UFABC - Física Quântica - Curso 2017.3 Prof. Germán Lugones
Aula 12
Barreira de potencial, efeito túnel, poço finito,
e oscilador harmônico
2
Uma barreira de potencial é descrita por uma função de energia potencial com um máximo.
Na mecânica newtoniana clássica, se uma partícula está inicialmente ao lado esquerdo da barreira (que poderia ser uma montanha), e se a energia mecânica total é E1, a partícula não pode se mover mais para o lado direito
do ponto x=𝑎.
Caso ela fizesse isso, a energia potencial V seria maior que a energia total E e a energia cinética K=E–U seria negativa, o que seria impossível na mecânica clássica, uma vez que K =(1/2)mv2 nunca poderá ser negativa.
Barreira de potencial
Capítulo 40 — Mecânica quântica I: funções de onda 299
TESTE SUA COMPREENSÃO DA SEÇÃO 40.3 Suponha que a largura do poço de poten-cial finito da Figura 40.15 seja reduzida à metade. Como o valor de U0 deve variar para que haja apenas três níveis de energia ligados cujas energias são as frações de U0 que aparecem na Figura 40.15b? U0 deve: (i) aumentar por um fator de 4; (ii) aumentar por um fator de 2; (iii) permanecer inalterado; (iv) diminuir pela metade; (v) diminuir por um fator de 14.
40.4
BARREIRA DE POTENCIAL E TUNELAMENTO
Uma barreira de potencial é o oposto de um poço de potencial; ela é descrita por uma função de energia potencial com um máximo. A Figura 40.18 mos-tra um exemplo. Na mecânica newtoniana clássica, se uma partícula (como uma montanha-russa) está inicialmente ao lado esquerdo da barreira (que poderia ser uma montanha), e se a energia mecânica total é E1, a partícula não pode se mover mais para o lado direito do ponto x ! a. Caso ela fizesse isso, a energia potencial
U seria maior que a energia total E e a energia cinética K ! E – U seria negativa, o que seria impossível na mecânica clássica, uma vez que K ! 1
2mv2 nunca poderá
ser negativa.
Uma partícula da mecânica quântica comporta-se de forma diferente: se ela en-contra uma barreira como a da Figura 40.18 e possui energia menor que E2, ela pode aparecer do outro lado. Esse fenômeno é chamado tunelamento. No tunelamento da mecânica quântica, ao contrário do que ocorre no tunelamento da mecânica macroscópica, a partícula não atravessa realmente a barreira e não perde nenhuma energia no processo.
Tunelamento através de uma barreira retangular
Para entender como o tunelamento pode ocorrer, vamos examinar a função energia potencial U(x), demonstrada na Figura 40.19. Ela descreve o inverso da situação indicada na Figura 40.13; a energia potencial é igual a zero em todos os pontos, exceto no intervalo 0 " x " L, no interior do qual ela possui valor igual a
U0. Isso poderia representar um modelo simples de um elétron entre duas placas metálicas separadas por uma lacuna de ar de espessura L. A energia potencial é menor dentro de ambas as placas que na região entre as placas.
Figura 40.18 Uma barreira de
energia potencial. De acordo com a mecânica newtoniana, quando a energia total é E1, uma partícula que está do lado esquerdo da barreira não pode se deslocar para a direita do ponto x ! a. Quando a energia total é maior que E2, a partícula pode ultrapassar a barreira.
x U(x)
E1 E2
0 a
(d) Pela Figura 40.15b, notamos que a energia mínima necessária para libertar o elétron do poço de potencial a partir de seu nível fundamental n ! 1 é igual a U0 – E1 ! 9,0 eV – 0,94 eV ! 8,1 eV, que é igual a três vezes a energia do fóton de 2,7 eV calculada na parte (c), o comprimento de onda correspondente é igual a um terço de 460 nm ou 150 nm (para dois dígitos signifi-cativos), e o fóton se encontra na região ultravioleta do espectro.
AVALIAR: para conferir, podemos calcular as energias dos esta-dos ligaesta-dos usando as fórmulas E1 ! 0,104U0, E2 ! 0,405U0 e
E3 ! 0,848U0, como vemos na Figura 40.15b. Para uma verifi-cação adicional, note que os três primeiros níveis de energia de um poço infinito de mesmo comprimento são E1–PPI ! 1,5 eV,
E2–PPI ! 4E1–PPI ! 6,0 eV e E3–PPI ! 9E1–PPI ! 13,5 eV. As energias encontradas na parte (b) são menores que essas. Como mencionamos anteriormente, a profundidade finita do poço faz abaixar os níveis de energia em comparação com os respectivos níveis no caso do poço com profundidade infinita.
Uma aplicação dessas ideias são os pontos quânticos, que são partículas de tamanho nanométrico de um semicondutor como o seleneto de cádmio (CdSe). Um elétron dentro de um ponto
quântico se comporta como uma partícula em um poço de po-tencial finito com uma largura L igual ao tamanho do ponto. Quando pontos quânticos são iluminados com luz ultravioleta, os elétrons absorvem os fótons ultravioleta e são excitados a níveis de energia mais altos, como o nível n ! 3 descrito neste exem-plo. Se o elétron volta ao nível fundamental (n ! 1) em duas ou mais etapas (por exemplo, de n ! 3 a n ! 2 e de n ! 2 a n ! 1), uma das etapas envolverá a emissão de um fóton de luz visível, como calculamos aqui. (Descrevemos esse processo de
fluores-cência na Seção 39.3.) Aumentar o valor de L diminui a energia dos níveis e, portanto, o espaçamento entre eles e, consequen-temente, provoca uma diminuição na energia e um aumento no comprimento de onda dos fótons emitidos. A fotografia do início deste capítulo mostra pontos quânticos de diferentes tamanhos em solução: cada um deles emite um comprimento de onda ca-racterístico, que depende do tamanho do ponto. Pontos quânticos podem ser injetados nos tecidos vivos e seu brilho fluorescente pode ser usado como um indicador em pesquisas biológicas e médicas. Eles também podem ser fundamentais para uma nova geração de lasers e de computadores ultrarrápidos.
(Continuação)
Book_SEARS_Vol4.indb 299 16/12/15 5:46 PM
Uma partícula da mecânica quântica comporta-se de forma diferente: se ela encontra uma barreira como a da Figura e possui energia menor que E2, ela
pode aparecer do outro lado. Esse fenômeno é chamado tunelamento ou efeito túnel.
Capítulo 40 — Mecânica quântica I: funções de onda 299
TESTE SUA COMPREENSÃO DA SEÇÃO 40.3 Suponha que a largura do poço de poten-cial finito da Figura 40.15 seja reduzida à metade. Como o valor de U0 deve variar para que haja apenas três níveis de energia ligados cujas energias são as frações de U0 que aparecem na Figura 40.15b? U0 deve: (i) aumentar por um fator de 4; (ii) aumentar por um fator de 2; (iii) permanecer inalterado; (iv) diminuir pela metade; (v) diminuir por um fator de 14.
40.4
BARREIRA DE POTENCIAL E TUNELAMENTO
Uma barreira de potencial é o oposto de um poço de potencial; ela é descrita por uma função de energia potencial com um máximo. A Figura 40.18 mos-tra um exemplo. Na mecânica newtoniana clássica, se uma partícula (como uma montanha-russa) está inicialmente ao lado esquerdo da barreira (que poderia ser uma montanha), e se a energia mecânica total é E1, a partícula não pode se mover mais para o lado direito do ponto x ! a. Caso ela fizesse isso, a energia potencial
U seria maior que a energia total E e a energia cinética K ! E – U seria negativa, o que seria impossível na mecânica clássica, uma vez que K ! 1
2mv2 nunca poderá
ser negativa.
Uma partícula da mecânica quântica comporta-se de forma diferente: se ela en-contra uma barreira como a da Figura 40.18 e possui energia menor que E2, ela pode aparecer do outro lado. Esse fenômeno é chamado tunelamento. No tunelamento da mecânica quântica, ao contrário do que ocorre no tunelamento da mecânica macroscópica, a partícula não atravessa realmente a barreira e não perde nenhuma energia no processo.
