode acontecer

se . Temos agora a liberdade de escolher em qual valor N a

expansão polinomial irá terminar. Na verdade, isso pode ocorrer para

qualquer valor finito de N, de modo que, para cada um desses valores,

teremos uma solução diferente da equação de Schrödinger. Assim,

λ pode tomar um dos valores

(15.15)

Para cada um desses valores de N, a função h(ξ) será um polinômio

de ordem 2N de ξ, e teremos uma função de onda ψ(ξ) par e que vai

tender a zero para valores grandes de |ξ|, o que é fisicamente aceitável.

b. h(ξ) ímpar

Neste caso ψ(-ξ) = -ψ(ξ), e, portanto, h(-ξ) = -h(ξ), que terá uma

expansão em série de Taylor com todos os expoentes ímpares:

(15.16)

1 1 1

1 1

/( )! / !

n n n + =

+

lim ξ

ξξ →∞

( ) ≈h e 2

lim lim ξ ξ

ξ ξψ →∞ →∞

−( ) = ( )  ≈ξ ξe e 2 22 2h

eξ 2 2

λ = +4 1N

λ = + =4 1 0 1 2N N, , , ,...

h dn n

n

( ) ,ξ ξ= + =

∑ 2 1 0

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que, quando substituída na Equação (15.7), leva, após um tratamento

similar ao feito no caso de h(ξ) par, à seguinte relação entre os

coeficientes:

(15.17)

Tal como no caso a, o quociente dos coeficientes dn+1/dn ≈ 1/

(n +1) para valores grandes de n, o que novamente leva à necessidade

de interromper a série de potências em n = N, ou seja, dN≠0, dN+1= 0.

Nesse caso os valores possíveis de λ serão:

(15.18)

Assim, cada valor N = 0, 1, 2, ... terá associado um polinômio

h(ξ) de grau 2N+1 e uma função de onda ímpar, ψ(ξ).

NÍVEIS DE ENERGIA

Juntando os casos a e b, temos que os autovalores λ da Equação

(15.3) são da forma:

(15.19)

e, como , os valores possíves para a energia são dados por:

(15.20)

Perceba as diferenças com relação ao oscilador harmônico clássico.

No caso clássico, a energia pode ter qualquer valor, sendo determinada

pelas condições iniciais do problema (velocidade e posição iniciais da

massa). Já no caso quântico, o espectro de energias consiste em um

número infinito de níveis discretos, como mostrado na Figura 15.3.

Vemos que, para todos os valores da energia, a partícula está ligada, e

que os níveis de energia estão igualmente espaçados, com separação

entre eles; exatamente da mesma forma que Planck havia proposto

quando formulou a teoria que explicava a radiação emitida por um corpo

dn n n

n n d+ =

+ − + +1

4 3 2 1 2 3

λ ( )( )

.

λ = + =4 3 0 1 2N N, , , ,... .

λ = + =2 1 0 1 2n n, , , ,... ,

λ = 2E /( )hω

E n nn = + =( / ) , , , ,... .1 2 0 1 2hω

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negro, que voce estudou em Física 4B. Outra diferença com relação ao

oscilador clássico é que o nível de menor energia corresponde a n = 0 e é

E0 = /2. Este valor finito da energia do estado fundamental, como vimos

na discussão do poço infinito, é chamado de energia de ponto zero, um

fenômeno essencialmente quântico e que está relacionado ao Princípio

da Incerteza. Enquanto na Mecânica Clássica a menor energia possível

para o oscilador seria a que corresponde à situação em que a partícula

estiver em repouso na origem de coordenadas, ou seja, energia igual a

zero, no caso da Mecânica Quântica a relação de incerteza não permite

esta situação de termos a partícula com momento zero em uma posição

determinada, pois assim teria posição e momento simultaneamente bem

definidos. Notamos, finalmente, que, de acordo com a observação de que

os estados ligados dos sistemas em uma dimensão são não-degenerados,

também no caso do oscilador harmônico quântico existe apenas uma

função de onda associada a cada energia En.

Figura 15.3: Espectro de energias para o potencial de oscilador harmônico quântico.

