Introdução à Mecânica Estatística Quântica: Estudos sobre o ...
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<strong>Introdução</strong> <strong>à</strong> <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong>:<br />
<strong>Estudos</strong> <strong>sobre</strong> o operador densidade<br />
Soraya Galdino Maciel<br />
Orientadora: Prof a . Dr a . Silvana Perez<br />
Belém-Pará<br />
Fevereiro/2007
Resumo<br />
Este trabalho é uma introdução a <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong>. Iremos estudar o operador<br />
densidade, inicialmente na <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>, na análise de sistemas caracterizados<br />
por ensembles mistos, onde os postulados básicos da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> não se aplicam.<br />
Para o melhor entendimento dos vários conceitos envolvidos nesta análise, utilizaremos<br />
como exemplo a experíência de Stern-Gerlach. Depois discutiremos a <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong><br />
<strong>Quântica</strong>, calculando a entropia dos ensembles puros e mistos.
Sumário<br />
1 <strong>Introdução</strong> 3<br />
2 <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> Clássica 6<br />
2.1 Ensemble Microcanônico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7<br />
2.1.1 Interação térmica entre dois sistemas macroscópicos . . . . . . . . . 7<br />
2.1.2 Paramagneto de Spin 1=2. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10<br />
2.2 Ensemble Canônico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12<br />
2.2.1 Ensemble Canônico no espaço de fase clássico . . . . . . . . . . . . 13<br />
2.2.2 Paramagneto de Spin 1=2: . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16<br />
2.2.3 Gás Ideal Clássico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17<br />
3 O operador Densidade na <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> 19<br />
3.1 Estrutura formal da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20<br />
3.1.1 Vetor de estado e Espaço de Hilbert . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20<br />
3.1.2 Operadores e Observáveis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21<br />
3.1.3 Operadores de Projeção e Evolução Temporal . . . . . . . . . . . . 25<br />
3.1.4 Postulados Fundamentais da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> . . . . . . . . . . . 27<br />
3.2 Operador Densidade . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28<br />
3.2.1 Ensembles Estatísticos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28<br />
3.2.2 Matriz Densidade . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32<br />
3.2.3 Propriedades Gerais do Operador Densidade . . . . . . . . . . . . . 33<br />
3.2.4 Evolução temporal do Ensemble . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33<br />
1
3.3 A experiência de Stern-Gerlach . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35<br />
3.3.1 Análise via <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> usual. . . . . . . . . . . . . . . . . . 36<br />
3.3.2 Análise via Operador Densidade. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39<br />
4 <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong> 42<br />
4.1 Entropia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42<br />
4.1.1 Operador Entropia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42<br />
4.1.2 De…nição e Propriedades da Entropia . . . . . . . . . . . . . . . . . 43<br />
4.1.3 Evolução temporal do operador entropia . . . . . . . . . . . . . . . 45<br />
4.1.4 Ensembles Estatísticos de Gibbs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45<br />
4.2 Ensemble Microcanônico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46<br />
4.2.1 Operador Densidade do Ensemble Microcanônico . . . . . . . . . . 46<br />
4.2.2 Entropia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49<br />
4.2.3 Gás Ideal . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50<br />
4.3 Ensemble Canônico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53<br />
4.3.1 Paramagneto de spin 1/2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54<br />
5 Conclusões e Pespectivas 55<br />
2
Capítulo 1<br />
<strong>Introdução</strong><br />
Neste trabalho estudaremos a formulação quântica da <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong>, a <strong>Mecânica</strong><br />
<strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong>. Com este objetivo, iremos analisar o operador densidade, inicialmente<br />
na <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> (MQ), e depois o utilizaremos para obter as funções termodinâmicas<br />
clássicas, como entropia, energia interna etc.<br />
A motivação para a escolha desse tema foi a di…culdade encontrada para se trabalhar<br />
com várias partículas (em diferentes estados físicos) na MQ. Isso acontece porque os<br />
postulados básicos da MQ são enunciados para ensembles puros, ou seja, para coleções de<br />
sistemas identicamente preparados, todos eles no mesmo estado quântico, representado<br />
por um único ket. Exemplos de ensembles puros são os dois feixes que aparecem como<br />
resultado de um processo de …ltragem, via experiência de Stern-Gerlach, feito em um feixe<br />
de átomos de prata não polarizado.<br />
Quando, porém, temos um ensemble caracterizado por várias partículas em diferentes<br />
estados quânticos, os postulados básicos não são su…cientes. Há uma ambiguidade na<br />
escolha do ket que representa o sistema físico de todas as partículas. Podemos escolher<br />
dois enfoques para lidar com este tipo de situação. O primeiro deles consiste em utilizar<br />
um postulado extra na MQ, o da simetrização, de forma a obter, de maneira unívoca, o<br />
ket de um sistema de muitas partículas em diferentes estados. Existe ainda uma outra<br />
alternativa, a de se trabalhar com o operador densidade. Neste caso, as medidas dos<br />
observáveis quânticos são obtidas sem a necessidade de se escrever o ket do sistema de N<br />
3
partículas.<br />
Optamos neste trabalho por utilizar o enfoque do operador densidade basicamente<br />
porque a formulação da <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong> é desenvolvida a partir dele. Vale<br />
salientar, porém, que o operador densidade também é importante em outras áreas da<br />
Física, como computação quântica, caos quântico etc...<br />
Em linhas gerais, nosso objetivo é fazer uma discussão conceitual do operador densidade<br />
na <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>, e depois utilizá-lo na <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong>. A<br />
partir do formalismo estatístico desenvolvido no espaço de Hilbert, mostraremos como a<br />
função entropia clássica é obtida na teoria quântica por meio do valor esperado de um operador<br />
entropia de…nido como uma função do operador densidade. Conceitos como espaço<br />
de fases, ensembles etc. serão discutidos e comparados na teoria clássica e na quântica.<br />
No capítulo 2 realizaremos uma revisão da <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> Clássica, enfatizando<br />
os conceitos que utilizaremos na discussão quântica. Uma análise mais detalhada destes<br />
tópicos pode ser encontrada em vários livros texto. Citamos, por exemplo, as referências<br />
[1, 2, 3, 4, 5, 6]. Discutiremos o espaço de fases clássico contínuo bem como a necessidade<br />
de discretização do espaço de fases na teoria quântica, associada com a discretização<br />
da energia. Estudaremos os ensembles Microcanônico e Canônico. O primeiro deles é<br />
caracterizado por um sistema isolado e o segundo por um sistema em contato com um<br />
reservatório térmico.<br />
No capítulo 3 estudaremos a <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> [7, 8, 9, 10]. Iniciaremos por uma<br />
análise de seus postulados básicos e depois discutiremos o operador densidade [11, 12,<br />
13, 14, 15]. Veremos que, com a utilização deste operador, não precisamos conhecer o<br />
ket do sistema para determinar valores esperados de observáveis. Vamos demonstrar<br />
suas principais propriedades e sua evolução no tempo. Com o auxílio da experiência de<br />
Stern-Gerlach discutiremos a di…culdade que surge na construção do ket de um sistema de<br />
partículas em estados quânticos diferentes e como, com a utilização do operador densidade,<br />
esta di…culdade não aparece.<br />
No capítulo 4 vamos estudar a <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong> [5, 12, 13]. Faremos<br />
uma análise do operador entropia e discutiremos os ensembles Microcanônico e Canônico.<br />
4
Veremos que o valor médio do operador entropia é a própria entropia do sistema.<br />
Finalizaremos o trabalho com as conclusões e perspectivas.<br />
5
Capítulo 2<br />
<strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> Clássica<br />
Neste capítulo apresentaremos uma revisão da <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> Clássica. Discutiremos<br />
somente o necessário para a compreensão dos próximos tópicos. Uma análise mais<br />
aprofundada pode ser encontrada em vários livros texto, como por exemplo [1, 2, 3, 4, 5, 6].<br />
Dois conceitos são de fundamental importância na <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong>: a noção de<br />
espaço de fases e o conceito de ensemble estatístico. Classicamente, a <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong><br />
se desenvolve em um espaço de fases contínuo representado por variáveis de coordenada e<br />
de momento. É neste espaço que se de…ne a função hamiltoniana, essencial para o estudo<br />
do formalismo, como veremos a seguir [1, 2]. Quanticamente, a teoria se desenvolve no<br />
espaço de Hilbert [7, 8, 9, 10]. À função hamiltoniana da teoria clássica é associado<br />
um operador hamiltoniano quântico com autovalores expressos em termos de números<br />
quânticos discretos. Neste ponto do trabalho, utilizaremos somente esta informação da<br />
teoria quântica para analisar alguns modelos. Diremos que estamos num "espaço de fases<br />
discreto", em comparação com a formulação clássica. No próximo capítulo faremos uma<br />
análise detalhada do formalismo quântico, de…nido no espaço de Hilbert. Discutiremos<br />
conceitos como vetor de estado, operadores etc, e a noção de energia discretizada surgirá<br />
naturalmente.<br />
De maneira geral, podemos entender o ensemble estatístico como sendo constituído<br />
pela coleção de estados microscópicos, ou microestados, acessíveis a uma certa preparação<br />
do sistema a ser estudado[1]. Por exemplo, em um sistema isolado, os estados acessíveis<br />