Tunelamento através de uma barreira retangular
Para entender como o tunelamento pode ocorrer, vamos examinar a função energia potencial U(x), demonstrada na Figura 40.19. Ela descreve o inverso da situação indicada na Figura 40.13; a energia potencial é igual a zero em todos os pontos, exceto no intervalo 0 " x " L, no interior do qual ela possui valor igual a
U0. Isso poderia representar um modelo simples de um elétron entre duas placas metálicas separadas por uma lacuna de ar de espessura L. A energia potencial é menor dentro de ambas as placas que na região entre as placas.
Figura 40.18 Uma barreira de
energia potencial. De acordo com a mecânica newtoniana, quando a energia total é E1, uma partícula que está do lado esquerdo da barreira não pode se deslocar para a direita do ponto x ! a. Quando a energia total é maior que E2, a partícula pode ultrapassar a barreira.
x U(x)
E1 E2
0 a
(d) Pela Figura 40.15b, notamos que a energia mínima necessária para libertar o elétron do poço de potencial a partir de seu nível fundamental n ! 1 é igual a U0 – E1 ! 9,0 eV – 0,94 eV ! 8,1 eV, que é igual a três vezes a energia do fóton de 2,7 eV calculada na parte (c), o comprimento de onda correspondente é igual a um terço de 460 nm ou 150 nm (para dois dígitos signifi-cativos), e o fóton se encontra na região ultravioleta do espectro.
AVALIAR: para conferir, podemos calcular as energias dos esta-dos ligaesta-dos usando as fórmulas E1 ! 0,104U0, E2 ! 0,405U0 e
E3 ! 0,848U0, como vemos na Figura 40.15b. Para uma verifi-cação adicional, note que os três primeiros níveis de energia de um poço infinito de mesmo comprimento são E1–PPI ! 1,5 eV,
E2–PPI ! 4E1–PPI ! 6,0 eV e E3–PPI ! 9E1–PPI ! 13,5 eV. As energias encontradas na parte (b) são menores que essas. Como mencionamos anteriormente, a profundidade finita do poço faz abaixar os níveis de energia em comparação com os respectivos níveis no caso do poço com profundidade infinita.
Uma aplicação dessas ideias são os pontos quânticos, que são partículas de tamanho nanométrico de um semicondutor como o seleneto de cádmio (CdSe). Um elétron dentro de um ponto
quântico se comporta como uma partícula em um poço de po-tencial finito com uma largura L igual ao tamanho do ponto. Quando pontos quânticos são iluminados com luz ultravioleta, os elétrons absorvem os fótons ultravioleta e são excitados a níveis de energia mais altos, como o nível n ! 3 descrito neste exem-plo. Se o elétron volta ao nível fundamental (n ! 1) em duas ou mais etapas (por exemplo, de n ! 3 a n ! 2 e de n ! 2 a n ! 1), uma das etapas envolverá a emissão de um fóton de luz visível, como calculamos aqui. (Descrevemos esse processo de
fluores-cência na Seção 39.3.) Aumentar o valor de L diminui a energia dos níveis e, portanto, o espaçamento entre eles e, consequen-temente, provoca uma diminuição na energia e um aumento no comprimento de onda dos fótons emitidos. A fotografia do início deste capítulo mostra pontos quânticos de diferentes tamanhos em solução: cada um deles emite um comprimento de onda ca-racterístico, que depende do tamanho do ponto. Pontos quânticos podem ser injetados nos tecidos vivos e seu brilho fluorescente pode ser usado como um indicador em pesquisas biológicas e médicas. Eles também podem ser fundamentais para uma nova geração de lasers e de computadores ultrarrápidos.
(Continuação)
4
Consideremos o espalhamento de um feixe de partículas de massa m e energia E, por uma barreira de potencial retangular de altura V0 e largura a.
Nas regiões I e III a equação de Schrödinger pode ser escrita como:
Barreira de potencial retangular
15. Aplicac¸˜oes da equac¸˜ao de Schr¨odinger
163
Exerc´ıcio 15.7.3 Considere o espalhamento de um feixe de part´ıculas de massa
m e energia E, por uma barreira de potencial retangular de altura V
◦e largura
a.
Para E < V
◦:
a) mostre que a probabilidade de transmiss˜ao ´e dada por
t =
!
1 +
V
◦senh
2ρa
4 E(V
◦− E)
"
−1onde ρ =
#
2 m(V
◦− E)/!
b) determine os limites de t para ! → 0 e ρa ≫ 1 (E ≪ V
◦).
Para E > V
◦:
c) mostre que a probabilidade de transmiss˜ao ´e dada por
t =
!
1 +
V
◦sen
2ka
4 E(V
◦− E)
"
−1onde k =
#
2 m(E − V
◦)/!
Para E ≫ V
◦:
d) determine o limite dos coeficientes t e r;
e) determine os valores de energia para os quais t ´e m´aximo.
A barreira de potencial pode ser representada esquematicamente pela figura
abaixo.
A equa¸c˜ao de Schr¨odinger pode ser escrita como
−
!
22 m
d
2dx
2ψ(x) + V
◦ψ(x) = Eψ(x)
⇒
d
2ψ
dx
2+
k2$
%&
'
2 m
!
[E − V
◦] ψ(x) = 0
onde V
◦= constante.
~
22m
d
2(x)
dx
2= E (x)
Nas região II equação de Schrödinger pode ser escrita como:
Na região II, temos dois tipos de soluções:
15. Aplicac¸˜oes da equac¸˜ao de Schr¨odinger 163
Exerc´ıcio 15.7.3 Considere o espalhamento de um feixe de part´ıculas de massa m e energia E, por uma barreira de potencial retangular de altura V◦ e largura a.
Para E < V◦:
a) mostre que a probabilidade de transmiss˜ao ´e dada por t = ! 1 + V◦ senh2 ρa 4 E(V◦ − E) "−1 onde ρ = #2 m(V◦ − E)/! b) determine os limites de t para ! → 0 e ρa ≫ 1 (E ≪ V◦).
Para E > V◦:
c) mostre que a probabilidade de transmiss˜ao ´e dada por t = ! 1 + V◦ sen2 ka 4 E(V◦ − E) "−1 onde k = #2 m(E − V◦)/! Para E ≫ V◦:
d) determine o limite dos coeficientes t e r;
e) determine os valores de energia para os quais t ´e m´aximo.
A barreira de potencial pode ser representada esquematicamente pela figura abaixo.
A equa¸c˜ao de Schr¨odinger pode ser escrita como
− ! 2 2 m d2 dx2ψ(x) + V◦ψ(x) = Eψ(x) ⇒ d2ψ dx2 + k2 $ %& ' 2 m ! [E − V◦] ψ(x) = 0 onde V◦ = constante.
164 F´ısica Moderna Caruso • Oguri
Nesse caso, h´a dois tipos de solu¸c˜oes:
• E > V◦ =⇒ ψ(x) ∼e±ikx com k =
√ 2 m(E−V◦) ! = p ! • E < V◦ =⇒ ψ(x) ∼e±ρx com ρ = √ 2 m(V◦−E) !
a) Para E < V◦, a fun¸c˜ao de onda em cada uma das 3 regi˜oes mostradas na figura pode ser expressa como
⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ψI = incidente % &' ( Aeik◦x + refeletida % &' ( B−ik◦x k ◦ = √ 2mE/! (x < 0 e V = 0) ψII = Ceρx + D−ρx ρ = ) 2m(V◦ − E)/! (0 < x < a e V = V◦) ψIII = F e' (% &ik◦x transmitida (x > a e V = 0) e o coeficiente de transmiss˜ao ´e dado por
t = Jtrans Jinc = * * * *FA * * * * 2
As condi¸c˜oes de contorno v˜ao impor rela¸c˜oes entre as v´arias constantes. S˜ao
elas: ⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ψI(0) = ψII(0) ⇒ A + B = C + D ψI′(0) = ψII′ (0) ⇒ ik◦(A − B) = ρ(C − D) ψII(a) = ψIII(a) ⇒ Ceρa + De−ρa = F eik◦a
ψII′ (a) = ψIII′ (a) ⇒ ρ(Ceρa − De−ρa) = ikF eik◦a
⎧ ⎨ ⎩ 2Ceρa = +1 + ik◦ ρ , F eik◦a 2Deρa = +1 − ik◦ ρ , F eik◦a ⎧ ⎨ ⎩ 2ρ(C + D) = [(ρ + ik◦)e−ρa + (ρ − ik ◦)eρa] F eik0a = 2ρ(A + B)
Resolveremos primeiramente o caso com E < V0:
Classicamente, uma partícula que incide desde a esquerda deve ser refletida com certeza em x=0. Veremos que no caso quântico, existe uma probabilidade não nula de que a partícula atravesse a barreira de potencial e passe para a região III. Esse fenômeno se denomina efeito túnel.
