Luso Academia

Início » 2015 » Julho

Monthly Archives: Julho 2015

Mecânica Quântica – Introdução

— 20. Introdução à Mecânica Quântica —

Ao perscrutarem o que se escondia nas escalas mais pequenas da Natureza os físicos do final do século XIX foram obrigados a repensar muito sobre o que achavam que sabiam sobre o mundo que os rodeava.

É sempre difícil escolher o ponto de viragem no que diz respeito a mudanças de paradigma, mas acho que não é muito errado se associarmos o início da Teoria Quântica à função {J(T,\nu)} derivada por Planck.

No que segue vamos fazer uma muito breve introdução histórica à Mecânica Quântica.

— 20.1. Breve História da Mecânica Quântica —

— 20.1.1. Radiação de Corpo Negro —

Por argumentos puramente termodinâmicos Kirchhoff havia sido capaz de demonstrar que para um corpo negro a energia total emitida dependia somente da temperatura e frequência. Simbolicamente {E=J(T,\nu)}.

Após este primeiro avanço, que apesar de ser parcial não pode de modo algum ser menosprezado, ficou como trabalho para a comunidade de físicos derivar qual a expressão analítica de {J(T,\nu)}.

Aqui as coisas complicaram-se ligeiramente porque os físicos tinham duas expressões analíticas. Uma, a Lei de Rayleigh-Jeans, que tinha um excelente acordo com os resultados experimentais para valores de frequência muito baixos e a Lei de Wien, que na verdade não era uma lei, mas sim um palpite, que tinha um excelente acordo com os resultados experimentais para valores de frequência muito altos.

Este estado de coisas não era satisfatório para a comunidade de físicos e a busca de uma única expressão analítica que descrevesse a radiação de corpo negro em ambos os regimes de frequência assim como nos regimes intermédios continuava.

Posteriormente temos a entrada em cena de Max Planck que consegue derivar uma única expressão que se adequava a todos os resultados experimentais. Para conseguir tal feito Planck teve que admitir que um corpo negro era composto por osciladores cuja energia só podia ser emitida ou absorvida em múltiplos de uma quantidade universal.

Não obstante este brilhante resultado teórico, nos primeiros tempos Planck pensava que a sua arrojada hipótese nada mais era que um truque matemático que lhe permitia derivar a expressão correcta e que os osciladores por ele introduzidos eram meros auxiliares de cálculo e não tinham uma existência física real.

— 20.1.2. Efeito Fotoeléctrico —

Através de estudos experimentais por Hertz ficou demonstrado sem qualquer margem para dúvidas que quando a radiação electromagnética incide num material metálico é possível libertar cargas eléctricas da superfície do material. Pouco tempo depois Hallwachs comprovou que as cargas emitidas eram negativas e finalmente Thompson demonstrou que as cargas emitidas eram electrões.

O último passo dado na compreensão experimental do efeito fotoeléctrico foi dado por Lenard que demonstrou que os electrões libertados pela radiação electromagnética tinham as seguintes propriedades:

  • A energia cinética dependia da frequência da radiação emitida.
  • A energia cinética não dependia da intensidade da radiação emitida
  • Existia um valor mínimo de frequência que permitia a libertação de electrões.

Segundo os preceitos da teoria clássica do electromagnetismo todas estas propriedades são totalmente incompreensíveis. A resolução deste conflito entre teoria e resultados experimentais era, sem dúvida alguma, algo que necessitaria da introdução de novas ideias na Física Teórica.

Inspirado no trabalho de Planck, Einstein demonstrou em primeiro lugar que a variação de entropia na radiação de um corpo negro era análoga à variação de entropia de um gás ideal composto por partículas independentes. Ou seja, a radiação electromagnética tinha para algumas das suas manifestações um carácter granular. Isto quer dizer que não só a radiação electromagnética era emitida e absorvida discretamente, como Planck tinha suposto, mas que também se propagava em pacotes discretos de energia.

Após isto Einstein assume como válida a hipótese de Planck que a energia de cada oscilador de radiação electromagnética é múltipla de uma constante universal e torna a explicação de todos os resultados experimentais associados ao efeito fotoeléctrico um exercício trivial.

Podemos resumir a contribuição de Einstein para a resolução desta questão dizendo que deu um carácter corpuscular a uma entidade que até então tinha um carácter ondulatório (como sempre a história verdadeira é um bocado mais complicada, mas por questões de brevidade vamos fingir que de facto é assim).

Estes resultados inspiraram um jovem físico francês, de Broglie, que propôs que se entidades físicas que tinham um carácter ondulatório podiam ter um carácter corpuscular, também entidades físicas que tinham um carácter corpuscular poderiam ter um carácter ondulatório.