6
são aqueles cuja energia total corresponde <strong>à</strong> energia do sistema. Em um sistema em<br />
contato com um reservatório térmico, os estados acessíveis podem ter diferentes energias,<br />
respeitando somente o vínculo de temperatura constante, igual <strong>à</strong> do reservatório. Note<br />
que a de…nição de ensemble na <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> é complementar <strong>à</strong> apresentada na<br />
<strong>Introdução</strong>, para a aplicação dos postulados da MQ.<br />
2.1 Ensemble Microcanônico<br />
O postulado fundamental da <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> estabelece que: em um sistema isolado,<br />
todos os microestados são igualmente prováveis [1, 2]. Usando este conceito,<br />
se chamarmos de = (E; V; N; X i ) o número de microestados acessíveis a um ‡uído<br />
termodinâmico, com energia E, volume V e número de partículas N, na presença de um<br />
conjuntofX i g de vínculos internos então, pelo postulado fundamental, a probabilidade<br />
P fX i g de encontrar o sistema sujeito ao conjunto de vínculos fX i g deve ser proporcional<br />
a (E; V; N; fX i g), ou seja,<br />
P (fX i g) / (E; V; N; fX i g): (2.1)<br />
O Ensemble Microcanônico está associado a sistemas isolados. Iremos a seguir estudar<br />
melhor essas idéias.<br />
2.1.1 Interação térmica entre dois sistemas macroscópicos<br />
Vamos considerar um sistema constituído por dois ‡uídos simples, separados pelos vínculos<br />
representados por uma parede adiabática, …xa e impermeável, como mostra a Fig. 2:1.<br />
Considerando o número de microestados acessíveis ao ‡uído (1) 1 (E 1 ; V 1 ; N 1 ) e ao<br />
‡uído (2) 2 (E 2 ; V 2 ; N 2 ) então o número de microestados acessíveis ao sistema composto<br />
é dado por:<br />
= 1 (E 1 ; V 1 ; N 1 ) 2 (E 2 ; V 2 ; N 2 ): (2.2)<br />
Vamos imaginar que, num dado instante, a parede adiabática torna-se diatérmica.<br />
A energia total permenece constante, mas as energias de cada sistema, E 1 e E 2 , podem<br />
7
‡utuar <strong>à</strong> vontade, apenas respeitando o vínculo de que a energia total é constante, ou seja,<br />
E 1 +E 2 = E 0 : Os outros parâmentros extensivos (V 1 ; V 2 ; N 1 ; N 2 ) permanecem inalterados 1 .<br />
Podemos então eliminá-los das fórmulas para simpli…car a notação.<br />
S1<br />
S2<br />
Parede Adiabática<br />
Fig.2.1: Um sistema composto constituído por dois fuidos simples. S é a entropia dos sistemas.<br />
Assim, o número de microestados acessíveis ao sistema composto pode ser escrito<br />
como:<br />
(E 0 ) =<br />
XE 0<br />
E 1 =0<br />
1 ( E 1 ) 2 (E 0<br />
E1 ) C: (2.3)<br />
Agora, dado que o ‡uído (1) assume no equilíbrio um particular valor E 1 , existem<br />
1 ( E 1 )(E 0<br />
E1 ) microestados acessíveis a esta con…guração de equilíbrio e podemos<br />
de…nir uma função P E 1<br />
<br />
como:<br />
P ( E 1 ) = 1( E 1 ) 2 (E 0 E1 )<br />
; (2.4)<br />
C<br />
que representa a probabilidade de encontrar o sistema composto num estado onde a energia<br />
do ‡uído (1) é E 1 e a do ‡uído (2) ; E2 = E 0<br />
E1 :<br />
No equilíbrio, o sistema vai estar no valor mais provável (ou máximo) de P ( E 1 ). Mas<br />
qual é este máximo<br />
Para achá-lo é interessante introduzir a função logarítmica:<br />
f E 1<br />
<br />
= ln P ( E1 ) = ln C + ln 1 ( E 1 ) + ln 2 E 0<br />
E1<br />
<br />
: (2.5)<br />
1:Vamos utilizar o conceito de parede ideal, ou seja, aquela na qual a energia interna pode ser<br />
desprezada.<br />
8
Como esta função é monotonicamente crescente, um máximo de P corresponde a um<br />
máximo de lnP: Assim, no equilíbrio vale que:<br />
ou seja:<br />
@ ln P<br />
@ E 1<br />
= @ ln 1<br />
@ E 1<br />
@ ln 2<br />
@ E 2<br />
= 0; (2.6)<br />
@ ln 1<br />
@ E 1<br />
= @ ln 2<br />
@ E 2<br />
: (2.7)<br />
Para fazer a conexão com a Termodinâmica, vamos introduzir o conceito de entropia.<br />
Para isso enunciamos a seguir os postulados da Termodinâmica [3]:<br />
Postulado 1: O estado microscópico de equilíbrio de um sistema simples é completamente<br />
caracterizado pela energia interna (E), pelo volume (V ) e pela quantidade de<br />
matéria (N 1 ; N 2 ; ::):<br />
Postulado 2: Há uma função de todos os parâmentros extensivos de um sistema<br />
composto, denomindada Entropia. Ao retirarmos um vínculo do sistema, maximizamos<br />
esta função.<br />
Postulado 3: A entropia de um sistema composto é aditiva em seus componentes. A<br />
Entropia é uma função contínua, diferenciável e monotonicamente crescente.da energia.<br />
Postulado 4: A entropia se anula num estado em que<br />
@E<br />
@S = 0.<br />
Repetindo o problema anterior, agora utilizando o conceito de entropia temos, no<br />
equilíbrio:<br />
@S<br />
@ E 1<br />
= 0; (2.8)<br />
o que implica na condição de equilíbrio térmico para o sistema composto<br />
Usando a de…nição de temperatura [3]<br />
@S 1<br />
@ E 1<br />
= @S 2<br />
@ E 2<br />
: (2.9)<br />
@S<br />
@E = 1 T ; (2.10)<br />
temos que no equilíbrio vale:<br />
1<br />
T 1<br />
= 1 T2<br />
: (2.11)<br />
9
Agora, comparando (2:7) com (2:9) vemos que a conexão com a Termodinâmica se faz<br />
por meio de:<br />
S(E) = k ln (E) ; (2.12)<br />
onde k é a constante de Boltzman. Portanto, a maximização da probalilidade corresponde<br />
a maximização da entropia termodinâmica. Como toda informação termodinâmica<br />
está contida na função entropia, o problema estatístico se reduz <strong>à</strong> contagem<br />
do número de estados acessíveis ao sistema, (E; V; N): Obviamente é muito mais fácil<br />
realizar esta análise para o caso onde os estados acessíveis assumem valores discretos.<br />
Assim, a seguir apresentaremos um exemplo quântico. O caso clássico é mais sutil e pode<br />
ser encontrado na referência [1].<br />
2.1.2 Paramagneto de Spin 1=2.<br />
Vamos considerar N partículas localizadas, de spin 1=2, sob ação de um campo magnético<br />
externo H. O Hamiltoniano do sistema é dado pela expressão:<br />
!<br />
NX<br />
NX<br />
H = H i = 0 H i , H i = 0 H i (2.13)<br />
i=1<br />
i=1<br />
onde o conjunto de variáveis de spin f i g , com i = 1, para i = 1; :::; N, caracteriza<br />
os microestados do sistema. Considerando N 1 o número de partículas com = +1 e N 2<br />
o número de partículas com = 1, tal que N 1 + N 2 = N, podemos escrever a energia<br />
total como uma função de N 1 ou seja:<br />
E = 0 HN 1 + 0 HN 2<br />
= 0 HN 1 + 0 H(N N 1 )<br />
= 2 0 HN 1 + 0 HN (2.14)<br />
Invertendo a Eq.(2.14) e usando o vínculo no número total de partículas chegamos a:<br />
N 1 = 1 <br />
N +<br />
E <br />
; (2.15)<br />
2 0 H<br />
10
e<br />
N 2 = 1 2<br />
<br />
N<br />
<br />
E<br />
: (2.16)<br />
0 H<br />
O número de microestados acessíveis ao sistema, portanto, é dado por:<br />
(E; N) =<br />
=<br />
N!<br />
N 1 !N 2 !<br />
h <br />
1<br />
N<br />
2<br />
E<br />
0 H<br />
N!<br />
i<br />
!<br />
h<br />
1<br />
2<br />
i ; (2.17)<br />
N + E !<br />
0 H<br />
e a entropia:<br />
S = k ln (E; N) = k ln<br />
h <br />
1<br />
N<br />
2<br />
E<br />
0 H<br />
N!<br />
i<br />
!<br />
h<br />
1<br />
2<br />
i<br />
N + E !<br />
0 H<br />
(2.18)<br />
Para resolver esse problema vamos utilizar a fórmula de Stirling [1],<br />
de tal forma que a Eq.(2:18) pode ser simpli…cada como:<br />
S<br />
k<br />
Chamando u = E N<br />
= N ln N N<br />
=<br />
<br />
1<br />
N<br />
2<br />
<br />
1<br />
N +<br />
2<br />
ln N! = N ln N N + O(ln N); (2.19)<br />
E<br />
0 H<br />
E<br />
0 H<br />
<br />
ln<br />
média por partícula como sendo:<br />
<br />
N ln<br />
s<br />
k = ln 2 1<br />
2<br />
1<br />
ln N<br />
2<br />
1<br />
2<br />
<br />
N +<br />
E<br />
0 H<br />
<br />
E<br />
+ 1 0 H 2<br />
<br />
+ 1 2<br />
<br />
N<br />
<br />
N +<br />
E<br />
0 H<br />
<br />
E<br />
0 H<br />
<br />
: (2.20)<br />
e fazendo algumas manipulações algébricas, chegamos a energia<br />
u<br />
0 H<br />
<br />
1<br />
Para calcular u (T ) utilizamos a relação (2:10) ; ou seja:<br />
<br />
u 1<br />
1 + u <br />
ln 1 + u <br />
: (2.21)<br />
0 H 2 0 H 0 H<br />
@ s<br />
@ u = 1 T ;<br />
e portanto temos:<br />
1<br />
T =<br />
k <br />
ln 1<br />
2 0 H<br />
<br />
u<br />
ln 1 + u <br />
: (2.22)<br />
0 H 0 H<br />
11
Invertendo a equação acima chegamos <strong>à</strong>:<br />
20 H<br />
exp<br />
kT<br />
= 0H u<br />
0 H + u ; (2.23)<br />
o que …nalmente implica em:<br />
u =<br />
0 H tanh<br />
<br />
0 H<br />
: (2.24)<br />
kT<br />
2.2 Ensemble Canônico<br />
Para estudarmos o Ensemble Canônico, vamos considerar um sistema termodinâmico<br />
simples S em contato com um reservatório térmico R por meio de uma parede diatérmica,<br />
…xa e impermeável, como mostra a Fig. (2:2). O reservatório é muito grande em relação<br />
ao sistema de interesse.<br />
R<br />
S<br />
T<br />
Fig. 2.2. Sistema S em contato com um reservatório térmico R (A temperatura T)<br />
A probabilidade de encontrar o sistema isolado (S + R) em um particular estado<br />
microscópico j é dada por<br />
P j = R(E 0 E j ) S (E j )<br />
: (2.25)<br />
C<br />
Aqui C é uma constante de normalização, representando todos os microestados acessíveis<br />
ao sistema como um todo, E j é a energia do sistema S no particular estado microscópico<br />
j, R (E) é o número de microestados acessíveis ao reservatório térmico R com energia<br />
E E 0<br />
Assim:<br />
E j e S (E j ) é número de microestados acessíveis ao sistema termodinâmico.<br />
ln P j = ln C + ln R (E 0 E j ) + ln S (E j ) ln R (E 0 E j ) + ln c: (2.26)<br />
12
Consideramos na aproximação acima que o reservatório R é muito maior que o sistema<br />
S, de forma que E R E j e R (E R ) S (E j ):<br />
A seguir vamos expandir ln P j em torno de E R = E 0 ; ou seja:<br />
@ ln R<br />
ln P j = ln C + ln R (E 0 ) + (E R E 0 ) + 1 <br />
@ 2 ln R (E R )<br />
(E<br />
@E R 2 @ER<br />
2 R E 0 ) 2 + :::<br />
(2.27)<br />
Agora, olhando para entropia, temos<br />
ou, usando a de…nição de entropia, Eq. (2:12):<br />
Fazendo a 2 a derivada temos ainda que:<br />
@S<br />
@E = 1 T @S = 1 @E R T ; (2.28)<br />
@ 2 ln R<br />
@E 2 R<br />
@ ln R<br />
@E R<br />
1<br />
kT : (2.29)<br />
= 1<br />
kT<br />
<br />
@ 1<br />
! 0; (2.30)<br />
@E R T<br />
pois, no limite de um verdadeiro reservatório térmico, a temperatura é constante. Em<br />
outras palavras, a temperatura está praticamente …xa e não é alterada pela presença do<br />
sistema. Usando este resultado em (2:31) chegamos <strong>à</strong><br />
ln P j =<br />
ln C<br />
1<br />
kT E j; (2.31)<br />
A distribuição de probabilidades no Ensemble Canônico, portanto, é dada por:<br />