15. Aplicac¸˜oes da equac¸˜ao de Schr¨odinger
163
Exerc´ıcio 15.7.3 Considere o espalhamento de um feixe de part´ıculas de massa
m e energia E, por uma barreira de potencial retangular de altura V
◦e largura
a.
Para E < V
◦:
a) mostre que a probabilidade de transmiss˜ao ´e dada por
t =
!
1 +
V
◦senh
2ρa
4 E(V
◦− E)
"
−1onde ρ =
#
2 m(V
◦− E)/!
b) determine os limites de t para ! → 0 e ρa ≫ 1 (E ≪ V
◦).
Para E > V
◦:
c) mostre que a probabilidade de transmiss˜ao ´e dada por
t =
!
1 +
V
◦sen
2ka
4 E(V
◦− E)
"
−1onde k =
#
2 m(E − V
◦)/!
Para E ≫ V
◦:
d) determine o limite dos coeficientes t e r;
e) determine os valores de energia para os quais t ´e m´aximo.
A barreira de potencial pode ser representada esquematicamente pela figura
abaixo.
A equa¸c˜ao de Schr¨odinger pode ser escrita como
−
!
22 m
d
2dx
2ψ(x) + V
◦ψ(x) = Eψ(x)
⇒
d
2ψ
dx
2+
k2$
%&
'
2 m
!
[E − V
◦] ψ(x) = 0
onde V
◦= constante.
EPara o caso em que E < V0, as funções de onda nas três regiões são:
Queremos determinar o coeficiente de transmissão dado por:
164 F´ısica Moderna Caruso • Oguri
Nesse caso, h´a dois tipos de solu¸c˜oes:
• E > V◦ =⇒ ψ(x) ∼e±ikx com k =
√ 2 m(E−V◦) ! = p ! • E < V◦ =⇒ ψ(x) ∼e±ρx com ρ = √ 2 m(V◦−E) !
a) Para E < V◦, a fun¸c˜ao de onda em cada uma das 3 regi˜oes mostradas na figura pode ser expressa como
⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ψI = incidente % &' ( Aeik◦x + refeletida % &' ( B−ik◦x k ◦ = √ 2mE/! (x < 0 e V = 0) ψII = Ceρx + D−ρx ρ = ) 2m(V◦ − E)/! (0 < x < a e V = V◦) ψIII = F e' (% &ik◦x transmitida (x > a e V = 0) e o coeficiente de transmiss˜ao ´e dado por
t = Jtrans Jinc = * * * *FA * * * * 2
As condi¸c˜oes de contorno v˜ao impor rela¸c˜oes entre as v´arias constantes. S˜ao
elas: ⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ψI(0) = ψII(0) ⇒ A + B = C + D ψI′(0) = ψII′ (0) ⇒ ik◦(A − B) = ρ(C − D) ψII(a) = ψIII(a) ⇒ Ceρa + De−ρa = F eik◦a
ψII′ (a) = ψIII′ (a) ⇒ ρ(Ceρa − De−ρa) = ikF eik◦a
⎧ ⎨ ⎩ 2Ceρa = +1 + ik◦ ρ , F eik◦a 2Deρa = +1 − ik◦ ρ , F eik◦a ⎧ ⎨ ⎩ 2ρ(C + D) = [(ρ + ik◦)e−ρa + (ρ − ik ◦)eρa] F eik0a = 2ρ(A + B)
2ρ(C − D) = [(ρ + ik )e−ρa + (ρ − ik )eρa] F eik◦a = 2ρ = 2ik (A − B)
T = ⇤ III,trans III,trans ⇤ I,inc III,inc = |F | 2 |A|2
As condições de contorno para a função de onda e a sua derivada são:
Somando e subtraindo as Eqs. (3) e (4) temos:
164
F´ısica Moderna Caruso • OguriNesse caso, h´a dois tipos de solu¸c˜oes:
• E > V
◦=⇒ ψ(x) ∼e
±ikxcom k =
√
2 m(E−V◦) !=
p
!
• E < V
◦=⇒ ψ(x) ∼e
±ρxcom ρ =
√
2 m(V◦−E) !a) Para E < V
◦, a fun¸c˜ao de onda em cada uma das 3 regi˜oes mostradas na
figura pode ser expressa como
⎧
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎨
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎩
ψ
I=
incidente% &' (
Ae
ik◦x+
refeletida% &' (
B
−ik◦xk
◦=
√
2mE/!
(x < 0 e V = 0)
ψ
II= Ce
ρx+ D
−ρxρ =
)
2m(V
◦− E)/!
(0 < x < a e V = V
◦)
ψ
III= F e
' (% &
ik◦x transmitida(x > a e V = 0)
e o coeficiente de transmiss˜ao ´e dado por
t =
J
transJ
inc=
*
*
*
*
F
A
*
*
*
*
2As condi¸c˜oes de contorno v˜ao impor rela¸c˜oes entre as v´arias constantes. S˜ao
elas:
⎧
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎨
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎩
ψ
I(0) = ψ
II(0)
⇒ A + B = C + D
ψ
I′(0) = ψ
II′(0)
⇒ ik
◦(A − B) = ρ(C − D)
ψ
II(a) = ψ
III(a) ⇒ Ce
ρa+ De
−ρa= F e
ik◦aψ
II′(a) = ψ
III′(a) ⇒ ρ(Ce
ρa− De
−ρa) = ikF e
ik◦a⎧
⎨
⎩
2Ce
ρa=
+
1 +
ik◦ ρ,
F e
ik◦a2De
ρa=
+
1 −
ik◦ ρ,
F e
ik◦a⎧
⎨
⎩
2ρ(C + D) = [(ρ + ik
◦)e
−ρa+ (ρ − ik
◦)e
ρa] F e
ik0a= 2ρ(A + B)
2ρ(C − D) = [(ρ + ik
◦)e
−ρa+ (ρ − ik
◦)e
ρa] F e
ik◦a= 2ρ = 2ik
◦(A − B)
(1) (2) (3) (4)164
F´ısica Moderna Caruso • OguriNesse caso, h´a dois tipos de solu¸c˜oes:
• E > V◦
=⇒ ψ(x) ∼e
±ikxcom k =
√
2 m(E−V◦) !=
p
!
• E < V
◦=⇒ ψ(x) ∼e
±ρxcom ρ =
√
2 m(V◦−E) !a) Para E < V
◦, a fun¸c˜ao de onda em cada uma das 3 regi˜oes mostradas na
figura pode ser expressa como
⎧
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎨
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎩
ψ
I=
incidente% &' (
Ae
ik◦x+
refeletida% &' (
B
−ik◦xk
◦=
√
2mE/!
(x < 0 e V = 0)
ψ
II= Ce
ρx+ D
−ρxρ =
)
2m(V
◦− E)/!