V(x)

E4

E3

E2

E1

E0

0 x

FUNÇÕES DE ONDA

Voltando às funções de onda ψ(ξ), vimos que elas podem ser colocadas na forma

(15.21)ψ ξ ξ ξn nH e( ) ( ) , /= −

2 2

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onde as funções Hn(ξ), que vínhamos chamando de h(ξ), são polinômios

de grau n chamados de polinômios de Hermite. A partir do que discutimos

anteriormente, as funções Hn(ξ) satisfazem à equação de Hermite (15.5)

para λ = 2n+1, ou seja:

. (15.22)

As soluções desta equação são obtidas a partir das equações

(15.6) e (15.16):

(n = 2N, caso par), (15.23)

(n = 2N +1, caso ímpar) . (15.24)

Como a Equação (15.22) é homogênea, os polinômios de Hermite

estão definidos a menos de uma constante multiplicativa. Por convenção,

costuma-se escolher esta constante de modo que o coeficiente de ξn em

Hn(ξ) seja 2 n . Isto define completamente os demais coeficientes a partir

das relações de recorrência (15.9) e (15.17), que, usando os valores

permitidos para λ, tornam-se:

(caso par, polinômio de grau 2N), (15.25)

(caso ímpar, polinômio de grau 2N + 1). (15.26)

Os cinco primeiros polinômios de Hermite são:

(15.27)

d H

d

dH

d nHn n n

2

2 2 2 0 ξ

ξ ξ

ξ ξ

( ) −

( ) + ( ) =

ξ

H cN i i

i

N

2 2

0

ξ ξ( ) = = ∑

H dN i i

i

N

2 1 2 1

0 +

+

= ( ) = ∑ξ ξ

c i N

i i ci i+ =

−( ) + +1

4

2 1 2 1( )( )

d i N

i i di i+ =

−( ) + +1 4

2 1 2 3( )( )

H

H

H

H

H

0

1

2 2

3 3

4 4 2

1

2

4 2

8 12

16 48 12

( )

( )

( )

( )

( )

ξ ξ ξ

ξ ξ

ξ ξ ξ

ξ ξ ξ

= =

= −

= −

= − +

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3. A partir das definições (15.23) e (15.24) e das relações de recorrência (15.25) e (15.26), obtenha os quatro primeiros polinômios de Hermite.

____________________________________________________________ ____________________________________________________________ ____________________________________________________________ ____________________________________________________________

RESPOSTA COMENTADA

1o. n = 0 (par). Só haverá um termo constante no polinômio,

que pela convenção adotada será . Assim, o polinômio

será .

2o. n = 1 (ímpar). Mais uma vez, só haverá um termo no polinômio,

correspondendo a N = 0. Usando novamente a convenção,

o coefi ciente deste termo será . Assim, o polinômio será

.

3o. n = 2 (par). Desta vez, teremos dois termos no polinômio.

O coeficiente do termo de ordem mais alta será .

O coefi ciente pode ser obtido pela relação de recorrência (15.23):

, que dá . Assim, o polinômio é

.

4o. n = 3 (ímpar). Novamente, teremos dois termos no polinômio.

O coefi ciente do termo de ordem mais alta será . O co-

efi ciente pode ser obtido pela relação de recorrência (15.24):

, que dá . Assim, o polinômio

é .

c0 02 1= =

H0 1ξ( ) =

H1 2ξ ξ( ) =

c1 22 4= =

c c1 0 4 0 1

2 0 1 0 1 =

−( ) + +( )( )

c0 2= −

H2 24 2ξ ξ( ) = −

d d1 0 4 0 1

2 0 1 0 3 =

−( ) + +( )( ) d0 12= −

H3 38 12ξ ξ ξ( ) = −

d0 12 2= =

c0 02 1= =

d1 32 8= =

d0 12= −

Existe uma fórmula geral que permite calcular todos os polinômios de Hermite: (15.28)H

d e dn

n n

n ( ) ( ) .ξ

ξ ξ

ξ

= − −

1 2

2

e

!

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Finalmente, concluimos que para cada autovalor da energia,

, corresponde uma única autofunção ψn(x), que pode ser escrita na forma:

(15.29)

onde vem da definição da variável ξ , e Cn é uma constante que vem da exigência da função de onda estar normalizada, ou seja, que:

(15.30)

A partir de uma propriedade geral dos polinômios de Hermite,

de que

(15.31)

onde δnm é a delta de Kronecker, δnm = 0 para n m, δnm = 1, encontramos que

(15.32)

de onde temos a expressão geral para ψn(x):

(15.33)

Na Figura 15.4, mostramos algumas funções de onda do oscilador

harmônico. Em particular, notamos que, à medida que aumenta a energia,

a paridade das funções de onda vai alternando entre par e ímpar. Note

ainda que a energia da partícula aumenta com o número de nodos de

sua função de onda, da mesma maneira que observamos nos poços de

potencial finito e infinito.

E nn = +( ) 1 2 hω

ψ α αn n n xx C H x( ) ( ) ,/= −e

2 2 2

α ω= m / h

ψ α

ξ ξξn n

nx dx C

e H d( ) ( ) . 2

2 22 1

−∞

+∞ −

−∞

+∞

∫ ∫= =

e H H d nn m n

nm

−∞

+∞

∫ =ξ π δ 2

2( ) ( ) ! ,ξ ξ ξ

C n

n n = 

 

 

α π 2

1 2

! ,

/

ψ α

π α αn n n

xx n

H x( ) !