onde de…nimos = 1<br />
kT :<br />
P j = exp( E j)<br />
; (2.32)<br />
C<br />
2.2.1 Ensemble Canônico no espaço de fase clássico<br />
Tomando como base a Eq.(2:32) ; podemos de…nir a Distribuição Canônica de Gibbs como<br />
sendo:<br />
(q; p) = 1 Z exp [ H s (q; p)] ; (2.33)<br />
13
onde Z é a Função de Partição do ensemble canônico, ou seja:<br />
Z =<br />
0X<br />
exp ( Hs ) ; (2.34)<br />
A somatória acima refere-se a todas as possibilidades de valores dos números quânticos do<br />
sistema. Vale salientar que o sistema S, dado pelo hamiltoniano H s , está em equilíbrio com<br />
um reservatório térmico in…nitamente grande R, com temperatura absoluta T = 1=k.<br />
Vamos a seguir calcular a evolução temporal da função distribuição de Gibbs, Eq.(2:33).<br />
Lembrando que é uma função de q e p, temos que: .<br />
d<br />
dt = @ dq<br />
@q dt + @ dp<br />
@p dt + @<br />
@t<br />
(2.35)<br />
e<br />
Agora, da <strong>Mecânica</strong> Clássica, sabemos que as equações de Hamilton são dadas por:<br />
@H<br />
@p = dq<br />
dt<br />
Substituíndo essas equações em (2:35), chegamos a:<br />
@H<br />
@q = dp<br />
dt : (2.36)<br />
d<br />
dt = @<br />
@q<br />
@H<br />
@p<br />
@ @H<br />
@p @q + @<br />
@t<br />
(2.37)<br />
De…nindo o parênteses de Poisson de com H como sendo:<br />
f; Hg = @ @H<br />
@q @p<br />
@ @H<br />
@p @q ; (2.38)<br />
a Eq. (2:37) pode ser escrita como<br />
d<br />
dt<br />
= f; Hg +<br />
@<br />
@t : (2.39)<br />
Por outro lado, utilizando o conceito de conservação de pontos no espaço de fases [1],<br />
expresso na forma diferencial como:<br />
r ( ! v ) =<br />
@<br />
@t ; (2.40)<br />
14
onde ! v (q; p) = ( _q; _p) é a velocidade generalizada e r = (@=@q; @=@p) temos que<br />
@<br />
@q ( _q) + @ ( _p) =<br />
@<br />
@p<br />
Usando as equações de Hamilton (2:36) na expressão acima, chegamos a:<br />
@<br />
_q + _p@<br />
@q @p<br />
= f; Hg =<br />
@<br />
Finalmente, substituindo a Eq. (2:42) na Eq. (2:39) obtemos:<br />
que é o Teorema de Liouville.<br />
d<br />
dt<br />
@t<br />
(2.41)<br />
@t : (2.42)<br />
= 0; (2.43)<br />
Esse teorema nos garante que é um a constante no<br />
tempo. Em termos estatísticos, os pontos no espaço de fases se movem como um ‡uído<br />
incompressível. Além disso, como estamos considerando a termodinâmica de equilíbrio,<br />
ou seja<br />
@<br />
@t<br />
= 0, podemos também dizer que depende de q e p por meio de uma função<br />
unicamente do hamiltoniano do sistema, ou seja, (q; p) = (H (p; q)):<br />
A seguir, vamos obter o valor médio da energia do sistema S, a partir de:<br />
@ ln Z<br />
@<br />
=<br />
=<br />
1 @Z<br />
Z @<br />
P 0<br />
Eexp(<br />
P 0<br />
exp(<br />
E)<br />
E)<br />
(2.44)<br />
hE i U; (2.45)<br />
onde assumimos que o valor médio da energia é a própria energia interna do sistema S.<br />
Assim, podemos escrever:<br />
U <br />
@ ln Z<br />
@ : (2.46)<br />
Vale salientar que na expressão (2.44) usamos o fato que no ensemble canônico não temos<br />
mais todos os estados igualmente prováveis; ao invés disso, tomamos uma média ponderada<br />
no espaço de fases, com pesos representados por exp (<br />
E). A função de<br />
partição está associada <strong>à</strong> normalização da probabilidade P j . Associar esta média tomada<br />
em todos os pontos do espaço de fases com a média temporal realizada em laborátorio<br />
corresponde <strong>à</strong> hipótese ergótica. A referência [16] apresenta uma boa revisão <strong>sobre</strong> este<br />
assunto.<br />
15
2.2.2 Paramagneto de Spin 1=2:<br />
Vamos considerar novamente um sistema de N partículas magnéticas localizadas de spin<br />
1=2, na presença de um campo magnético H, em contato com um reservatório térmico e<br />
temperatura T: O Hamiltoniano do sistema é dado por:<br />
H =<br />
0 H<br />
NX<br />
j ; (2.47)<br />
j=1<br />
onde j = 1 para j = 1; 2; :::N:<br />
A função de partição pode ser escrita como:<br />
Z = X exp ( H)<br />
j<br />
= X<br />
"<br />
#<br />
X X<br />
NX<br />
::: exp ( 0 H) j<br />
1 =1 2 =1<br />
= X<br />
=<br />
1 =1<br />
" X<br />
=1<br />
N =1<br />
exp ( 0 1 H) X<br />
j=1<br />
exp ( 0 2 H) :::<br />
2 =1<br />
N =1<br />
X<br />
exp ( 0 N H)<br />
exp ( 0 H)# N<br />
Z N 1 ; (2.48)<br />
Neste caso portanto, podemos escrever a função de partição para uma única partícula<br />
como sendo:<br />
Z 1 = X<br />
exp (+ 0 H) (2.49)<br />
=1<br />
Assim, torna-se simples calcular a função de partição para uma partícula e depois<br />
"generalizá-la"para N partículas: tudo se passa como se bastasse calcular a função de<br />
partição de uma única partícula. Nesse exemplo temos:<br />
Z 1 = [exp ( 0 H) + exp ( 0 H)]<br />
= 2 cosh 0 H; (2.50)<br />
e a função de partição Z é dada por:<br />
Z =<br />
N 1<br />
2 cosh<br />
kT 0H<br />
(2.51)<br />
16
A partir da função de partição, estabelecemos a conexão com a termodinâmica por<br />
meio da energia livre magnética por partícula de…nida por [1]:<br />
g = g (T; H) <br />
1 <br />
1<br />
ln Z; (2.52)<br />
N<br />
que neste caso pode ser escrita como:<br />
g (T; H) =<br />
<br />
0 H<br />
kT ln 2 cosh<br />
kT<br />
A entropia do sistema é dada por [3, 1]:<br />
s =<br />
@g<br />
; (2.53)<br />
@T<br />
e fazendo os cálculos necessários chegamos a:<br />
<br />
0 H<br />
s = k ln 2 cosh<br />
kT<br />
k<br />
<br />
0 H 0 H<br />
tanh<br />
kT kT<br />
(2.54)<br />
A energia interna termodinâmica por partícula pode ser calculada a partir da energia<br />
magnética e da entropia, por meio de uma transformação de Legendre[3], ou seja:<br />
u = g + T s<br />
<br />
0 H<br />
= kT ln 2 cosh + T<br />
kT<br />
<br />
0 H<br />
= 0 H tanh<br />
kT<br />
<br />
k ln 2 cosh<br />
<br />
0 H<br />
kT<br />
<br />
0 H<br />
tanh<br />
kT<br />
<br />
0 H<br />
kT<br />
k<br />
<br />
; (2.55)<br />
em concordância com o resultado do ensemble microcanônico feito anteriormente, Eq.<br />
(2:24) ; como era de se esperar.<br />
2.2.3 Gás Ideal Clássico<br />
Consideremos agora uma partícula clássica de massa m dentro de uma caixa cúbica de<br />
lado L. O hamiltoniano do sistema pode ser escrito como:<br />
H = P i<br />
2<br />
2m ; (2.56)<br />
17
onde i = x; y; z:Vamos calcular a função de partição para este sistema.<br />
espaço de fases é clássico e portanto faremos a mudança<br />
Neste caso o<br />
Z 1 =<br />
0X<br />
Z<br />
1 +1<br />
exp ( H) ! dxdydzdp<br />
h 3 x dp y dp z exp ( H) ;<br />
1<br />
onde h é uma constante tal que Z 1 continue sendo adimensional. Assim temos:<br />
Z 1 = 1 Z +1<br />
<br />
<br />
<br />
dxdydzdp x dp y dp z exp<br />
h 1<br />
2m p2 x + p 2 y + p 2 z<br />
= V Z +1<br />
<br />
<br />
<br />
dp<br />
h 3 x dp y dp z exp<br />
1<br />
2m p2 x + p 2 y + p 2 z<br />
" 2m<br />
= V # 1=2 3<br />
; (2.57)<br />
h 3 <br />
onde utilizamos, nas passagens intermediárias, a integral Gaussiana, ou seja:<br />
Z +1<br />
1<br />
dx exp Ax 2 = =A: (2.58)<br />
Agora vamos calcular a energia interna por partícula. Já sabemos que:<br />
U =<br />
@ ln Z; (2.59)<br />
@<br />
logo, para apenas uma partícula a energia interna é dada por:<br />
u =<br />
=<br />
=<br />
@<br />
@ ln Z 1<br />
" # 3=2<br />
@<br />
@ ln V 2m<br />
h 3 <br />
<br />
3 1<br />
2 2<br />
= 3 kT: (2.60)<br />
2<br />
que é o resultado esperado de acordo com a teorema de equipartição da Energia (no modelo<br />
cinético para um gás ideal, cada partícula possui apenas movimento de translação; como<br />
este movimento pode ser decomposto em três movimentos ortogonais, dizemos que cada<br />
partícula tem três graus de liberdade. O teorema de equipartição associa, a cada grau de<br />
liberdade do sistema, um termo de 1 kT na energia interna média da partícula [1, 2]).<br />
2<br />
18
Capítulo 3<br />
O operador Densidade na <strong>Mecânica</strong><br />
<strong>Quântica</strong><br />
No capítulo anterior estudamos a função distribuição de probabilidades, a entropia etc.<br />
Também analisamos os ensembles Microcanônico e Canônico. Nos exemplos, utilizamos<br />
da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> basicamente a informação <strong>sobre</strong> a energia discretizada para calcular<br />
ou o número de estados acessíveis (no ensemble Microcanônico) ou a função de partição<br />
(no ensemble Canônico).<br />
Em nenhum momento discutimos espaços vetoriais, em particular o espaço de Hilbert.<br />
Neste capítulo e no próximo iremos fazer essa análise. Inicialmente, estudaremos a<br />
<strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>, por meio de seus postulados básicos, bem como o conceito de operador<br />
densidade. No próximo capítulo estudaremos a <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong>.<br />
Vale salientar neste ponto que ao estudarmos a <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> no espaço de Hilbert<br />
estamos de certa forma mapeando o espaço de fases contínuo da teoria clássica em um<br />
"espaço de fases discreto", com as variáveis sendo agora os números quânticos, oriundos<br />
das equações de autovalor.<br />
19
3.1 Estrutura formal da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong><br />
Da teoria clássica sabemos que se em um instante inicial conhecemos com exatidão as<br />
posições e velocidades de todas as N partículas de um sistema, então, a priori, podemos<br />
determinar com exatidão o seu comportamento em qualquer instante posterior, pelas<br />
leis de Newton. Utilizamos a teoria de probabilidades somente quando estamos interessados<br />
em observáveis macroscópicos, como pressão, temperatura etc., que representam<br />
comportamentos médios de um sistema contendo um número muito grande de partículas<br />
microscópicas.<br />
Por outro lado, na <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> o comportamento da natureza é intrisicamente<br />
indeterminado; mesmo para sistemas simples, como a partícula livre, não é possível conhecer<br />
com exatidão o resultado que será obtido na medida de um observável qualquer.<br />
Conhecemos apenas as probabilidades de, numa dada experiência, ocorrer cada um dos<br />
possíveis valores do observável.<br />
Portanto, antes de discutirmos a <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong>, é essencial que entendamos<br />
bem como a teoria de probabilidades aparece já na MQ. Com este objetivo,<br />
começaremos este capítulo apresentando, de forma bem sucinta, a formulação matemática<br />
da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> (iremos adotar desde o inicío a notação de Dirac) . Depois discutiremos<br />
o operador densidade e …nalmente, por meio de exemplos, apresentaremos as<br />