(0 < x < a e V = V
◦)
ψ
III= F e
' (% &
ik◦x transmitida(x > a e V = 0)
e o coeficiente de transmiss˜ao ´e dado por
t =
J
transJ
inc=
*
*
*
*
F
A
*
*
*
*
2As condi¸c˜oes de contorno v˜ao impor rela¸c˜oes entre as v´arias constantes. S˜ao
elas:
⎧
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎨
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎩
ψ
I(0) = ψ
II(0)
⇒ A + B = C + D
ψ
I′(0) = ψ
II′(0)
⇒ ik◦
(A − B) = ρ(C − D)
ψ
II(a) = ψ
III(a) ⇒ Ce
ρa+ De
−ρa= F e
ik◦aψ
II′(a) = ψ
III′(a) ⇒ ρ(Ce
ρa− De
−ρa) = ikF e
ik◦a⎧
⎨
⎩
2Ce
ρa=
+
1 +
ik◦ ρ,
F e
ik◦a2De
ρa=
+
1 −
ik◦ ρ,
F e
ik◦a⎧
⎨
⎩
2ρ(C + D) = [(ρ + ik
◦)e
−ρa+ (ρ − ik◦
)e
ρa] F e
ik0a= 2ρ(A + B)
2ρ(C − D) = [(ρ + ik◦
)e
−ρa+ (ρ − ik◦
)e
ρa] F e
ik◦a= 2ρ = 2ik
◦(A − B)(5) (6)
Somando e subtraindo as Eqs. (5) e (6) temos:
Mas, de acordo com as Eqs. (1) e (2) temos C+D = A+B e 𝜌(C–D) = i k0(A–B).
Substituindo nas Eqs. (7) e (8) temos:
164 F´ısica Moderna Caruso • Oguri
Nesse caso, h´a dois tipos de solu¸c˜oes:
• E > V◦ =⇒ ψ(x) ∼e±ikx com k =
√ 2 m(E−V◦) ! = p ! • E < V◦ =⇒ ψ(x) ∼e±ρx com ρ = √ 2 m(V◦−E) !
a) Para E < V◦, a fun¸c˜ao de onda em cada uma das 3 regi˜oes mostradas na figura pode ser expressa como
⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ψI = incidente % &' ( Aeik◦x + refeletida % &' ( B−ik◦x k ◦ = √2mE/! (x < 0 e V = 0) ψII = Ceρx + D−ρx ρ = ) 2m(V◦ − E)/! (0 < x < a e V = V◦) ψIII = F e' (% &ik◦x transmitida (x > a e V = 0) e o coeficiente de transmiss˜ao ´e dado por
t = Jtrans Jinc = * * * * F A * * * * 2
As condi¸c˜oes de contorno v˜ao impor rela¸c˜oes entre as v´arias constantes. S˜ao
elas: ⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ψI(0) = ψII(0) ⇒ A + B = C + D ψI′(0) = ψII′ (0) ⇒ ik◦(A − B) = ρ(C − D) ψII(a) = ψIII(a) ⇒ Ceρa + De−ρa = F eik◦a
ψII′ (a) = ψIII′ (a) ⇒ ρ(Ceρa − De−ρa) = ikF eik◦a
⎧ ⎨ ⎩ 2Ceρa = +1 + ik◦ ρ , F eik◦a 2Deρa = +1 − ik◦ ρ , F eik◦a ⎧ ⎨ ⎩ 2ρ(C + D) = [(ρ + ik◦)e−ρa + (ρ − ik ◦)eρa] F eik0a = 2ρ(A + B)
2ρ(C − D) = [(ρ + ik◦)e−ρa + (ρ − ik◦)eρa] F eik◦a = 2ρ = 2ik◦(A − B)
(7) (8)
164 F´ısica Moderna Caruso • Oguri
Nesse caso, h´a dois tipos de solu¸c˜oes:
• E > V◦ =⇒ ψ(x) ∼e±ikx com k =
√ 2 m(E−V◦) ! = p ! • E < V◦ =⇒ ψ(x) ∼e±ρx com ρ = √ 2 m(V◦−E) !
a) Para E < V◦, a fun¸c˜ao de onda em cada uma das 3 regi˜oes mostradas na figura pode ser expressa como
⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ψI = incidente % &' ( Aeik◦x + refeletida % &' ( B−ik◦x k ◦ = √ 2mE/! (x < 0 e V = 0) ψII = Ceρx + D−ρx ρ = ) 2m(V◦ − E)/! (0 < x < a e V = V◦) ψIII = F e' (% &ik◦x transmitida (x > a e V = 0) e o coeficiente de transmiss˜ao ´e dado por
t = Jtrans Jinc = * * * *FA * * * * 2
As condi¸c˜oes de contorno v˜ao impor rela¸c˜oes entre as v´arias constantes. S˜ao
elas: ⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ψI(0) = ψII(0) ⇒ A + B = C + D ψI′(0) = ψII′ (0) ⇒ ik◦(A − B) = ρ(C − D) ψII(a) = ψIII(a) ⇒ Ceρa + De−ρa = F eik◦a
ψII′ (a) = ψIII′ (a) ⇒ ρ(Ceρa − De−ρa) = ikF eik◦a
⎧ ⎨ ⎩ 2Ceρa = +1 + ik◦ ρ , F eik◦a 2Deρa = +1 − ik◦ ρ , F eik◦a ⎧ ⎨ ⎩ 2ρ(C + D) = [(ρ + ik◦)e−ρa + (ρ − ik ◦)eρa] F eik0a = 2ρ(A + B)
2ρ(C − D) = [(ρ + ik◦)e−ρa + (ρ − ik◦)eρa] F eik◦a = 2ρ = 2ik◦(A − B)
164
F´ısica Moderna Caruso • OguriNesse caso, h´a dois tipos de solu¸c˜oes:
• E > V
◦=⇒ ψ(x) ∼e
±ikxcom k =
√
2 m(E−V◦) !=
p
!
• E < V
◦=⇒ ψ(x) ∼e
±ρxcom ρ =
√
2 m(V◦−E) !a) Para E < V
◦, a fun¸c˜ao de onda em cada uma das 3 regi˜oes mostradas na
figura pode ser expressa como
⎧
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎨
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎩
ψ
I=
incidente% &' (
Ae
ik◦x+
refeletida% &' (
B
−ik◦xk
◦=
√
2mE/!
(x < 0 e V = 0)
ψ
II= Ce
ρx+ D
−ρxρ =
)
2m(V
◦− E)/!
(0 < x < a e V = V
◦)
ψ
III= F e
' (% &
ik◦x transmitida(x > a e V = 0)
e o coeficiente de transmiss˜ao ´e dado por
t =
J
transJ
inc=
*
*
*
*
F
A
*
*
*
*
2As condi¸c˜oes de contorno v˜ao impor rela¸c˜oes entre as v´arias constantes. S˜ao
elas:
⎧
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎨
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎩
ψ
I(0) = ψ
II(0)
⇒ A + B = C + D
ψ
I′(0) = ψ
II′(0)
⇒ ik
◦(A − B) = ρ(C − D)
ψ
II(a) = ψ
III(a) ⇒ Ce
ρa+ De
−ρa= F e
ik◦aψ
II′(a) = ψ
III′(a) ⇒ ρ(Ce
ρa− De
−ρa) = ikF e
ik◦a⎧
⎨
⎩
2Ce
ρa=
+
1 +
ik◦ ρ,
F e
ik◦a2De
ρa=
+
1 −
ik◦ ρ,
F e
ik◦a⎧
⎨
⎩
2ρ(C + D) = [(ρ + ik
◦)e
−ρa+ (ρ − ik
◦)e
ρa] F e
ik0a= 2ρ(A + B)
2ρ(C − D) = [(ρ + ik
◦)e
−ρa+ (ρ − ik
◦)e
ρa] F e
ik◦a= 2ρ = 2ik
◦(A − B)
(9)(10)
–
Agora combinamos as Eqs. (9) e (10) para eliminar B, e tentamos obter o quociente |F/A|, já que ele determina o coeficiente de transmissão T.
15. Aplicac¸˜oes da equac¸˜ao de Schr¨odinger
165
4A
F
e
−ik◦a= e
−ρa(ρ + ik
◦)
(ρ+ik◦)/iρk◦!
"#
$
% 1
ρ
+
1
ik
&
+e
ρa(ρ − ik◦
)
−(ρ−ik◦)/iρk◦!
"#
$
% 1
ρ
−
1
ik
◦&
4
A
F
(iρk
◦) e
−ik◦a= e
−ρa ρ2+2iρk◦−k2◦!
"#
$
(ρ + ik
◦)
2−e
ρa ρ2−2iρk◦−k2◦!
"#
$
(ρ − ik◦
)
2= 2iρk
◦'
e
ρa+ e
−ρa(
#
$!