( ) . /

/= 

 

 

2

1 2

22 2e

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Vemos também que a expressão (15.31) também leva

à ortonormalidade das funções de onda, ou seja, cada ψn(x) está apropriadamente normalizada e funções ψn(x) e ψm(x) para n m são ortogonais. Matematicamente,

(15.34)

A partir do conhecimento das funções de onda ψn(x), podemos calcular todas as propriedades do oscilador harmônico

quântico. Por exemplo, podemos mostrar muito facilmente que

o valor esperado da posição x, para qualquer ψn(x), é nulo. De fato, na expressão

. (15.35)

temos que, como ψn(x) tem paridade definida, par ou ímpar, |ψn(x)|2 vai ser sempre uma função par, e quando multiplicada por x vai resultar em um integrando ímpar na

Equação (15.35), que vai levar sempre a uma integral nula.

De forma semelhante, utilizando as propriedades de ψn(x), ou mais precisamente, dos polinômios de Hermite, que podem

ser encontradas em livros-texto, podemos mostrar que:

(15.36)

Concluímos enfatizando, mais uma vez, a importância

do oscilador harmônico na Mecânica Quântica. Como vimos,

trata-se de um sistema que pode ser solucionado exatamente,

apesar de que as dificuldades matemáticas são um pouco

maiores do que as que vimos nos sistemas que estudamos

anteriormente. No entanto, o importante é que encontramos

todas as funções de onda e autovalores da energia. Isto

não é comum em Mecânica Quântica; pelo contrário,

a maioria dos sistemas quânticos não tem solução exata!

Figura 15.4: As funções de onda do oscilador harmônico para n = 0, 1, 2, 3, 4 e 5.

ψ ψ δn m nmx x dx *( ) ( ) .

−∞

+∞

∫ =

x x x x dx x x dxn n= = −∞

+∞

−∞

+∞

∫ ∫ψ ψ ψ*( ) ( ) ( )n 2

x x x x dx n m

p x i d x

dx

n n

n n

2 2 1 2

= = + 

 

= − 

−∞

+∞

∫ψ ψ ω ψ

ψ

*

*

( ) ( )

( ) ( )

h

h  

=

= − 

 

  = +

 

 −∞

+∞

−∞

+∞

dx

p x d x

dx dx nn

0

1 2

2 2 2

2ψ *( )

( ) h

ψn  m

E = 1 2 hω

E = 3 2 hω

E = 5 2 hω

E = 7 2 hω

E = 9 2 hω

E = 11 2 hω

–6 –4 –2 0 2 4 6

–6 –4 –2 0 2 4 6

–6 –4 –2 0 2 4 6

–6 –4 –2 0 2 4 6

–6 –4 –2 0 2 4 6

–6 –4 –2 0 2 4 6

72 C E D E R J

Introdução à Mecânica Quântica | O oscilador harmônico

INFORMAÇÃO SOBRE A PRÓXIMA AULA

Na próxima aula, passaremos ao estudo dos sistemas quânticos em três dimensões,

investigando inicialmente a partícula livre e a caixa de potencial tridimensional.

ATIVIDADE FINAL

No oscilador harmônico clássico, o valor médio temporal da energia cinética

é igual ao da energia potencial. Usando as relações (15.36), mostre que algo

semelhante ocorre com o oscilador harmônico quântico: os valores esperados da

energia cinética e da energia potencial são ambos iguais à metade da energia do

oscilador, qualquer que seja o estado quântico em que ele se encontre.

___________________________________________________________________________

___________________________________________________________________________

___________________________________________________________________________

RESPOSTA COMENTADA

Os valores esperados da energia cinética e da energia potencial são, respec-

tivamente, e . Usando as expressões (15.36) para a

função de onda ψn(x), obtemos: e

, como queríamos

demonstrar.

p

m

2

2

R E S U M O

Um oscilador harmônico quântico possui níveis discretos de energia dados por

São, portanto, níveis de energia igualmente

espaçados. Note ainda que a energia do estado fundamental não é nula, e sim

, em acordo com o Princípio da Incerteza. As funções de onda do oscilador

são pares ou ímpares, com um número de nodos que cresce com a energia.

hω 2

E n nn = +( ) =12 0 1 2hω, , , , ...

1 2

2 2m xω

1 2

1 2

1 2 2

2 2 2 1 2m x m n

m

n ω ω

ω ω

= + 

 

= +( )

h

h

p

m

n m

m

n2 12 1 2

2 2 2 =

+( ) =

+( )h hω ω

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