di…culdades que aparecem na formulação geral da MQ quando precisamos construir o ket<br />
de um sistema de partículas em diferentes estados quânticos.<br />
3.1.1 Vetor de estado e Espaço de Hilbert<br />
A idéia básica da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> é que o estado físico de um sistema quântico é<br />
completamente descrito por um vetor de estado (ou ket) jvi. Este vetor contém a máxima<br />
informação que a <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> permite atribuir ao sistema, dentre as limitações<br />
impostas pelo Princípio de Heisenberg.<br />
* Uma análise mais detalhada dos postulados da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> pode ser encontrada em vários<br />
livros texto. Citamos, por exemplo: [7, 8, 9].<br />
20
Os kets pertencem a um espaço vetorial complexo de dimensão in…nita, o espaço de<br />
Hilbert , onde se de…ne o produto escalar:<br />
hvjui = hujvi : (3.1)<br />
Vamos assumir que os estados são normalizados <strong>à</strong> unidade, ou seja:<br />
hvjvi = hujui = 1: (3.2)<br />
Pode-se demonstrar que sempre é possível de…nir um conjunto completo de estados<br />
ortonormais formando uma base do espaço de Hilbert. Então, se fjn k ig é uma destas<br />
bases, qualquer ket jvi de pode ser expresso como uma combinação linear dos kets da<br />
base, ou seja:<br />
jvi = X k<br />
v k jn k i : (3.3)<br />
Estamos supondo que a base é numerável, atentando que essa simpli…cação não prejudica<br />
a generalização de teoria. Neste caso, podemos escrever as condições de ortogonalidade<br />
e completeza respectivamente como:<br />
hn k jn m i = km (3.4)<br />
e<br />
X<br />
jn k i hn k j = 1: (3.5)<br />
k<br />
3.1.2 Operadores e Observáveis<br />
O conceito de operador está estritamente ligado <strong>à</strong> medida dos observáveis. Admitiremos<br />
que todos os operadores com interesse físico são lineares. Deste modo, o operador …ca<br />
completamente de…nido se determinarmos sua ação <strong>sobre</strong> qualquer vetor da base, isto é,<br />
o operador ^A é equivalente a matriz A jk = hn j j ^A jn k i que o representa na base fjn k ig.<br />
Matematicamente, usando a relação (3:5) ; temos:<br />
^A = X j<br />
X<br />
jn j i hn j j ^A jn k i hn k j = X<br />
k<br />
jk<br />
21<br />
A jk jn j i hn k j : (3.6)
Os coe…cientes da expansão A jk são dispostos numa matriz quadrada, representando<br />
o operador ^A na base fjn k ig ; ou seja:<br />
0<br />
1<br />
A 11 A 12 A 13 :::<br />
A<br />
^A $<br />
21 A 22 A 23 :::<br />
BA @ 31 A 32 A 33 ::: C<br />
A<br />
::: ::: ::: :::<br />
(3.7)<br />
É importante observar que a ordem no produto de operadores é não-comutativa; em<br />
outras palavras, o operador produto depende da ordem de composição, ou seja, em geral<br />
^A ^B 6= ^B ^A: Podemos, então, de…nir o comutador dos operadore ^A e ^B como sendo:<br />
h<br />
^A; ^Bi<br />
= ^A ^B ^B ^A: (3.8)<br />
O operador Identidade ^I é de…nido de forma a satisfazer ^I jvi = jvi para todo jvi que<br />
pertence ao espaço vetorial. O operador Inverso de ^A, denotado por ^A 1 é o operador<br />
satisfazendo:<br />
<br />
^A ^A<br />
1<br />
= ^A<br />
1 ^A = ^I: (3.9)<br />
O traço de um operador ^A é a soma dos elementos diagonais da matriz correspondente<br />
numa base ortonormal qualquer fjn k ig ; ou seja:<br />
T r ^A = X k<br />
hn k j ^A jn k i (3.10)<br />
Algumas propriedades facilmente demonstráveis do traço são:<br />
1: O traço de operador independe da base ortonormal;<br />
2: T r jui hvj = hvjui;<br />
3: T r ^A ^B = T r ^B ^A e, de modo geral, o traço de um produto de vários operadores é<br />
invariante pela permutação cíclica desses operadores;<br />
4: T r ^A y = (T r ^A) :<br />
Na última propriedade do traço de…nimos o adjunto hermitiano de ^A como sendo<br />
<br />
^A y = ^AT : Um operador ^A é chamado hermitiano se ^A = ^Ay .<br />
22
Podemos de…nir um espaço dual ao espaço representado pelos kets (que chamaremos<br />
de espaço ket). Construimos este espaço associando a cada vetor jvi do espaço ket, um<br />
correspondente vetor bra, simbolizado por hvj, no espaço dual (ou espaço bra). Temos<br />
assim uma correspondência dual entre os dois espaços, ou seja:<br />
jvi hvj : (3.11)<br />
Quando temos operadores atuando nos kets, a correspondência dual é dada por:<br />
^A jvi hvj ^A y : (3.12)<br />
Em particular, quando ^A é hermitiano, temos:<br />
^A jvi hvj ^A: (3.13)<br />
Na MQ, os observáveis são representados por operadores hermitianos e os possíveis<br />
resultados das medidas são os autovalores destes operadores. A necessidade desta representação<br />
compreende-se bem: como veremos a seguir, os autovalores dos operadores<br />
hermitianos são reais, assim, passíveis de serem resultados de medidas físicas.<br />
Para provar que os autovalores dos operadores hermitianos são reais, vejamos a equação<br />
de autovalor, de…nida como sendo:<br />
^A jai = a jai ; (3.14)<br />
onde jai é um autovetor associado ao operador ^A e a é o seu respectivo autovalor.<br />
A correspondência dual <strong>à</strong> equação acima é dada por:<br />
haj ^A = haj a (3.15)<br />
onde usamos a hermiticidade do operador ^A. Multiplicando a Eq.(3:15) por jai <strong>à</strong> direita,<br />
a Eq.(3:14) por haj <strong>à</strong> esquerda e subtraindo uma da outra chegamos a:<br />
hajai (a a ) = 0: (3.16)<br />
Como jai não é nulo, hajai›0; temos que a = a ; como queríamos.<br />
23
A seguir iremos mostrar que os autovetores dos operadores hermitianos são ortogonais<br />
e constituem uma base do espaço de Hilbert.<br />
Sejam jai e ja 0 i dois autovetores distintos (com distintos autovalores) de um operador<br />
hermitiano ^A, tais que:<br />
^A jai = a jai<br />
e<br />
ha 0 j ^A = ha 0 j a 0 ;<br />
onde a 6= a 0 : Multiplicando a primeira equação por ha 0 j <strong>à</strong> esquerda, a segunda por jai <strong>à</strong><br />
direita e subtraindo uma da outra chegamos a:<br />
haja 0 i (a a 0 ) = 0: (3.17)<br />
Como por hipótese a 6= a 0 concluímos que haja 0 i = 0; ou seja, os autovetores associados<br />
com diferentes autovalores de ^A são ortogonais.<br />
Designando por fja 1 i ; ja 2 i ; :::g o conjunto dos autovetores de um observável ^A, podemos,<br />
então, escrever o seu valor médio em um estado jvi qualquer do espaço vetorial como:<br />
hvj ^A jvi = hvj X k<br />
ja k i ha k j ^A jvi (3.18)<br />
= X k<br />
= X k<br />
= X k<br />
a k hvja k i ha k jvi (3.19)<br />
a k jhvja k ij 2 (3.20)<br />
a k p k (a k ; v) ; (3.21)<br />
onde p k (a k ; v) = jhvja k ij 2 é a probabilidade de uma medida da grandeza ^A no estado jvi<br />
fornecer o resultado a k . É fácil ver que a normalização de jvi implica em:<br />
X<br />
p k = 1: (3.22)<br />
k<br />
24
a k ja k i ha k j = X k<br />
3.1.3 Operadores de Projeção e Evolução Temporal<br />
Dado um estado qualquer da base {jn k ig, designaremos por operador de projeção <strong>sobre</strong><br />
este estado o operador:<br />
^P k = jn k i hn k j : (3.23)<br />
Note que ^P k é um operador linear e hermitiano, tendo apenas dois autovalores: 1 ; sendo<br />
jn k i o correspondente autovetor, e 0, para qualquer estado ortogonal a jn k i : Este operador<br />
de projeção apresenta a importante propriedade de indepotência, ou seja:<br />
^P 2 k = ^P k = ^P y k<br />
(3.24)<br />
Assim, usando a Eq.(3:23) com a base própria do operador ^A podemos escrever:<br />
^A = X k<br />
a k ^Pk : (3.25)<br />
A evolução no tempo de um estado jvi qualquer do espaço de Hilbert é determinada<br />
pela equação de Schrödinger:<br />
ih @ @t jvi = ^H jvi ; (3.26)<br />
onde h é a constante de Planck e ^H representa o hamiltoniano do sistema (este é um<br />
operador linear e hermitiano, que se supõe conhecido).<br />
O operador evolução temporal é obtido de maneira recursiva, a partir de [7, 8]:<br />
^U (t; t 0 ) = 1<br />
Z<br />
i t<br />
^H ^U (t 0 ; t 0 ) dt 0 : (3.27)<br />
h t 0<br />
Para ^H (t) = ^H ele vale:<br />
<br />
i<br />
^U (t; t 0 ) = exp<br />
h ^H (t t 0 ) ; (3.28)<br />
que satisfaz a equação:<br />
ih @ @t ^U (t; t 0 ) = ^H ^U (t; t 0 ) : (3.29)<br />
Vale salientar que o conceito de constante de movimento na <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> é<br />
diferente da <strong>Mecânica</strong> Clássica. Na teoria clássica, a grandeza conserva-se ao longo da<br />
25
trajetória do sistema, enquanto que na teoria quântica, o ato de medir a grandeza ^A faz<br />
colapsar o estado jvi num dos autoestados do operador associado. Depois da medição, o<br />
estado do sistema é, em geral diferente do estado imediatamente antes da medida.<br />
De…nindo o operador de Heisenberg:<br />
^A (t) = ^U y (t; t 0 ) ^A ^U (t; t 0 ) ; (3.30)<br />
temos uma nova representação da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>, onde o estado permanece …xo no<br />
tempo e os operadores evoluem segundo a Eq.(3:30). Na representação de Schrödinger<br />
a evolução temporal é atribuida ao estado, mantendo-se os operadores …xos no tempo.<br />
Vamos agora evoluir no tempo o operador de Heisenberg. Da Eq.(3:30) temos:<br />
d ^A (t)<br />
dt<br />
onde utilizamos a Eq. (3:29) :<br />
= d dt<br />
h<br />
^U y (t; t 0 ) ^A ^U (t 0 ; t)i<br />
= @ ^A<br />
@t + 1<br />
ih ^A (t) ^H 1<br />
ih ^H ^A (t) ; (3.31)<br />
Obtemos assim a equação de evolução dos operadores na representação de Heisenberg,<br />
d ^A (t)<br />
dt<br />
= @ ^A<br />
@t + 1 h<br />
^A (t) ; ^Hi<br />
: (3.32)<br />
ih<br />
Note que nesta equação aparece o comutador de dois operadores.<br />
Este comutador na<br />
teoria quântica tem um papel semelhante ao do parênteses de Poisson na física clássica<br />
(compare, por exemplo, a Eq.(3:32) com a Eq.(2:39) para o caso particular da função<br />
distribuição).<br />
Uma grandeza física representada por um operador hermitiano ^A será uma constante<br />
de movimento se seu valor médio for independente do tempo. Como na maior parte dos<br />
casos, os operadores são explicitamente independentes do tempo, na representação de<br />
h<br />
Heisenberg a condição necessária e su…ciente para isso é que ^A (t) ; ^Hi<br />
= 0:<br />
26
3.1.4 Postulados Fundamentais da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong><br />
Até aqui discutimos os seguintes postulados da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>:<br />
Postulado 1:<br />
O estado físico de um sistema quântico é representado por um vetor de estado, ou ket,<br />
jvi ; de…nido <strong>sobre</strong> o corpo dos complexos;<br />
Postulado 2:<br />
A cada variável dinâmica (observável físico) é associado um operador linear hermitiano;<br />
Postulado 3:<br />