"
2 cosh ρa−
'
ρ
2− k
◦2( '
e
ρa− e
−ρa(
#
$!
"
2 senh ρaA
F
e
−ik◦a
= cosh ρa −
'
ρ
2− k
◦2(
2iρk
◦senh ρa
Assim,
)
)
)
F
A
)
)
)
2= cosh
2ρa
# $! "
1+senh2ρa+
'
ρ
2− k
◦2(
24ρ
2k
2 ◦senh
2ρa
= 1 +
*
1 +
'
ρ
2− k
◦2(
4ρ
2k
2 ◦+
#
$!
"
(ρ2+k2◦)2 4ρ2k2◦senh
2ρa
)
)
)
F
A
)
)
)
2= 1 +
'
ρ
2+ k
◦2(
4ρ
2k
2 ◦senh
2ρa
⎧
⎨
⎩
k
◦2= 2mE/!
2ρ
2= 2m(V
◦− E)/!
2⇒
⎧
⎪
⎪
⎪
⎨
⎪
⎪
⎪
⎩
'
ρ
2+ k
◦2(2
=
'
2mV
◦/
!
2(2
4ρ
2k
2 ◦= 4
%2m
!
2&
2E(V
◦− E)
Logo,
'
ρ
2+ k
◦2(2
4ρ
2k
2 ◦=
V
◦24E(V
◦− E)
e, finalmente,
t =
0
1 +
V
◦24E(V
◦− E)
senh
2ρa
1
−1Logo:
Lembrando que:
temos
15. Aplicac¸˜oes da equac¸˜ao de Schr¨odinger 165
4A F e −ik◦a = e−ρa (ρ + ik ◦) (ρ+ik◦)/iρk◦ ! "# $ % 1 ρ + 1 ik & +eρa (ρ − ik ◦) −(ρ−ik◦)/iρk◦ ! "# $ % 1 ρ − 1 ik◦ & 4A F (iρk◦) e −ik◦a = e−ρa ρ2+2iρk◦−k◦2 ! "# $ (ρ + ik◦)2 −eρa ρ2−2iρk◦−k2◦ ! "# $ (ρ − ik◦)2
= 2iρk◦ 'eρa + e−ρa(
# $! " 2 cosh ρa −'ρ2 − k◦2( 'eρa − e−ρa( # $! " 2 senh ρa A F e
−ik◦a = cosh ρa − '
ρ2 − k◦2(
2iρk◦ senh ρa
Assim, ) ) )AF ) ) )2 = cosh2 ρa # $! " 1+senh2ρa + ' ρ2 − k◦2(2 4ρ2k2 ◦ senh2 ρa = 1 + * 1 + ' ρ2 − k◦2( 4ρ2k2 ◦ + # $! " (ρ2+k2◦)2 4ρ2k2◦ senh2 ρa ) ) )FA ) ) )2 = 1 + ' ρ2 + k◦2( 4ρ2k2 ◦ senh2 ρa ⎧ ⎨ ⎩ k◦2 = 2mE/!2 ρ2 = 2m(V◦ − E)/!2 ⇒ ⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ' ρ2 + k◦2(2 = '2mV◦/!2(2 4ρ2k2 ◦ = 4 %2m !2 &2 E(V◦ − E) Logo, ' ρ2 + k◦2(2 4ρ2k2 ◦ = V◦2 4E(V◦ − E) e, finalmente, t = 0 1 + V◦2
4E(V − E) senh2 ρa
1−1
15. Aplicac¸˜oes da equac¸˜ao de Schr¨odinger 165
4A F e −ik◦a = e−ρa(ρ + ik ◦) (ρ+ik◦)/iρk◦ ! "# $ % 1 ρ + 1 ik & +eρa(ρ − ik ◦) −(ρ−ik◦)/iρk◦ ! "# $ % 1 ρ − 1 ik◦ & 4A F (iρk◦) e −ik◦a = e−ρa ρ2+2iρk◦−k◦2 ! "# $ (ρ + ik◦)2 −eρa ρ2−2iρk◦−k2◦ ! "# $ (ρ − ik◦)2
= 2iρk◦ 'eρa + e−ρa( # $! " 2 cosh ρa −'ρ2 − k◦2( 'eρa − e−ρa( # $! " 2 senh ρa A F e
−ik◦a = cosh ρa −
'
ρ2 − k◦2(
2iρk◦ senh ρa Assim, ) ) )FA ) ) )2 = cosh2 ρa # $! " 1+senh2ρa + ' ρ2 − k2◦(2 4ρ2k2 ◦ senh2 ρa = 1 + * 1 + ' ρ2 − k◦2( 4ρ2k2 ◦ + # $! " (ρ2+k2◦)2 4ρ2k2◦ senh2 ρa ) ) )AF ) ) )2 = 1 + ' ρ2 + k◦2( 4ρ2k2 ◦ senh2 ρa ⎧ ⎨ ⎩ k◦2 = 2mE/!2 ρ2 = 2m(V◦ − E)/!2 ⇒ ⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ' ρ2 + k◦2(2 = '2mV◦/!2(2 4ρ2k2 ◦ = 4 %2m !2 &2 E(V◦ − E) Logo, ' ρ2 + k2◦(2 4ρ2k2 ◦ = V◦2 4E(V◦ − E) e, finalmente, t = 0 1 + V◦2
4E(V◦ − E) senh2 ρa 1−1
15. Aplicac¸˜oes da equac¸˜ao de Schr¨odinger 165
4A F e −ik◦a = e−ρa (ρ + ik ◦) (ρ+ik◦)/iρk◦ ! "# $ % 1 ρ + 1 ik & +eρa (ρ − ik ◦) −(ρ−ik◦)/iρk◦ ! "# $ % 1 ρ − 1 ik◦ & 4A F (iρk◦) e −ik◦a = e−ρa ρ2+2iρk◦−k◦2 ! "# $ (ρ + ik◦)2 −eρa ρ2−2iρk◦−k2◦ ! "# $ (ρ − ik◦)2
= 2iρk◦ 'eρa + e−ρa(
# $! " 2 cosh ρa −'ρ2 − k◦2( 'eρa − e−ρa( # $! " 2 senh ρa A F e
−ik◦a = cosh ρa −
'
ρ2 − k◦2(
2iρk◦ senh ρa
Assim, ) ) )FA ) ) )2 = cosh2 ρa # $! " 1+senh2ρa + ' ρ2 − k◦2(2 4ρ2k2 ◦ senh2 ρa = 1 + * 1 + ' ρ2 − k◦2( 4ρ2k2 ◦ + # $! " (ρ2+k2◦)2 4ρ2k2◦ senh2 ρa ) ) )AF ) ) )2 = 1 + ' ρ2 + k◦2( 4ρ2k2 ◦ senh2 ρa ⎧ ⎨ ⎩ k◦2 = 2mE/!2 ρ2 = 2m(V◦ − E)/!2 ⇒ ⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ' ρ2 + k◦2(2 = '2mV◦/!2(2 4ρ2k2 ◦ = 4 %2m !2 &2 E(V◦ − E) Logo, ' ρ2 + k◦2(2 4ρ2k2 ◦ = V◦2 4E(V◦ − E) e, finalmente, t = 0 1 + V◦2
4E(V◦ − E) senh2 ρa 1−1
Assim, o coeficiente de transmissão fica:
Vemos que em geral T>0. Isto é, existe uma probabilidade de que a partícula que inicialmente estava do lado esquerdo da barreira possa ser encontrada do lado direito da barreira.
Essa probabilidade depende da espessura 𝑎 da barreira e da energia E da partícula (totalmente cinética) em comparação com a altura da barreira V0.
15. Aplicac¸˜oes da equac¸˜ao de Schr¨odinger
165
4A
F
e
−ik◦a= e
−ρa(ρ + ik
◦)
(ρ+ik◦)/iρk◦!
"#
$
% 1
ρ
+
1
ik
&
+e
ρa(ρ − ik
◦)
−(ρ−ik◦)/iρk◦!
"#
$
% 1
ρ
−
1
ik
◦&
4
A
F
(iρk
◦) e
−ik◦a= e
−ρa ρ2+2iρk◦−k◦2!
