MECÂNICA GRACELI GENERALIZADA - QUÃNTICA TENSORIAL DIMENSIONAL RELATIVISTA DE CAMPOS [1.041]

MECÂNICA GRACELI GENERALIZADA - QUÂNTICA TENSORIAL DIMENSIONAL RELATIVISTA DE CAMPOS.

MECÃNICA GRACELI GERAL - QTDRC.

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$\psi ^{*}$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

[

$\psi ^{*}$

$TeoriaInteraçãomediadorMagnitude relativaComportamentoFaixaCromodinâmicaForça nuclear forteGlúon10411/r71,4 × 10-15 mEletrodinâmicaForça eletromagnéticaFóton10391/r2infinitoFlavordinâmicaForça nuclear fracaBósons W e Z10291/r5 até 1/r710-18 mGeometrodinâmicaForça gravitacionalgráviton101/r2infinito$

$G* = OPERADOR DE DIMENSÕES DE GRACELI.$

DIMENSÕES DE GRACELI SÃO TODA FORMA DE TENSORES, ESTRUTURAS, ENERGIAS, ACOPLAMENTOS, , INTERAÇÕES E CAMPOS, DISTRIBUIÇÕES ELETRÔNICAS, ESTADOS FÍSICOS, ESTADOS QUÂNTICOS, ESTADOS FÍSICOS DE ENERGIAS DE GRACELI, E OUTROS.

/

/ $\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

MECÂNICA GRACELI GENERALIZADA - QUÂNTICA TENSORIAL DIMENSIONAL RELATIVISTA DE INTERAÇÕES DE CAMPOS. EM ;

MECÂNICA GRACELI REPRESENTADA POR TRANSFORMADA.

dd = dd [G] = DERIVADA DE DIMENSÕES DE GRACELI.

- [ $.$ $\psi$ $\lambda$ ω ${\mathcal {T}}$ $\psi$

G { f [dd]} ´[d] $\hbar$ $\psi$ $f [d] G* dd [G]$

- [ $.$ $\psi$ $\lambda$ ω ${\mathcal {T}}$ $\psi$ ${\hat {H}}\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle =i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ ]

G { f [dd]} ´[d] $\hbar$ $\psi$ $f [d] G* dd [G]$

- [ $.$ $\psi$ $\lambda$ ω ${\mathcal {T}}$ $\psi$ ${\frac {-\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}\left(x\right)+V\left(x\right)\psi \left(x\right)=E\psi \left(x\right)$ ,]

G { f [dd]} ´[d] $\hbar$ $\psi$ $f [d] G* dd [G]$

- [ $.$ $\psi$ $\lambda$ ω ${\mathcal {T}}$ $\psi$ $-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{{\nabla }^{2}}\psi \left({\vec {r}}\right)+V\left({\vec {r}}\right)\psi \left({\vec {r}}\right)=E\psi \left({\vec {r}}\right)$ ]

G { f [dd]} ´[d] $\hbar$ $\psi$ $f [d] G* dd [G]$

- [ $.$ $\psi$ $\lambda$ ω ${\mathcal {T}}$ $\psi$ $E_{m}=E_{c}+V$ ]

G { f [dd]} ´[d] $\hbar$ $\psi$ $f [d] G* dd [G]$

- [ $.$ $\psi$ $\lambda$ ω ${\mathcal {T}}$ $\psi$ ${\widehat {H}}\psi =E\psi$

G { f [dd]} ´[d] $\hbar$ $\psi$ $f [d] G* dd [G]$

- [ $.$ $\psi$ $\lambda$ ω ${\mathcal {T}}$ $\psi$ $V\left(x\right)={\frac {1}{2}}kx^{2}$ ]

G { f [dd]} ´[d] $\hbar$ $\psi$ $f [d] G* dd [G]$

- [ $.$ $\psi$ $\lambda$ ω ${\mathcal {T}}$ $\psi$ $E_{n}=\hbar \omega \left(n+{1 \over 2}\right).$ ]

G { f [dd]} ´[d] $\hbar$ $\psi$ $f [d] G* dd [G]$

Equação dependente do tempo

Usando a notação de Dirac, o vetor de estados é dado, em um instante $�$ por $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ . A equação de Schrödinger dependente do tempo, então, escreve-se:^[7]

Equação de Schrödinger Dependente do Tempo (geral)

${\hat {H}}\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle =i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$

Em que $�$ é a unidade imaginária, $\hbar$ é a constante de Planck dividida por $2\pi$ , e o Hamiltoniano ${\hat {H}}$ é um operador auto-adjunto atuando no vetor de estados. O Hamiltoniano representa a energia total do sistema. Assim como a força na segunda Lei de Newton, ele não é definido pela equação e deve ser determinado pelas propriedades físicas do sistema.