No processo de medida de um observável ^A; os possíveis resultados são dados pelos<br />
autovalores da equação de autovalores:<br />
^A ja k i = a k ja k i : (3.33)<br />
A probabilidade de, na medida de ^A num estado físico jvi ; se obter uma de suas várias<br />
possibilidades de autovalor a k , é dada por:<br />
p k = jha k jvij 2 = hvja k i ha k jvi = hvj ^P k jvi (3.34)<br />
Finalmente, como resultado do processo de medida o sistema, inicialmente num ket jvi<br />
qualquer, colapsa para o autovetor ja k i associado com o resultado da medida (a k ).<br />
Postulado 4:<br />
A evolução temporal de um sistema físico é regida pela equação de Schrödinger:<br />
ih @ @t jvi = ^H jvi : (3.35)<br />
Somente para encerrar esta parte da discussão, é importante ressaltar que o formalismo<br />
acima faz previsões estatísticas para coleções de sistemas identicamente preparados<br />
(ensembles puros), todos eles representados pelo mesmo ket jvi. Para entender melhor o<br />
signi…cado desta frase, considere um observável ^A com dois autoestados possíveis e autovalores<br />
respectivamente dados por a 1 e a 2 : A informação que a MQ é capaz de fornecer é<br />
que se realizarmos a medida de ^A numa coleção de 100 sistemas idênticos representados<br />
27
por um ket jvi qualquer; então (100 p 1 ) destas medidas terão como resultado o valor a 1<br />
e (100 p 2 ), o valor a 2 :<br />
Antes de discutirmos uma aplicação da teoria acima, vamos estudar uma formulação<br />
alternativa da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>, que utiliza o operador densidade.<br />
3.2 Operador Densidade<br />
O operador densidade é importante tanto na <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> quanto na <strong>Mecânica</strong><br />
<strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong>. Ele re‡ete tanto os aspectos estatísticos inerentes <strong>à</strong> teoria bem como<br />
aqueles decorrentes do conhecimento incompleto de sistemas associados com ensembles<br />
não puros. Os artigos [11, 12] são boas referências <strong>sobre</strong> o assunto.<br />
3.2.1 Ensembles Estatísticos<br />
Conforme vimos na seção anterior, os postulados da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> foram enunciados<br />
para ensembles puros (ou na linguagem estatística, sistemas fechados). Na prática, entretanto,<br />
normalmente temos coleções com parte dos sistemas em um ket jv 1 i ; outra parte em<br />
um ket jv 2 i e assim por diante. Dizemos que estamos em um "ensemble misto"(ou sistema<br />
aberto) e não temos, usando somente os postulados enunciados acima, como representar<br />
o ket da coleção de sistemas sem ambiguidade. Foi para lidar com sistemas abertos que<br />
Landau introduziu o conceito de operador densidade [17]. Já Von Neumamm utilizou este<br />
conceito para descrever de forma uni…cada os aspectos estatísticos inerentes <strong>à</strong> <strong>Mecânica</strong><br />
<strong>Quântica</strong> [18].<br />
Matematicamente, quando não estamos lidando com um ensemble puro, podemos<br />
apenas associar certas probabilidades ! 1 ; ! 2 ; :::! n ; de que um particular sistema do ensemble,<br />
escolhido aleatoriamente, esteja nos estados quânticos descritos pelos kets jv 1 i,<br />
jv 2 i,:::; jv n i, respectivamente. O ensemble pode, então, ser interpretado como uma superposição<br />
incoerente (que não pode ser expressa por uma combinação linear) de estados,<br />
com ! n representando a fração de sistemas no estado jv n i : Podemos supor que esses kets<br />
28
são normalizados,<br />
hv m jv m i = 1; (3.36)<br />
mas não podemos, a priori, a…rmar que eles são ortogonais. Além disso, as probabilidades<br />
! m devem satisfazer<br />
X<br />
! m 0; ! m = 1: (3.37)<br />
Antes de continuarmos com o formalismo vamos usar um exemplo simples para …xar<br />
as idéias acima. Considere um sistema quântico constituído por dois elétrons. O espaço<br />
vetorial do sistema é o produto direto dos dois espaços de Hilbert, e se quisermos somente<br />
estudar o grau de liberdade de spin, possui dimensão 4. Podemos escolher uma direção ~z<br />
qualquer para descrever uma base do espaço como sendo {j+; +i ; j+; i ; j ; +i ; j ; i}.<br />
Agora considere um subsistema formado por um dos elétrons possuindo spin up e<br />
outro spin down. O subespaço que representa este subsistema tem dimensão 2 e base<br />
{j+; i ; j ; +i}. Um vetor qualquer deste subspaço pode ser representado como uma<br />
superposição linear dos dois vetores da base.<br />
Se quisermos escolher um vetor neste subspaço para representar o ket físico do sistema,<br />
onde possam ser aplicados os postulados básicos da MQ, qual destes vetores devemos<br />
escolher A resposta é que somente com os postulados básicos da MQ não temos condições<br />
de escolher um ket em especial deste subspaço para representar o sistema físico, e na<br />
verdade pode-se demonstrar que diferentes kets implicam em diferentes resultados nos<br />
processos de medida! Esta situação é conhecida na literatura como "degenerescência de<br />
troca" e está associada com a indistinguibilidade das partículas na MQ. Para construirmos<br />
o ket físico do sistema é necessário incluir mais um postulado na MQ, o da simetrização.<br />
Não é nosso objetivo levar adiante a discussão nesta direção. Para o leitor interessado, a<br />
referência [9] apresenta uma ótima análise do problema.<br />
Por outro lado, utilizando o operador densidade, associamos os valores ! + = ! = 0:5<br />
m<br />
para os kets j+i e j<br />
i utilizados na preparação do subsistema.<br />
Voltando a formulação desta representação, utilizando o Postulado 3 da MQ, podemos<br />
calcular a probabilidade de que a medida no ket jv m i do ensemble de uma quantidade<br />
29
física representada pelo operador ^A forneça o resultado a como sendo:<br />
p m a = hv m j ^P a jv m i : (3.38)<br />
onde, ^Pa = jai haj é o operador de projeção associado com o autovetor jai :Portanto,<br />
de…nimos a probabilidade de que a medida no ensemble forneça o resultado a como sendo<br />
a média ponderada:<br />
p a X m<br />
= X m<br />
! n p m a<br />
! m hv m j ^P a jv m i : (3.39)<br />
Usando a propriedade do traço: T r jui hvj = hvjui, podemos escrever a probabilidade<br />
(3.39) como:<br />
p a = X m<br />
= X m<br />
= T r<br />
= T r<br />
! m hv m j ^P a jv m i (3.40)<br />
! m T r<br />
jv m i hv m j ^P<br />
<br />
a<br />
"<br />
!<br />
X<br />
! m jv m i hv m j ^P a<br />
m<br />
m<br />
(3.41)<br />
(3.42)<br />
! #<br />
X<br />
! m jv m i hv m j ^P a : (3.43)<br />
Na parte entre parênteses temos um operador que contém toda a informação <strong>sobre</strong> o<br />
ensemble. Ele é de…nido como sendo Operador Densidade ^, ou seja:<br />
^ X m<br />
! m jv m i hv m j : (3.44)<br />
Usando a de…nição acima, a probabilidade de que a medida de ^A no ensemble forneça<br />
o resultado a pode ser escrita na forma<br />
p a = T r^ ^P a ; (3.45)<br />
e, em analogia <strong>à</strong> Eq.(3:21), o valor esperado da medida de ^A no ensemble é de…nida como<br />
30
sendo:<br />
D<br />
^AE<br />
<br />
X a<br />
ap a<br />
= X aT r^ ^P a<br />
a<br />
!<br />
X<br />
= T r a^ ^P a<br />
a<br />
= T r^ X a<br />
a ^P a<br />
!<br />
(3.46)<br />
(3.47)<br />
A parte entre parênteses é a decomposição espectral do observável ^A, de modo que<br />
chegamos …nalmente a expressão:<br />
D<br />
^AE<br />
= T r^ ^A; (3.48)<br />
que fornece o valor esperado de ^A<br />
D E<br />
no ensemble; ^A , em termos do operador densidade.<br />
Note que a média acima, de…nida em geral para um ensemble misto, é tomada sem a<br />
necessidade de se escrever o ket que representa o ensemble. Em particular, a situação<br />
em que o ket do sistema é conhecido pode ser obtida fazendo ! m = 1 para jv m i = jvi e<br />
! m = 0 para todos os outros kets jv m i : Nesse caso, o operador densidade da Eq. (3:48)<br />
torna-se<br />
a probabilidade pode ser escrita como:<br />
^ = jvi hvj ; (3.49)<br />
p a = hvj ^P a jvi (3.50)<br />
e o valor médio:<br />
D<br />
^AE<br />
= hvj ^A jvi ; (3.51)<br />
em concordância com os postulados básicos da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>. Um ensemble desse<br />
tipo é chamado Ensemble "Puro", ou seja, quando conhecemos completamente o ket do<br />
sistema. Quando o ensemble não é puro, ele é denominado "Misto".<br />
31
3.2.2 Matriz Densidade<br />
A matriz densidade é a representação do operador densidade, Eq.(3.44) numa base ortonormal<br />
fjn k ig, ou seja:<br />
^ = X k<br />
= X k<br />
onde kj são os elementos de matriz, dados por:<br />
X<br />
jn k i hn k j ^ jn j i hn j j<br />
j<br />
X<br />
kj jn k i hn j j ; (3.52)<br />
j<br />
kj = hn k j ^ jn j i<br />
= X m<br />
= X m<br />
! m hn k jv m i hv m jn j i<br />
! m hn k jv m i hn j jv m i : (3.53)<br />
Em termos de kj a Eq (3.40) pode ser escrita como:<br />
p a = X m<br />
= X m<br />
= X kj<br />
! m hv m j ^P a jv m i<br />
X<br />
! m hv m jn j i hn j j ^P a jn k i hn k jv m i (3.54)<br />
kj<br />
kj hn k j ^P a jn i i : (3.55)<br />
Assim kj fornece a probabilidade com que elementos da matriz hn k j ^P a jn j i contribuam<br />
com p a :<br />
Por exemplo, a matriz densidade de uma partícula sem spin na representação das<br />
coordenadas fjrig é:<br />
(r; r 0 ) = hrj ^ jr 0 i<br />
= X m<br />
w m m (r)<br />
<br />
m (r 0 ) ; (3.56)<br />
onde m (r) é a função de onda do estado j mi ; ou seja: hrj mi :<br />
32
3.2.3 Propriedades Gerais do Operador Densidade<br />
Da de…nição do operador densidade ^ pode-se facilmente demonstrar que ele é hermitiano,<br />
não negativo e tem traço unitário. A hermiticidade, por exemplo, decorre do fato das<br />
probabilidades ! m serem números reais, ou seja:<br />
^ y =<br />
=<br />
X<br />
! m jv m i hv m j<br />
m 0<br />
! y<br />
!<br />
X<br />
! m jv m i hv m j<br />
m<br />
(3.57)<br />
= ^: (3.58)<br />
A não-negatividade decorre do fato das probabilidades ! m serem não-negativas. Matematicamente,<br />
temos que para todo ket jvi vale:<br />
hvj^jvi = X m<br />
= X m<br />
! m hvjv m i hv m jvi<br />
! m jhvjv m ij 2 0: (3.59)<br />
A unicidade do traço decorre da normalização das probabilidades e dos kets,<br />
T r^ = X m<br />
= X m<br />
! m T r jv m i hv m j<br />
! m hv m jv m i = 1: (3.60)<br />
3.2.4 Evolução temporal do Ensemble<br />
A evolução temporal do operador densidade pode ser escrita como:<br />
!<br />
d^<br />
dt = d X<br />
! m jv m;t i hv m;t j ; (3.61)<br />
dt<br />
m<br />
onde na expressão acima explicitamos a dependência temporal dos vetores de estado.<br />
Atuando a derivada temporal e considerando ! m constante, temos:<br />