"#
$
(ρ + ik
◦)
2−e
ρa ρ2−2iρk◦−k◦2!
"#
$
(ρ − ik
◦)
2= 2iρk
◦'
e
ρa+ e
−ρa(
#
$!
"
2 cosh ρa−
'
ρ
2− k
◦2( '
e
ρa− e
−ρa(
#
$!
"
2 senh ρaA
F
e
−ik◦a
= cosh ρa −
'
ρ
2− k
◦2(
2iρk
◦senh ρa
Assim,
)
)
)
F
A
)
)
)
2= cosh
2ρa
# $! "
1+senh2ρa+
'
ρ
2− k
◦2(
24ρ
2k
2 ◦senh
2ρa
= 1 +
*
1 +
'
ρ
2− k
◦2(
4ρ
2k
2 ◦+
#
$!
"
(ρ2+k2◦)2 4ρ2k2◦senh
2ρa
)
)
)
F
A
)
)
)
2= 1 +
'
ρ
2+ k
◦2(
4ρ
2k
2 ◦senh
2ρa
⎧
⎨
⎩
k
◦2= 2mE/!
2ρ
2= 2m(V
◦− E)/!
2⇒
⎧
⎪
⎪
⎪
⎨
⎪
⎪
⎪
⎩
'
ρ
2+ k
◦2(
2=
'
2mV
◦/
!
2(
24ρ
2k
2 ◦= 4
%2m
!
2&
2E(V
◦− E)
Logo,
'
ρ
2+ k
◦2(
24ρ
2k
2 ◦=
V
◦24E(V
◦− E)
e, finalmente,
t =
0
1 +
V
◦24E(V
◦− E)
senh
2ρa
1
−1T =
F
A
Casos particular: Consideremos o caso em que E ≪ V0 𝜌𝑎 ≫ 1.
Portanto, o coeficiente de transmissão fica:
Isso indica que a probabilidade de penetração na barreira é muito pequena mas, dependendo da largura, algumas partículas do feixe atravessam a barreira.
166 F´ısica Moderna Caruso • Oguri
b) Para ! → 0 lim
!→0 ρ → ∞ ⇒ lim!→0
(ρ→∞)
senh ρa → limρ
→∞
eρa
2 → ∞ (15.1)
o coeficiente de transmiss˜ao se anula, lim
!→0 t → 0 (sem transmiss˜ao – an´alogo ao caso cl´assico)
Para ρa ≫ 1 (E << V◦) lim ρa≫ 1 senh 2 ρa → e 2 ρa 4 ≫ 1 o coeficiente de transmiss˜ao lim E≪ V◦ t = 16E(V◦ −E) V◦2 e 2 ρa ≪ 1
indica que a probabilidade de penetra¸c˜ao na barreira ´e muito pequena mas, dependendo da largura, algumas part´ıculas do feixe atravessam a barreira. Essa ´e a origem do chamado efeito t´unel, utilizado nos microsc´opios eletrˆonicos.
c) Para o caso em que E > V◦, as fun¸c˜oes de onda nas trˆes regi˜oes s˜ao ⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ψI = incidente % &' ( Aeik◦x + refeletida % &' ( B−ik◦x k ◦ = √ 2mE/! (x < 0 e V = 0) ψII = Ceikx + D−ikx k = ) 2m(E −V◦)/! (0 < x < a e V = V◦) ψIII = F e' (% &ik◦x transmitida (x > a e V = 0) Formalmente, pode-se escrever
ρ2 = −k2 =⇒ ρ = ik =⇒ senh ρa = senh ika = isen ka
ou
senh2 ρa =
−sen2 ka
Desse modo, pode-se obter o coeficiente de transmiss˜ao, para E > V◦, com a substitui¸c˜ao indicada na equa¸c˜ao anterior, ou seja,
t = * 1 + V◦2 4E(E −V◦) sen2ka +−1
166 F´ısica Moderna Caruso • Oguri
b) Para ! → 0 lim
!→0 ρ → ∞ ⇒ lim!→0
(ρ→∞)
senh ρa → limρ
→∞
eρa
2 → ∞ (15.1)
o coeficiente de transmiss˜ao se anula, lim
!→0 t → 0 (sem transmiss˜ao – an´alogo ao caso cl´assico)
Para ρa ≫ 1 (E << V◦) lim ρa≫ 1 senh 2 ρa → e 2 ρa 4 ≫ 1 o coeficiente de transmiss˜ao lim E≪ V◦ t = 16E(V◦ −E) V◦2 e 2 ρa ≪ 1
indica que a probabilidade de penetra¸c˜ao na barreira ´e muito pequena mas, dependendo da largura, algumas part´ıculas do feixe atravessam a barreira. Essa ´e a origem do chamado efeito t´unel, utilizado nos microsc´opios eletrˆonicos.
c) Para o caso em que E > V◦, as fun¸c˜oes de onda nas trˆes regi˜oes s˜ao ⎧ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎨ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪ ⎩ ψI = incidente % &' ( Aeik◦x + refeletida % &' ( B−ik◦x k ◦ = √ 2mE/! (x < 0 e V = 0) ψII = Ceikx + D−ikx k = ) 2m(E −V◦)/! (0 < x < a e V = V◦) ψIII = F e' (% &ik◦x transmitida (x > a e V = 0)
Formalmente, pode-se escrever
ρ2 = −k2 =⇒ ρ = ik =⇒ senh ρa = senh ika = isen ka ou
senh2 ρa =
−sen2 ka
Desse modo, pode-se obter o coeficiente de transmiss˜ao, para E > V◦, com a substitui¸c˜ao indicada na equa¸c˜ao anterior, ou seja,
t = * 1 + V◦2 4E(E −V ) sen2ka +−1 T
Na Figura vemos uma função de onda possível para uma partícula tunelando através de uma barreira de energia potencial.
300 Física IV
Vamos considerar as soluções da equação de Schrödinger para essa função
ener-gia potencial em que E é menor que U
0. Podemos usar os resultados da Seção 40.3.
Nas regiões x < 0 e x > L, onde U ! 0, a solução é senoidal e dada pela Equação
40.38. Dentro da barreira (0 " x " L), U ! U
0e a solução é exponencial, como na
Equação 40.40. Tal como no caso do poço de potencial finito, as funções devem
se unir sem quebras nas fronteiras x ! 0 e x ! L. Ou seja, tanto c(x) quanto dc(x)/
dx devem ser contínuas nesses pontos.
Aplicando essas condições, obtemos uma função de onda do tipo indicado na
Figura 40.20. A função de onda não é igual a zero dentro da barreira (a região
proi-bida pela mecânica newtoniana). O que ainda é mais notável é que existe uma
pro-babilidade de que a partícula que inicialmente estava do lado esquerdo da barreira
possa ser encontrada do lado direito da barreira. Qual é o valor dessa probabilidade?
Depende da espessura L da barreira e da energia E da partícula (totalmente cinética)
em comparação com a altura da barreira U
0. A probabilidade de tunelamento T
de que a partícula passe pela barreira é proporcional ao quadrado da razão entre
as amplitudes das funções de onda senoidais dos dois lados da barreira. Essas
amplitudes são obtidas quando igualamos as funções de onda e suas derivadas nas
fronteiras da barreira, um problema matemático bastante trabalhoso. Quando T é
muito menor que 1, esse coeficiente é dado aproximadamente por
T = Ge
-2kLonde G = 16
U
E
0a1
-E
U
0b e k
=
"2m 1U
0- E2
U
(probabilidade de tunelamento)
(40.42)
A probabilidade diminui rapidamente à medida que aumenta a espessura da
barreira L. Ela também depende criticamente da diferença U
0– E, que representa,
na mecânica newtoniana, a energia cinética adicional que a partícula deveria possuir
para ser capaz de passar por cima da barreira.
Figura 40.20
Uma função
de onda possível para uma
partícula tunelando através
da barreira de energia
potencial mostrada na
Figura 40.19.
A função de onda é exponencial dentro da barreira (0 " x " L) ...
A função de onda e suas derivadas (inclinações) são contínuas em x = 0 e x = L, de modo que as funções senoidal e exponencial se unem sem que haja descontinuidades.