Equação independente do tempo

Equação unidimensional

Em uma dimensão, a equação de Schrödinger independente do tempo para uma partícula escreve-se:^[8]

{\frac {-\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}\left(x\right)+V\left(x\right)\psi \left(x\right)=E\psi \left(x\right)

,

em que $\psi \left(x\right)$ é a função de onda independente do tempo em função da coordenada $�$ ; $\hbar$ é a constante de Planck $ℎ$ dividida por $2\pi$ ; $�$ é a massa da partícula; $V\left(x\right)$ é a função energia potencial e $�$ é a energia do sistema.

Equação multidimensional

Em mais de uma dimensão a equação de Schrödinger independente do tempo para uma partícula escreve-se:^[9]

-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{{\nabla }^{2}}\psi \left({\vec {r}}\right)+V\left({\vec {r}}\right)\psi \left({\vec {r}}\right)=E\psi \left({\vec {r}}\right)

em que ${\nabla }^{2}\psi =\sum _{n=1}^{N}{\frac {\partial ^{2}\psi }{\partial x_{n}^{2}}}$ é o operador laplaciano em $�$ dimensões aplicado à função $\psi$ .

Relação com outros princípios

Uma maneira mais didática de observar a equação de Schrödinger é em sua forma independente do tempo e em uma dimensão. Para tanto, serão necessárias três relações:

Definição de Energia Mecânica: $E_{m}=E_{c}+V$

Equação do Oscilador harmônico: $\quad {\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}+\left({\frac {2\pi }{\lambda }}\right)^{2}\psi =0$

Relação de De Broglie: $\lambda ={\frac {h}{p}}$

Onde $\psi$ é a função de onda, $\lambda$ é o comprimento de onda, h é a constante de Planck e p é o momento linear.

Da Relação de De Broglie, temos que $\lambda ={\frac {h}{mv}}$ , que pode ser substituída na equação do Oscilador Harmônico:

$\quad {\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}+\left({\frac {2\pi mv}{h}}\right)^{2}\psi =0\to \quad {\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}={\frac {-4(\pi )^{2}m^{2}v^{2}}{h^{2}}}\psi \to {\frac {-h^{2}}{4(\pi )^{2}m^{2}}}{\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}=v^{2}\psi$

Rearranjando a equação de energia, temos que $v^{2}={\frac {2(E_{m}-V)}{m}}$ , substituindo $v^{2}$ na equação anterior:

${\frac {-h^{2}}{4(\pi )^{2}m}}{\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}=2(E_{m}-V)\psi$ , definindo $\hbar \ ={\frac {h}{2\pi }}$ , temos:

${\frac {-\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}+V\psi =E\psi$

Que é a Equação Independente do Tempo de Schrödinger e também pode ser escrita na notação de operadores:

${\widehat {H}}\psi =E\psi$ , em que ${\widehat {H}}\psi$ é o Operador Hamiltoniano operando sobre a função de onda.

Partícula em uma caixa rígida

Ver artigo principal: Partícula em uma caixa

Oscilador harmônico quântico

Ver artigo principal: Oscilador harmônico quântico

Assim como na mecânica clássica, a energia potencial do oscilador harmônico simples unidimensional é:^[10]

V\left(x\right)={\frac {1}{2}}kx^{2}

Lembrando a relação $\omega ={\sqrt {\frac {k}{m}}}$ , também pode se escrever:

V\left(x\right)={\frac {1}{2}}m\omega ^{2}x^{2}

Então a equação de Schrödinger para o sistema é:

-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {d^{2}\psi }{dx^{2}}}+{\frac {1}{2}}m\omega ^{2}x^{2}\psi =E\psi

Solucionando a equação de Schrödinger, obtém-se os seguintes estados estacionários:

\psi _{n}(x)={\sqrt {\frac {1}{2^{n}\,n!}}}\cdot \left({\frac {m\omega }{\pi \hbar }}\right)^{1/4}\cdot e^{-{\frac {m\omega x^{2}}{2\hbar }}}\cdot H_{n}\left({\sqrt {\frac {m\omega }{\hbar }}}x\right),\qquad

n=0,1,2,\ldots .

em que H_n são os polinômios de Hermite.

H_{n}(x)=(-1)^{n}e^{x^{2}}{\frac {d^{n}}{dx^{n}}}\left(e^{-x^{2}}\right)

E os níveis de energia correspondentes são:

E_{n}=\hbar \omega \left(n+{1 \over 2}\right).

Isso ilustra novamente a quantização da energia de estados ligados.

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