d^<br />
dt = X m<br />
<br />
<br />
d d<br />
! m<br />
dt jv m;ti hv m; tj + jv m ; ti<br />
dt hv m;tj<br />
33<br />
(3.62)
Usando a equação de Schrödinger, Eq.(3:35),<br />
e sua hermitiana conjugada<br />
ih d dt jv m;ti = ^H jv m ; ti ;<br />
ih d dt hv m; tj = ^H hv m ; tj ; (3.63)<br />
podemos reescrever a Eq.(3:55) como:<br />
d^<br />
= X i<br />
w m<br />
dt<br />
h ^H jv m ; ti hv m ; tj + jv m ; ti i <br />
h ^H hv m ; tj<br />
m<br />
= 1 h i<br />
^H; ^ : (3.64)<br />
ih<br />
Essa é a equação que descreve a evolução temporal do operador densidade, conhecida<br />
como equação de Von Neumamm. Note que, para o caso onde ^ = ^( ^H), a equação acima<br />
reduz-se ao análogo quântico do teorema de Liouville, Eq.(2.43). Podemos concluir daí<br />
que o operador densidade é a correspondência quântica da função distribuição canônica<br />
de Gibbs. Veremos mais adiante que quando ^ = ^( ^H); caracterizamos o ensemble como<br />
sendo um ensemble de Gibbs.<br />
A solução da Eq.(3.64) pode ser expressa em termos do operador evolução temporal<br />
^U (t; t 0 ). Para isso, vamos usar que:<br />
de modo que o operador densidade no instante t …ca<br />
jv m ; ti = ^U (t; t 0 ) jv m ; t 0 i ; (3.65)<br />
^ (t) = X m<br />
! m jv m ; ti hv m ; tj<br />
= X ! m ^U (t; t0 ) jv m ; t 0 i hv m ; t 0 j ^U y (t; t 0 )<br />
m<br />
!<br />
= ^U<br />
X<br />
(t; t 0 ) ! m jv m ; t 0 i hv m ; t 0 j ^U y (t; t 0 ) (3.66)<br />
m<br />
A parte entre parênteses é justamente o operador densidade para t 0 . Então podemos<br />
escrever<br />
^ (t) = ^U (t; t 0 ) ^ (t 0 ) ^U y (t; t 0 ) : (3.67)<br />
34
Acompanhando a mudança do ensemble com o tempo, o valor médio de um observável<br />
^A (t) também evolui no tempo, ou seja:<br />
d<br />
D<br />
^AE<br />
dt<br />
= d T r^ ^A<br />
dt<br />
= T r d^<br />
dt ^A + T r^ d ^A<br />
dt<br />
(3.68)<br />
Substituindo a equação Eq.(3:67) na expressão acima chegamos a:<br />
d<br />
D<br />
^AE<br />
dt<br />
= 1 h i<br />
ih T r^ ^A; ^H + T r^ d ^A<br />
* dt<br />
= 1 Dh<br />
^A; ^HiE<br />
d<br />
+<br />
^A<br />
+<br />
; (3.69)<br />
ih<br />
dt<br />
que é chamado Teorema de Ehrenfest.<br />
3.3 A experiência de Stern-Gerlach<br />
A experiência de Stern-Gerlach, realizada em 1922, fornece uma oportunidade para a<br />
aplicação do conceito de operador densidade. O aparelho de Stern-Gerlach consiste essencialmente<br />
num imã produzindo um campo magnético não uniforme. Consideramos um<br />
feixe de átomos de prata penetrando no imã numa direção perpendicular ao gradiente do<br />
campo magnético. Em conseqüência da interação do seu spin com o campo magnético, os<br />
átomos de prata sofrem uma de‡exão na sua passagem pelo campo.<br />
De acordo com a interação do spin com o campo magnético, átomos com o spin para<br />
cima (s = +1=2) serão de‡etidos para cima na passagem através do imã, ao passo que<br />
átomos com spin para baixo (s = 1=2) serão de‡etidos para baixo, conforme a Fig.(3:1).<br />
Assim, observando o sentido da de‡exão de um átomo, podemos medir a componente do<br />
spin (que chamaremos de "polarização") na direção do eixo vertical.<br />
O aparelho de Stern-Gerlach (SG) mede, portanto, o componente de spin na direção<br />
do campo magnético aplicado. Os átomos de prata formam um ensemble <strong>sobre</strong> o qual a<br />
medida é efetuada.<br />
35
Fig. 3.1. Aparelho Stern-Gerlach<br />
A seguir, vamos discutir algumas possibilidades de preparação de feixe utilizando o<br />
aparelho acima. Nosso objetivo é interpretar os resultados de medidas de polarização<br />
do feixe por meio dos postulados básicos da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>, bem como utilizando o<br />
operador densidade.<br />
No cálculo das polarizações iremos utilizar a representação [10]:<br />
^S x = h [j+i h j + j i h+j] ;<br />
2<br />
^S y = h [ i j+i h j + i j i h+j] ;<br />
2<br />
e<br />
^S z = h [j+i h+j + j i h j] ; (3.70)<br />
2<br />
onde ^S x ; ^S y e ^S z são os operadores associados com as componentes de spin nas direções<br />
~x, ~y e ~z, respectivamente, expressos na base formada pelos autovetores de ^S z ; ou seja,<br />
fj+i ; j ig.<br />
3.3.1 Análise via <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> usual.<br />
1 a Preparação para o sistema:<br />
Inicialmente vamos passar um feixe não polarizado, vindo por exemplo diretamente<br />
de um forno, em um aparelho SG orientado no eixo ~z: Como resultado deste processo, o<br />
feixe inicial é separado em dois, um onde todos os átomos tem polarização na direção ~z<br />
36
igual a + h 2 e outro onde todos os átomos tem polarização na direção ~z igual a h<br />
2 . Se<br />
agora quisermos somente estudar o feixe resultante do aparato de SG com polarização<br />
+ h ; então temos um ensemble puro, onde todos os átomos são representados pelo mesmo<br />
2<br />
ket j+i ; conforme a Fig.(3:2) :<br />
Z<br />
m=+1/2<br />
Feixe<br />
Polarizado<br />
B ext<br />
Fig. 3.2: 1 a preparação do sistema.<br />
Como estamos lidando com um ensemble puro, os postulados básicos da MQ se aplicam<br />
e podemos obter os valores médios de ^S z ; ^S y ; ^S x no ket j+i como sendo:<br />
h+j ^S z j+i = h h+j (j+i h+j + j i h j) j+i<br />
2<br />
= h 2 ; (3.71)<br />
h+j ^S y j+i = h h+j (<br />
2<br />
i j+i h j + i j i h+j) j+i<br />
= 0 (3.72)<br />
e<br />
h+j ^S x j+i = h h+j (j+i h<br />
2<br />
j + j i h+j) j+i<br />
= 0: (3.73)<br />
2 a Preparação para o sistema:<br />
Se re…zermos a experiência anterior, agora orientando o campo magnético externo na<br />
direção ~y e considerarmos somente o feixe com polarização na direção ~y igual a + h 2 ,<br />
então temos novamente um ensemble puro onde todos os átomos são representados pelo<br />
ket jY; +i ; conforme a Fig. (3:3):<br />
37
Y<br />
m=+1/2<br />
Feixe<br />
Polarizado<br />
B ext<br />
Fig.3.3: 2 a preparação do sistema.<br />
Calculando o valor médio de ^S y<br />
no estado jY; +i temos:<br />
hY +j ^S y jY +i = h hY +j [jY +i hY +j + jY i hY j] jY +i<br />
2<br />
= h 2 : (3.74)<br />
Analogamente para ^S x e ^S z ; obtemos:<br />
hY +j ^S x jY +i = hY +j ^S z jY +i = 0: (3.75)<br />
3 a Preparação para o sistema:<br />
Vamos agora considerar um ensemble misto onde, pelo menos no instante inicial,<br />
metade dos átomos tem polarização de spin igual + h 2 na direção ~z e metade h<br />
2 na<br />
direção ~z: Podemos obter este feixe misturando novamente os dois feixes separados na<br />
primeira preparação.(Fig. (3:4)).<br />
Z<br />
m=+1/2<br />
m=+1/2<br />
B ext<br />
Fig. 3.4: 3 a preparação do sistema.<br />
Nesta preparação o feixe resultante do campo magnético não está polarizado. Não<br />
podemos aplicar os postulados gerais da MQ, pois não temos um ensemble puro, com<br />
38
todos os átomos no mesmo estado quântico. Para construir um ket que represente este<br />
conjunto de átomos em diferentes estados sem ambiguidades, devemos utilizar um novo<br />
postulado na MQ, o da simetrização, que introduz na MQ o Princípio de Exclusão de<br />
Pauli. Esta situação é análoga ao problema dos elétrons apresentado na seção (3.2.1).<br />
3.3.2 Análise via Operador Densidade.<br />
Vamos agora fazer a análise das três preparações acima utilizando o operador densidade.<br />
1 a Preparação para o sistema:<br />
Conforme vimos, o feixe é preparado de forma que todos os átomos de prata estão no<br />
estado descrito pelo ket j+i. Neste caso, o operador densidade é dado por:<br />
^ = X m<br />
w m j mi h mj $ 1 j+i h+j + 0 j i h j<br />
$ j+i h+j : (3.76)<br />
Na representação matricial temos [7]:<br />
^ $<br />
$<br />
1 <br />
1 0<br />
0<br />
0 1<br />
@ 1 0 A :<br />
0 0<br />
Calculando o valor médio de ^S z obtemos:<br />
20<br />
1 0 13<br />
D E<br />
^Sz = T r^ ^S z = h 2 T r 4@ 1 0 A @ 1 0 A5<br />
0 0 0 1<br />
= h 2 : (3.77)<br />
e analogamente para ^S y e ^S x :<br />
D E D E<br />
^Sx = ^Sy = 0: (3.78)<br />
Note que agora as médias são tomadas no ensemble, e não mais em kets especí…cos.<br />
2 a Preparação para o sistema:<br />
39
Neste caso, o feixe está completamente polarizado na direção ~y, com todos os átomos<br />
no estado jY; +i : Neste caso ^ pode ser escrito como:<br />
^ = jY; +i hY; +j<br />
0 1<br />
$ p 1 @ 1 A 1 <br />
p<br />
1 i<br />
2 i 2<br />
0 1<br />
$ 1 @ 1 i A ; (3.79)<br />
2 i 1<br />
e os valores médios de ^S z ; ^S y ; ^S x serão:<br />
20<br />
1 0 13<br />
D E<br />
^Sy = 1 h<br />
2 2 T r 4@ 1 i A @ 0 i A5<br />
i 1 i 0<br />
= h 2 ; (3.80)<br />
D E D E<br />
^Sx = ^Sz = 0: (3.81)<br />
3 a Preparação para o sistema:<br />
Agora o feixe é preparado de forma a ter metade dos átomos representados pelo ket<br />
j+i e metade pelo ket j i : O operador densidade é dado por:<br />
^ $ 1 2 j+i h+j + 1 2 j i h j<br />
0 1<br />
$ 1 @ 1 A 0 1<br />
<br />
1 0 + 1 @ 0 A <br />
0 1<br />
2 0<br />
2 1<br />
0 1<br />
$ 1 @ 1 0 A (3.82)<br />
2 0 1<br />
40
e os valores médios de ^S z ; ^S y ; ^S x serão:<br />
20<br />
1 0 13<br />
D E<br />
^Sz = h 2 T r 4@ 1 0 A @ 1 0 A5<br />
0 1 0 1<br />
0 1<br />
= h 2 T r @ 1 0 A<br />
0 1<br />
= 0; (3.83)<br />
D E D E<br />
^Sx = ^Sy = 0 (3.84)<br />
Podemos assim obter, utilizando o operador densidade, o valor da polarização de spin<br />
em um ensemble misto, o que não é possível somente utilizando os postulados gerais da<br />
MQ.<br />
41
Capítulo 4<br />
<strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong><br />
Até agora vimos conceitos de <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> Clássica e <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>. Em<br />
particular, analisamos o operador densidade no contexto da <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>. Vamos a<br />
seguir unir estes dois formalismos na <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong> [13, 14, 15]. Sempre<br />
que possível, faremos uma comparação entre os resultados obtidos neste capítulo com os<br />
apresentados no segundo.<br />
4.1 Entropia<br />
Conforme vimos anteriormente, a entropia é um conceito de fundamental importância na<br />
Termodinâmica e na <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong>. Um mínimo de informação <strong>sobre</strong> o estado do<br />
sistema ocorre quando a entropia é máxima, ou seja, a entropia representa o total de<br />
desordem no estado. Uma visão mais geral do conceito de entropia pode ser encontrada<br />
na referência [3]. Nesta seção estudaremos o Operador Entropia e suas implicações na<br />
<strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong>.<br />
4.1.1 Operador Entropia<br />
Vamos introduzir o operador entropia de…nido como sendo [13],<br />