...e senoidal fora dela. U(x) U0 0 L x c(x) 0 x U(x) U0 L E
Figura 40.19
Uma barreira de
energia potencial com largura L e
altura U
0. De acordo com a
mecânica newtoniana, quando a
energia total E é menor que U
0, a
partícula não pode ultrapassar a
barreira, permanecendo confinada
no lado em que ela se encontrava
inicialmente.
Um elétron de 2,0 eV encontra uma barreira com 5,0 eV de
al-tura. Qual é a probabilidade de ele tunelar através da barreira se
a espessura da barreira é (a) 1,0 nm? (b) 0,50 nm?
SOLUÇÃO
IDENTIFICAR E PREPARAR:
este problema utiliza as ideias de
tunelamento através de uma barreira retangular, como aquela
mostrada nas figuras 40.19 e 40.20. Nossa incógnita é a
probabi-lidade de tunelamento T na Equação 40.42, que calculamos para
os valores dados E ! 2,0 eV (energia do elétron), U ! 5,0 eV
(altura da barreira), m ! 9,11 # 10
–31kg (massa do elétron) e L
! 1,00 nm ou 0,50 nm (largura da barreira).
EXECUTAR:
primeiro calculamos G e k na Equação 40.42,
usando E ! 2,0 eV:
G
= 16a
2,0 eV
5,0 eV
b a1
-2,0 eV
5,0 eV
b
= 3,8
U
0- E = 5,0 eV - 2,0 eV = 3,0 eV = 4,8 * 10 J
k
=
"2 19,11
* 10
-31kg2 14,8 * 10
-19J2
1,055 * 10
-34J
#
s
= 8,9 * 10
9m
-19(a) Quando L ! 1,00 nm ! 1,00 # 10
–9m, obtemos que 2kL !
2(8,9 # 10
9m
–1) (1,00 # 10
–9m) ! 17,8 e T ! Ge
– 2kL!
3,8e
–17,8! 7,1 # 10
–8.
(b) Quando L ! 0,50 nm, metade de 1,00 nm, 2kL é metade de
17,8, ou 8,9. Então T ! 3,8e
–8,9! 5,2 # 10
–4.
EXEMPLO 40.7
TUNELAMENTO ATRAVÉS DE UMA BARREIRA
(Continua )
15
Vamos considerar uma partícula imersa em um potencial da forma: V(x) = 0 para 0 < x < L
V(x) = V0 para x<0 e x>L
As soluções da Eq. de Schrödinger são bastante diferentes dependendo de se:
- caso 1: E < V0
- caso 2: E > V0
Vamos resolver agora o caso 1: E < V0 e deixaremos o caso 2 para mais
adiante.
Partícula em uma caixa finita
246 Chapter 6 The Schrödinger Equation
3 1 hc E3 1 1240 eV nm 300.8 eV 4.12 nm 2 1 hc E2 1 1240 eV nm 112.8 eV 11.0 nm
6-3
The Finite Square Well
The quantization of energy that we found for a particle in an infinite square well is a general result that follows from the solution of the Schrödinger equation for any particle confined in some region of space. We will illustrate this by considering the qualitative behavior of the wave function for a slightly more general potential energy function, the finite square well shown in Figure 6-8. The solutions of the Schrödinger equation for this type of potential energy are quite different, depending on whether the total energy E is greater or less than V0. We will defer discussion of the case E V0 to Section 6-5 except to remark that in that case the particle is not confined and any value of the energy is allowed, that is, there is no energy quantization. Here, we will look first at states with E V0.
Inside the well, V(x) 0 and the time-independent Schrödinger equation (Equation 6-18) becomes Equation 6-26, the same as for the infinite well:
x k2 x k2 2mE2
The solutions are sines and cosines (Equation 6-28) except that now we do not require (x) to be zero at the well boundaries but rather that (x) and (x) be continuous at these points. Outside the well, that is, for 0
x L, Equation 6-18 becomes x 2m2 V0 E x 2 x 6-33 where 2 2m 2 V0 E 0 6-34 L 0 V(x) V0 x +a –a 0 V(x) V0 x (a) (b)
FIGURE 6-8 (a) The finite square well potential. (b) Region I is that with x a, II with a x a, and III with x a.
FIGURE 6-9 (a) Positive function with positive curvature; (b) negative function with negative curvature. f (x) x (b) f (x) x (a)
Na região dentro do poço, 0<x<L, temos V(x)=0. Portanto, a equação de Schrödinger fica:
Logo, a solução da equação diferencial na região 2 é:
onde
Classicamente, uma partícula de massa m e energia E < V0 encontra-se
confinada dentro do poço finito. Contudo, a mecânica quântica permite que a partícula possa estar fora do poço.
Portanto, 𝜓(x) não deve ser zero em x=0 e x=L.
16
~
22m
d
2(x)
dx
2= E (x)
)
d
2(x)
dx
2+
2mE
~
2(x) = 0
k = r 2mE ~2 2(x) = Ae
ikx+ Be
ikx17
Nas regiões 1 e 3 onde V(x) = V0, a equação de Schrödinger fica:
Logo, a solução da equação diferencial nas regiões 1 e 3 é da forma: 𝜓(x) = A ekx + B e–kx
A função de onda deve ser finita, portanto:
- o termo contendo ekx deve ser nulo na região 3, já que diverge
quando x →+∞.
- o termo contendo e–kx deve ser nulo na região 1, já que diverge
quando x →–∞. ~2 2m d2 (x) dx2 + V0 (x) = E (x) ) d2 (x) dx2 2m(V0 E) ~2 | {z } ⌘ ↵2 (x) = 0
18
Assim sendo, as soluções nas regiões 1 e 3 devem ser:
Condições de contorno: A função de onda 𝜓(x) e a sua derivada primeira d𝜓(x)/dx devem ser contínuas já que d2𝜓(x)/dx2 deve estar bem definida.
Isso leva às condições:
𝜓1(0) = 𝜓2(0) C = A + B
𝜓2(L) = 𝜓3(L) AeikL + Be–ikL = D e–𝛼L
d𝜓1(0)/dx = d𝜓2(0)/dx 𝛼C = ik(A – B)
d𝜓2(L)/dx = d𝜓3(L)/dx ik(AeikL – Be–ikL) = –𝛼D e–𝛼L
1
(x) = Ce
↵x 3(x) = De
↵x19
Os níveis de energia permitidos podem ser obtidos a partir das 4 e q u a ç õ e s a n t e r i o r e s , eliminando-se as incógnitas A, B, C e D.
No entanto, não é possível encontrar uma solução analítica p a r a e s s a s e q u a ç õ e s . Resolvendo-as através de métodos numéricos obtemos as energias mostradas na figura.
6-3 The Finite Square Well 249
where k2 2m E V x 2 now depends on x. The solutions of this equation are no longer simple sine or cosine functions because the wave number k 2 varies with x, but since and have opposite signs, will always curve toward the axis and the solutions will oscillate. Outside the well, will curve away from the axis so there will be only certain values of E for which solutions exist that approach zero as
x approaches infinity.
More
In most cases the solution of finite-well problems involves transcen-dental equations and is very difficult. For some finite potentials, however, graphical solutions are relatively simple and provide both insights and numerical results. As an example, we have included the Graphical Solution of the Finite Square Well on the home page: www.whfreeman.com/tiplermodernphysics6e. See also Equations 6-36 through 6-43 and Figure 6-15 here.
More
FIGURE 6-13 Comparison of the lowest four energy levels of an infinite square well (broken lines) with those of a finite square well (solid lines) of the same width. As the depth of the finite well decreases, it loses energy levels out of the top of the well; however, the n 1 level remains even as V0 0.
Infinite square well Finite square well
x n = 1 n = 2 n = 3 n = 4 V V = V0 Energy 0 L
FIGURE 6-14 Arbitrary well-type potential with possible energy E. Inside the well [E V(x)], (x) and (x) have opposite signs, and the wave function will oscillate. Outside the well, (x) and
(x) have the same sign, and, except for certain values of E, the wave function will not be well behaved.