^S (^) = k ln ^; (4.1)<br />
42
onde a constante k só será a constante de Boltzmann quando a de…nição mecânicoestatística<br />
da entropia for igual <strong>à</strong> termodinâmica. Usando a de…nição do operador densidade,<br />
Eq.(3:41) ; podemos escrever o operador entropia como:<br />
^S (^) = k ln ^ k ln X m<br />
! m jv m i hv m j : (4.2)<br />
Em decorrência das propriedades do operador densidade, anteriormente estudadas,<br />
podemos também a…rmar que o operador entropia é hermitiano e não-negativo.<br />
outras palavras, os autovalores do operador entropia são reais e não-negativos.<br />
Em<br />
Mais<br />
ainda, da mesma forma que o operador densidade, o operador entropia satisfaz a equação<br />
de Von Neumann, ou seja:<br />
d ^S<br />
dt = 1 h<br />
^H; ^Si<br />
: (4.3)<br />
ih<br />
O operador entropia satisfaz a aditividade, pois se ^ descreve ensembles independentes,<br />
ele é produto direto dos operadores ^ 1 e ^ 2 nos espaços vetoriais " 1 e " 2 ; e portanto pode-se<br />
demonstrar neste caso que:<br />
^S (^ 1 ^ 2 ) = ^S (^ 1 ) + ^S (^ 2 ) ; (4.4)<br />
que representa a propriedade de aditividade.<br />
4.1.2 De…nição e Propriedades da Entropia<br />
O valor médio do operador entropia é dado, num ensemble caracterizado pelo operador<br />
densidade ^; por:<br />
D<br />
S ^SE<br />
= k hln ^i<br />
= kT r^ ln ^ (4.5)<br />
e é chamado de Entropia de Informação, Entropia de Von Neumann ou, como utilizaremos<br />
no texto, simplesmente entropia.<br />
No caso de um ensemble puro, w m só poderá assumir os valores 0 ou 1. Neste caso<br />
S = 0; ou seja, o máximo de informação possível implica em um mínimo valor da entropia<br />
43
(vemos também daí que, pelo quarto postulado da Termodinâmica, para um ensemble<br />
puro a temperatura é nula) Analogamente, um mínimo de informação <strong>sobre</strong> o estado do<br />
sistema ocorre quando a entropia é máxima. Por essa razão a entropia é considerada uma<br />
medida da desordem ou falta de informação <strong>sobre</strong> o sistema.<br />
Para entender melhor estes conceitos vamos, novamente usando o aparato de Stern-<br />
Gerlach, determinar a entropia do feixe de átomos de spin 1=2.em duas preparações.<br />
Na primeira preparação vamos considerar um feixe completamente polarizado na direção<br />
~z.<br />
Conforme vimos na seção (3:3:2), o operador densidade para essa especí…ca<br />
preparação é dado por:<br />
0 1<br />
^ = j+i h+j =<br />
: @ 1 0 A : (4.6)<br />
0 0<br />
Podemos calcular diretamente a entropia do sistema, pois a matriz já é diagonal,<br />
0 1 0 1<br />
S = kT r^ ln ^ = kT r @ 1 0 A ln @ 1 0 A<br />
0 0 0 0<br />
= k (1 ln 1 + 0 ln 0) = 0; (4.7)<br />
como deveríamos esperar, já que o ensemble é puro.<br />
Agora, tomando o feixe não polarizado com 50% dos átomos no estado j+i e 50 /% no<br />
estado j<br />
i, o operador densidade é dado pela Eq.(3:82) ; ou seja:<br />
0 1 0 1<br />
^ = 1 @ 1 0 A =<br />
: @ 1=2 0 A : (4.8)<br />
2 0 1 0 1=2<br />
Calculando a entropia do sistema nesta preparação, temos:<br />
S = kT r^ ln ^ = kT r X w i jii hij ln X w j jji hjj<br />
i=<br />
j<br />
1<br />
= k<br />
ln<br />
2 h+j 1 <br />
2 (j+i h+j + j i h j) j+i + h j<br />
ln 1 <br />
2 (j+i h+j + j i h j) j i<br />
<br />
= k ln 1 2 + ln 1 <br />
2<br />
1<br />
= k<br />
2 ln 1 2 + 1 2 2<br />
ln 1 = k ln 2 = k (0; 693) (4.9)<br />
Neste caso S é máxima e dada pela dimensão do espaço de spin 1=2; que é 2.<br />
44
4.1.3 Evolução temporal do operador entropia<br />
Nesta subseção mostraremos que a entropia de um sistema isolado permanece inalterada<br />
no decorrer do tempo. Para isso vamos utilizar que a evolução temporal da entropia é<br />
dada por:<br />
*<br />
dS<br />
dt = 1 Dh<br />
^S; ^HiE<br />
d<br />
+<br />
^S<br />
+<br />
ih<br />
dt<br />
(4.10)<br />
Substituindo a derivada temporal do operador entropia dada pela equação de Von<br />
Neumann, Eq.(4:3) ; temos:<br />
dS<br />
dt<br />
= 0; (4.11)<br />
e portanto, S (t) = S (t 0 ). Este resultado parece absurdo, haja vista que a entropia de um<br />
sistema isolado tende ao valor máximo de acordo com a segunda lei da Termodinâmica.<br />
Gibbs estudou esse problema na <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> Clássica e de acordo com sua análise,<br />
devido a nossa incapacidade de acompanhar exatamente a evolução temporal do sistema<br />
isolado, sua entropia pode crescer. Klein estudou o mesmo problema na <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>,<br />
onde mostrou que nossa incapacidade de determinar o operador densidade exato<br />
do sistema equivale a uma adaptação do estudo de Gibbs. Klein mostrou também que<br />
nesse caso, podemos apenas determinar o operador densidade granulado. Este operador<br />
não será abordado neste texto, mas informações <strong>sobre</strong> ele podem ser encontradas nas<br />
referências [13, 19].<br />
4.1.4 Ensembles Estatísticos de Gibbs<br />
Conforme observações feitas nas seções anteriores, percebemos que para que a descrição<br />
de um ensemble em equilíbrio termodinâmico possa ser feita é necessário que o operador<br />
densidade ^ independa do tempo, ou seja:<br />
h<br />
^H; ^<br />
i<br />
= 0; (4.12)<br />
conforme a equação de Von Neumann,.Eq. (4:3) :<br />
Gibbs a…rmou que isso só é satisfeito se ^ for uma função unicamente do hamiltoniano<br />
^H, do momento linear ^p e do momento angular ^L; que são constantes aditivas de<br />
45
movimento. Mas como o sistema permanece em repouso, o momento linear e o momento<br />
angular são nulos.<br />
unicamente do hamiltoniano, ou seja:<br />
Então podemos expressar o operador densidade como uma função<br />
<br />
^ = ^ ^H : (4.13)<br />
Nestas situações dizemos que temos um ensemble estatístico de Gibbs.<br />
4.2 Ensemble Microcanônico<br />
Já vimos que na <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> Clássica o ensemble microcanônico é aquele<br />
constituído por sistemas isolados. Ele é o mais difícil de se trabalhar, pois requer a<br />
contagem do número total de estados microscópicos acessíveis ao sistema, o que, muitas<br />
vezes não é trivial de se determinar. Mesmo assim, é nele que se aplica o postulado de<br />
probabilidades iguais e portanto é a partir dele que podemos encontrar os operadores<br />
densidade dos sistemas abertos, conforme vimos no segundo capítulo.<br />
4.2.1 Operador Densidade do Ensemble Microcanônico<br />
Vamos considerar um ensemble caracterizado pelo volume V, pelo número de partículas<br />
N e pela energia, compreendida entre E e E + E, onde E é a incerteza na energia. Essa<br />
variação da energia é uma consequência da imprecisão experimental do sistema, haja<br />
vista não ser possível se ter um sistema totalmente isolado. Nosso objetivo é determinar<br />
o operador densidade que descreve esse ensemble.<br />
Para isso consideremos a equação de autovalordo operador hamiltoniano:<br />
^H jni = E n jni (4.14)<br />
Podemos escrever um ket para o sistema como uma combinação linear da base ortonormal<br />
fjnig e chamaremos de w a dimensão do subespaço " 0 gerado pelos kets jni com<br />
energia E n entre E e E + E: Um ket no subespaço " 0 é então escrito como:<br />
0X<br />
jvi = c n jni ; (4.15)<br />
n<br />
46
onde a soma P 0n é <strong>sobre</strong> todos os w valores de n tais que E‹E n‹E + E. Os kets são<br />
normalizados, então:<br />
hvjvi =<br />
=<br />
0X<br />
c n c n 0 hnjn0 i<br />
nn 0<br />
0X<br />
jc n j 2 = 1: (4.16)<br />
n<br />
Como escrevemos o ket do sistema como uma combinação linear dos elementos da<br />
base, podemos dizer que a contribuição do ket jvi ao operador densidade é dada por:<br />
Logo, ^ pode ser escrito como:<br />
jvi hvj = X nn 0 c n c n 0 jni hn0 j : (4.17)<br />
^ = jvi hvj<br />
= X nn 0 c n c n 0 jni hn 0 j ; (4.18)<br />
onde a barra representa a média aritmética (todos os estados possuem aproximadamente<br />
a mesma energia) feita <strong>sobre</strong> todos os possíveis kets do ensemble.<br />
Outro ponto a salientar é que além da média no ensemble realizada na Eq.(4.18),<br />
também no cálculo dos valores esperados dos observáveis no formalismo quântico, iremos<br />
utilizar a Eq.(3.48). Em outras palavras, na teoria estatística quântica, realizamos<br />
dois tipos de média, como era de se esperar, pois elas representam a teoria estatística<br />
propriamente dita, bem como a indeterminação da teoria quântica.<br />
Voltando ao cálculo de ^, se c n são números complexos, podemos escrevê-los como:<br />
c n = X n exp (i n ) ; X n ›0: (4.19)<br />
Então, usando a Eq.(4.16), temos que:<br />
0X<br />
jc n j 2 = 1 =<br />
n<br />
0X<br />
jX n j 2 = 1: (4.20)<br />
n<br />
47
De acordo com o postulado Fundamental da <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong>, temos que todos os<br />
estados são igualmente prováveis. Então a probabilidade associada a um particular ponto<br />
no espaço " 0 é dada por:<br />
P = (fX n g ; f n g) =<br />
1<br />
(2) w ; (4.21)<br />
onde (2) w é a área do espaço de fases, representado por x n e n . Portanto, a média<br />
c n c n é dada por:<br />
Z<br />
c n c n<br />
= 0<br />
d ( k d k ) P (fX n g ; f n g) c n c n0; (4.22)<br />
com a integral varrendo todos os possíveis kets, o que signi…ca varrer todos os possíveis c n :<br />
A média acima é calculada nas referências [13, 5]. Nos retringiremos a utilizar o resultado,<br />
ou seja:<br />
c n c n 0 = nn 0<br />
w<br />
Assim, podemos escrever o operador densidade, Eq. (4.18), como:<br />
^ =<br />
= 1 w<br />
0X<br />
c n c n<br />
jni hn 0 j =<br />
0<br />
nn 0 0X<br />
n<br />
0X<br />
nn 0 nn 0<br />
w jni hn0 j<br />
hnjn 0 i = ^I<br />
w ; (4.23)<br />
onde ^I é o operador identidade no subespaço " 0 . Este resultado é exatamente o postulado<br />
fundamental, que se aplica a sistemas isolados, ou seja a probabilidade, que é proporcional<br />
ao operador densidade, é o inverso do número de microestados acessíveis ao sistema, neste<br />
caso, a dimensão do subespaço " 0 : Somente para ressaltar este resultado, vamos recuperar<br />
as Eq.(4:12) e (4:13). Neste caso, a dimensão do subespaço de spin é 2, compatível com<br />
os resultados.<br />
Introduzindo a função:<br />
8<br />
< 1; se 0 x E<br />
(x) =<br />
: 0; outro caso<br />
(4.24)<br />
temos:<br />
<br />
M ^H<br />
<br />
E = X n<br />
M (E n E) jni hnj =<br />
0X<br />
jni hnj (4.25)<br />
n<br />
48
Utilizando o traço:<br />
<br />
T r M ^H<br />
<br />
E = T r<br />
!<br />
0X<br />
jni hnj = w; (4.26)<br />
n<br />
podemos escrever o operador densidade como:<br />
<br />
^ = ^I 0 M ^H E<br />
w = ; (4.27)<br />
T r M ^H E<br />
que é chamado de operador densidade microcanônico. Esta é uma função unicamente<br />
do hamiltoniano do sistema, satisfazendo, portanto a condição de que seja ensemble de<br />
Gibbs.<br />
4.2.2 Entropia<br />
Sabemos que a entropia é dada pela Eq.(4.5) e ^ do ensemble microcanônico pela Eq.(4.23) :<br />
Então podemos escrever a entropia S na forma:<br />
"<br />
!<br />
1<br />
0X<br />
S = kT r jni hnj ln<br />
w<br />
Usando a propriedade do traço T r jui hvj = hvjui, S …ca:<br />
S = k 1 w<br />
= k 1 w<br />
n<br />
0X<br />
n<br />
<br />
hnj ln ^I<br />
0X<br />
(ln 1<br />
n<br />
= k 1 0X<br />
w ln w 1<br />
n<br />
1<br />
w<br />
!#<br />
0X<br />
jni hnj<br />
n<br />
ln w ^I<br />
<br />
jni<br />
ln w) hnjni<br />
(4.28)<br />
= k ln w; (4.29)<br />
que é conhecido como Princípio de Boltzmann., e é consistente coma de…nição (2:12) no<br />
ensemble microcanônico, desde que façamos a interpretação de w como sendo o número<br />
de estados acessíveis, conforme ressaltamos anteriormente.<br />
49
4.2.3 Gás Ideal<br />
Vamos considerar um sistema formado por N partículas idênticas e sem spin, de massa m<br />
colocadas em uma caixa cúbica com paredes impenetráveis e de comprimento L, (dentro da<br />
caixa as partículas podem mover-se livremente). Por estarem livre, podemos compará-las<br />
a um gás ideal.<br />
Aqui vamos usar o ensemble microcanônico para determinar a entropia do sistema.<br />
Como estamos com um sistema de N partículas, o espaço de estados do sistema " é o<br />
produto tensorial:<br />
O hamiltoniano de uma partícula livre é dado por:<br />
" = " 1 " 2 ::: " N : (4.30)<br />
^H = ^p2<br />
2m ; (4.31)<br />
onde ^p 2 é o operador momento linear. Os autoestados do momento satisfazem a equação<br />
de autovalor:<br />
e são também autoestados do hamiltoniano, com autovalor:<br />
Então:<br />
^p jki = hk jki (4.32)<br />
= h2 k 2<br />
2m : (4.33)<br />
Vamos usar a completeza (3:5) e a projeção do ket jki na equação de autovalor (4:32).<br />
Da representação coordenada sabemos que:<br />
Z<br />
d 3 r 0 hrj^pjr 0 i hr 0 jki = hk hrjki (4.34)<br />
hrj^pjr 0 i = ih M 3 (r r 0 ) : (4.35)<br />
Ainda usando a representação coordenada hrjki = k (r), obtemos a seguinte equação<br />
diferencial para a função de onda:<br />
r k (r) = ik k (r) :<br />
50
Então, a solução mais geral dessa equação, normalizada no volume V = L 3 da caixa,<br />
pode ser escrita como:<br />
k (r) =<br />
i p<br />
V<br />
exp (ik r) :<br />
Aplicando as condições de contorno periódicas de Born-Von Kárman, dadas por:<br />
k (r) = k (r + Li) + k (r + Lj) + k (r + Lk) ;<br />
podemos escrever os vetores de onda como:<br />
k i = 2 L n i , i = o; 1; 2; ::: (4.36)<br />
Entretanto, até agora trabalhamos apenas com uma única partícula. Assim, para N<br />
partículas, vamos escrever uma base ortonormal fjk i ig do espaço de estados " i da i-ésima<br />
partícula. Assim, os kets<br />
jk 1 i jk 2 i ::: jk N i = jk 1 k 2 :::k N i ; (4.37)<br />
também formam uma base ortonormal em " = i " i : O hamiltoniano para N partículas<br />
pode ser escrito como:<br />
^H tot =<br />
e os autoestados do hamiltoniano satisfazem<br />
E tot =<br />
NX<br />
i=1<br />
NX<br />
i=1<br />
^H i ; (4.38)<br />
h 2 k 2 i<br />
2m : (4.39)<br />
Cada estado jki ocupa um volume V = L 3 no espaço k. Isso implica que a soma <strong>sobre</strong><br />
todos os valores de k de (4:36) pode ser substituída pela integral, ou seja:<br />
X<br />
! V Z<br />
d 3 k; (4.40)<br />
h 3<br />
k<br />
onde h = 2h é constante de Planck. No limite de V ! 1 os valores possíveis de p<br />
formam um contínuo. O número de estados w com energias entre E e E + E é dado por:<br />
w (E; V; N) =<br />
X<br />
E‹E toto‹E+E<br />
51<br />
1 =<br />
Z E+E<br />
E<br />
D (E) dE; (4.41)
onde D (E) é a densidade de estados do sistema<br />
D (E) = X k 1<br />
X<br />
k 2<br />
::: X k N<br />
E<br />
NX<br />
i=1<br />
h 2 k 2 i<br />
2m<br />
e é dada por [1, 13]:<br />
3N<br />
2m<br />
D (E) = V N 2<br />
E 3N 1 2<br />
h 2 3N<br />
1 !<br />
2<br />
Assim, o peso estatístico w, …ca:<br />
w (E; V; N) =<br />
e podemos escrever a entropia como:<br />
S<br />
k = N ln V ln 3N<br />
2<br />
V N<br />
3N<br />
2<br />
1 !<br />
2m<br />
Utilizando a fórmula de Stirling (2:19) chegamos a:<br />
S<br />
k = N ln V + 3N 2<br />
h 2<br />
!<br />
3N<br />
2<br />
E<br />
E<br />
<br />
1 ! + 3N 2mE E<br />
2 ln + ln<br />
h 2<br />
E<br />
4mE<br />
3Nh 2 <br />
+ 3N 2 + O (ln) + ln E<br />
E<br />
: (4.42)<br />
(4.43)<br />
(4.44)<br />
<br />
: (4.45)<br />
<br />
: (4.46)<br />
Desprezando os últimos termos, que são muitos pequenos comparados com os termos<br />
de primeira ordem, temos:<br />
e<br />
S (E; V; N) = kN<br />
<br />
ln V + 3 4mE<br />
2 ln + 3 <br />
3Nh 2 2<br />
(4.47)<br />
Usando as de…nições da termodinâmica para a temperatura e pressão, respectivamente,<br />
chegamos a:<br />
1<br />
T = @S<br />
@E = 3 Nk<br />
2 E ; (4.48)<br />
P<br />
T = @S<br />
@V = Nk<br />
V ; (4.49)<br />
E = 3 NkT; (4.50)<br />
2<br />
e<br />
P V = NkT; (4.51)<br />
que são as mesmas expressões que obtivemos na <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> Clássica, estando<br />
de acordo com o teorema da Equipartição da Energia.<br />
52
4.3 Ensemble Canônico<br />
O Ensemble Canônico no formulação quântica é de…nido de maneira análoga ao caso<br />
clássico, ou seja, o sistema isolado consiste do reservatório a temperatura T e o sistema<br />
S cujas dimensões são muito menores que a do reservatório, de forma a manter a sua<br />
emperatura constante. Para o sistema isolado, o hamiltoniano total pode ser escrito<br />
como:<br />
^H 0 = ^H R + ^H S (4.52)<br />
onde ^H 0; ^HR e ^H S representam os operadores hamiltoniano do sistema isolado, do reservatório<br />
e do sistema, respectivamente, de…nidos nos espaços 0 = R S; R e S : As<br />
equações de autovalor para os operadores hamiltonianos são dadas por:<br />
^H 0 jn R n S i = (E nR + E nS ) jn R n S i ; (4.53)<br />
^H R jn R i = E nR jn R i (4.54)<br />
e<br />
^H S jn S i = E nS jn S i : (4.55)<br />
O sistema isolado (R + S) representa um ensemble Microcanônico, cujo operador<br />
densidade é dado pela Eq. (4.24), ou seja:<br />
^ 0 = ^I<br />
w ; (4.56)<br />
onde w representa a dimensão do espaço 0 . Para obter o operador densidade do sistema<br />
S, basta tomarmos o traço parcial de ^ 0 nos estados de R : No limite de reservatório ideal<br />
chegamos a:<br />
^ S =<br />
e ^H S<br />
T re ^H S<br />
; (4.57)<br />
que é o operador densidade num sistema a temperatura constante T .<br />
53
4.3.1 Paramagneto de spin 1/2<br />
Vamos analisar o o paramagneto de spin meio de…nido no capítulo 2 usando o operador<br />
densidade ^ S : A hamiltoniana do sistema é dada por<br />
^H S = 0 Bb z : (4.58)<br />
Na base fjig dos autovetores de ^S z o operador densidade é escrito como:<br />
0<br />
1<br />
: 1<br />
^ S = @ e 0 B 0<br />
A : (4.59)<br />
e 0 B + e 0 B 0 e 0 B<br />
A energia interna é de…nida como sendo o valor esperado no ensemble do operador<br />
hamiltoniano, ou seja:<br />
que é o mesmo resultado obtido no capítulo 2.<br />
D E<br />
U = ^HS = T r^ S ^HS (4.60)<br />
<br />
0 H<br />
= H 0 tanh ; (4.61)<br />
kT<br />
54
Capítulo 5<br />
Conclusões e Pespectivas<br />
O objetivo deste trabalho foi estudar a <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong>. Mais especi…camente,<br />
buscamos entender o operador densidade na teoria quântica, realizando análises<br />
na <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong> e na <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong>.<br />
Inicialmente, vimos na <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> Clássica os ensembles microcanônico e<br />
canônico, alguns exemplos de suas aplicações, além de fazermos sua conexão com a Termodinâmica.<br />
Na <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>, vimos alguns conceitos básicos de álgebra vetorial e seus postulados,<br />
que foram de fundamental importância para o entendimento do trabalho aqui<br />
desenvolvido.<br />
Depois da análise desses conceitos, …zemos um estudo detalhado do operador densidade<br />
e suas implicações na <strong>Mecânica</strong> <strong>Quântica</strong>. Estudamos a experiência de Stern-Gerlach,<br />
onde concluímos que, ao utilizarmos o operador densidade para o cálculo do valor médio<br />
de uma grandeza, não precisamos necessariamente conhecer o ket do sistema.<br />
Finalmente estudamos <strong>Mecânica</strong> <strong>Estatística</strong> <strong>Quântica</strong>. Vimos o operador entropia em<br />
geral e em particular, realizamos uma análise dos ensembles microcanônico e canônico.<br />
Através dos cálculos necessários, concluimos que o valor médio do operador entropia é a<br />
própria entropia do sistema.<br />
Somente para ressaltar alguns dos pontos principais discutidos no texto, vamos voltar<br />
<strong>à</strong> experiência de Stern-Gerlach. Se preparamos o feixe em um ensemble puro, como por<br />
55
exemplo, com todos os átomos orientados com o spin para cima, temos o conhecimento<br />
completo do sistema; em outras palavras conhecemos o seu ket, e neste caso encontramos<br />
que a entropia é nula, Eq.(4:11). Agora, se preparamos o sistema, misturando feixes totalmente<br />
polarizados, aumentamos a entropia do sistema ou, em outras palavras, perdemos<br />
informação <strong>sobre</strong> o sistema. Não podemos mais escrever o seu ket de maneira única (somente<br />
utilizando os postulados básicos da MQ) e o máximo de informação que podemos<br />
obter está no operador densidade. Qualquer uma das possibilidades de ket que constituem<br />
o ensemble pode ser representada pelo mesmo operador densidade Na preparação escolhida<br />
no texto, com metade do feixe com spin up e metade com spin down, vimos que<br />
temos entropia máxima, dada por k ln 2:<br />
A motivação inicial para este trabalho era aplicá-lo no entendimento da formulação<br />
térmica da Teoria <strong>Quântica</strong> de Campos. Assim, como perspectiva de continuidade deste<br />
estudo podemos desenvolver uma análise da Teoria <strong>Quântica</strong> de Campos a temperatura<br />
…nita.<br />
56
Referências Bibliográ…cas<br />
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57
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[18] NEUMANN, J. VON, Mathematical Foundations of Quantum Mechanics,<br />
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[19] GIBBS. J., Elementary Principles in Statistical Mechanics. Yale University<br />
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