V(x)
Oscilador Harmônico
Analisemos agora as soluções da equação de Schrödinger para o caso de uma partícula sujeita ao potencial unidimensional do tipo oscilador harmônico. O potencial é
e as soluções podem ser obtidas resolvendo
como se trata de uma situação onde há confinamento, pois a partícula está ligada pelo potencial de força restauradora, as energias formam um espectro discreto {En}. Para cada estado de energia haverá uma autofunção (i.e, função
de onda) ψn correspondente. V (x) = k 2x 2 ~2 2m d2 d x2 (x) + k 2x 2 (x) = E (x) {En} n ⇠ x2 (x)
V (x) =
k
2
x
2~
22m
d
2d x
2(x) +
k
2
x
2(x) = E (x)
{E
n}
n⇠ x
2(x)
Introduzindo-se uma variável adimensional
temos que
(✻)
onde κ ≡ 2E/ ω.
A resolução da Eq. (✻) está além do escopo deste curso. Um estudo bem mais completo do oscilador harmônico quântico pode ser encontrado nos livros-textos de Mecânica Quântica.
⇠
⌘
r
m!
~
x
d
2d⇠
2(⇠
2
2) = 0
É possível mostrar que κ=2n+1, com n=0,1,2,…, para que se obtenha soluções aceitáveis fisicamente, i.e. ψ(x) tende a zero para x → ±∞.
Decorre imediatamente desta condição a quantização da energia do sistema:
As soluções da Eq. (✻) são dadas por
onde Cn são constantes de normalização, e as funções Hn(ξ) são os
polinômios de Hermite.
254
Chapter 6 The Schrödinger EquationAny value of the energy E is possible. The lowest energy is E 0, in which case the
particle is at rest at the origin.
The Schrödinger equation for this problem is
2
2m
2x
x
21
2
m
2x
2x
E
x
6-55
The mathematical techniques involved in solving this type of differential equation are
standard in mathematical physics but unfamiliar to many students at this level. We
will, therefore, discuss the problem qualitatively. We first note that since the potential
is symmetric about the origin x 0, we expect the probability distribution function
x
2also to be symmetric about the origin, that is, to have the same value at x
as at x.
x
2x
2The wave function (x) must then be either symmetric
x
x , or
anti-symmetric
x
x . We can therefore simplify our discussion by
consider-ing positive x only and find the solutions for negative x by symmetry. (The symmetry
of is discussed further in the Exploring section “Parity”; see page 257.)
Consider some value of total energy E. For x less than the classical turning point A
defined by Equation 6-53, the potential energy V(x) is less than the total energy E,
whereas for x A, V(x) is greater than E. Our discussion in Section 6-3 applies
directly to this problem. For x A, the Schrödinger equation can be written
x
k
2x
where
k
22m
2E
V x
and (x) curves toward the axis and oscillates. For x A, the Schrödinger equation
becomes
x
2x
with
2
2m
2
V x
E
and (x) curves away from the axis. Only certain values of E will lead to solutions
that are well behaved, that is, they approach zero as x approaches infinity. The allowed
values of E for the simple harmonic oscillator must be determined by rigorously
solv-ing the Schrödsolv-inger equation; in this case they are given by
E
nn
1
2
n
0, 1, 2,
c
6-56
Thus, the ground-state energy is
12and the energy levels are equally spaced, each
excited state being separated from the levels immediately adjacent by
.
The wave functions of the simple harmonic oscillator in the ground state and in
the first two excited states (n 0, n 1, and n 2) are sketched in Figure 6-18. The
ground-state wave function has the shape of a Gaussian curve, and the lowest energy
E
12is the minimum energy consistent with the uncertainty principle. The
TIPLER_06_229-276hr.indd 254 8/22/11 11:57 AM
6-5 The Simple Harmonic Oscillator
255
allowed solutions to the Schrödinger equation, the wave functions for the simple
harmonic oscillator, can be written
n
x
C
ne
m x2 2
H
nx
6-57
where the constants C
nare determined by normalization and the functions H
n(x) are
polynomials of order n called the Hermite polynomials.
13The solutions for n 0, 1,
and 2 (see Figure 6-18) are
0
x
A
0e
m x 2 2 1x
A
1m
e
m x2 26-58
2x
A
21
2m x
2e
m x2 2Notice that for even values of n, the wave functions are symmetric about the origin;
for odd values of n, they are antisymmetric. In Figure 6-19 the probability
distribu-tions
2nx are sketched for n 0, 1, 2, 3, and 10 for comparison with the classical
distribution.
A property of these wave functions that we will state without proof is that
n
x
mdx
0 unless n
m
{ 1
6-59
This property places a condition on transitions that may occur between allowed states.
This condition, called a selection rule, limits the amount by which n can change for
(electric dipole) radiation emitted or absorbed by a simple harmonic oscillator:
The quantum number of the final state must be 1 less than or 1 greater
than that of the initial state.
Molecules vibrate as
harmonic oscillators.
Measuring vibration
frequencies (see Chapter 9)
makes possible
determination of force
constants, bond strengths,
and properties of solids.
CCR
FIGURE 6-18
Wave functions for the ground
state and the first two excited states of the
simple harmonic oscillator potential, the
states with n 0, 1, and 2.
x 0 n = 0 x 0 n = 1 x 0 n = 2
17
TIPLER_06_229-276hr.indd 255 8/22/11 11:57 AMOs primeiros polinômios de Hermite são:
As funções de onda para n=0, 1, 2 são:
↵ = mw~ = qkm ~2 H0 (y) = 1 H1 (y) = 2y H2 (y) = 4y2 2 H3 (y) = 8y3 12y
H4 (y) = 16y4 48y2 + 12
Hn+1 (y) 2y Hn (y) + 2n Hn 1 (y) = 0
ˆ 1 1 Hn0 (y) Hn (y) e y2dy = ( 0 se n0 6= n ⇡122nn! se n0 = n n (x)
6-5 The Simple Harmonic Oscillator
255
allowed solutions to the Schrödinger equation, the wave functions for the simple
harmonic oscillator, can be written
n
x
C
ne
m x2 2
H
nx
6-57
where the constants C
nare determined by normalization and the functions H
n(x) are
polynomials of order n called the Hermite polynomials.
13The solutions for n 0, 1,
and 2 (see Figure 6-18) are
0
x
A
0e
m x 2 2 1x
A
1m
e
m x2 26-58
2x
A
21
2m x
2e
m x2 2Notice that for even values of n, the wave functions are symmetric about the origin;
for odd values of n, they are antisymmetric. In Figure 6-19 the probability
distribu-tions
2nx are sketched for n 0, 1, 2, 3, and 10 for comparison with the classical
distribution.
A property of these wave functions that we will state without proof is that
n
x
mdx
0 unless n
m
{ 1
6-59
This property places a condition on transitions that may occur between allowed states.
This condition, called a selection rule, limits the amount by which n can change for
(electric dipole) radiation emitted or absorbed by a simple harmonic oscillator:
The quantum number of the final state must be 1 less than or 1 greater
than that of the initial state.
Molecules vibrate as harmonic oscillators. Measuring vibration
frequencies (see Chapter 9) makes possible
determination of force
constants, bond strengths, and properties of solids.
CCR
FIGURE 6-18
Wave functions for the ground
state and the first two excited states of the
simple harmonic oscillator potential, the
states with n 0, 1, and 2.
x 0 n = 0 x 0 n = 1 x 0 n = 2
17
Gr´
aficos de ψ
n(x) e |ψ
n(x)|
2do oscilador
harmˆ
onico simples
Valores esperados e operadores Aplica¸c˜oes da equa¸c˜ao de Schr¨odinger: o oscilador harmˆonico simples
Aula 13 20 / 20 ψ0 ψ1 ψ2 −A A |ψn|2 ξ Pc
Gr´
aficos de ψ
n(x) e |ψ
n(x)|
2do oscilador
harmˆ
onico simples
Valores esperados e operadores Aplica¸c˜oes da equa¸c˜ao de Schr¨odinger: o oscilador harmˆonico simples
Aula 13 20 / 20 ψ0 ψ1 ψ2 −A A |ψn|2 ξ Pc