Esta previsão foi comprovada experimentalmente através da observação de padrões de difracção obtidos com feixes de electrões.

— 20.2. Primeira Teoria Quântica —

A chamada Primeira Teoria Quântica era na verdade semi-clássica: um sistema de proposições ad hoc que incorporavam pressupostos clássicos e a sua respectiva modificação de modo a que os resultados experimentais da escala atómica pudessem ser compreendidos no novo esquema teórico que estava a nascer.

A figura mais marcante é sem dúvida alguma Niels Bohr, e as prescrições mais marcantes dessa altura são os seus princípios.

Dos vários que ele formulou vamos apenas concentrar-nos no chamado Princípio da Complementaridade que diz que ao medir as propriedades de um dado sistema físico se observa o seu carácter ondulatório ou então se observa o seu carácter corpuscular.

Este princípio é necessário uma vez que sempre que se tentava observar experimentalmente simultaneamente o carácter ondulatório e corpuscular de uma entidade quântica tal era impossível ainda que teoricamente nada havia que impedisse isso.

— 20.3. Novos resultados, novas concepções —

Após a introdução de carácter mais popular que fizemos nas secções anteriores à Teoria Quântica vamos agora expor de forma mais estruturada a génese da teoria quântica.

Sabemos que quando realizamos uma experiência com um sistema físico de forma a determinarmos qual o valor de uma determinada grandeza o que nós estamos de facto a fazer é a interagir com o sistema. De uma forma ligeiramente mais formal vamos dizer:

O acto de efectuarmos uma medição num sistema físico introduz uma perturbação nos sistema.

Até agora nós temos utilizado o conceito de sistema mecânico na nossa análise de sistemas físicos. Olhando de forma crítica para esse conceito apercebem-nos do seguinte:

  1. Em alguns casos a perturbação pode tornar-se tão pequena quanto se queira. Ou seja, facto de existir um limite de exactidão para o aparelho de medição que estamos a usar é inerente ao aparelho que está a ser utilizado e não à teoria física que sustenta a motivação para a nossa experiência.
  2. Existem algumas perturbações cujo efeito não pode ser desprezado. Ainda assim podemos calcular exactamente qual o valor dessa perturbação e compensá-lo no valor da quantidade que está a ser medida.

Assim podemos dizer que a nossa Teoria da Mecânica Clássica é causal e determinista.

Não obstante os seus inúmeros sucessos a nossa teoria clássica deparou-se com algumas nuvens negras:

  1. Radiação do corpo negro.
  2. Efeito fotoeléctrico.
  3. O princípio de combinação de Rydberg?Ritz.
  4. A existência e estabilidade dos átomos
  5. A experiência de Stern-Gerlach.
  6. A difracção de electrões.

A persistência destes resultados experimentais e o falhanço em acomodá-los na teoria clássica indicava que era necessário efectuar uma revolução dos conceitos utilizados na Física:

  1. Entidades corpusculares evidenciavam um comportamento aleatório.
  2. Entidades ondulatórias evidenciavam um comportamento corpuscular.
  3. A existência de um comportamento estatístico em fenómenos atómicos e sub-atómicos que parecia ser inerente à Natureza.
  4. A necessidade de se repensar o acto de medição visto começar a ser mais evidente que algumas perturbações não se podiam fazer tão pequenas quanto se queria.

— 20.4. A Experiência da Dupla Fenda —

Para tornar mais concreta a discussão anterior vamos olhar com mais cuidado para uma experiência que demonstra muito bem o choque entre as duas concepções que temos vindo a discutir.

— 20.4.3. Duas Fendas e Partículas —

Imaginemos que temos uma situação como a retratada na figura abaixo mas desta vez o que incide nas fendas não são ondas mas sim partículas.

Nesta situação as partículas passam pela fenda 1 ou pela fenda 2. As partículas que passam pela fenda 1 são responsáveis pela curva de probabilidades {P_1} enquanto que as partículas que passam pela fenda 2 são responsáveis pela curva de probabilidades {P_2}. A curva de probabilidades resultante {P_{12}} é simplesmente a soma das curvas {P_1} e {P_2}.

— 20.4.4. Duas Fendas e Ondas —

Se fizermos passar uma onda por duas fendas o que se obtém é:

Neste caso a intensidade das ondas é a quantidade que interessa estudar. Temos a curva de intensidades {I_1} que é causado pela fenda 1 e a curva de intensidades {I_2} que é causada pela fenda 2. A intensidade resultante no entanto é {I_{12}=|h_1+h_2|^2= I_1+2I_1I_2 \cos \theta}. O último termo é responsável pela interacção da onda proveniente da fenda 1 com a onda proveniente da fenda 2. Assim sendo é este termo que é responsável pelo padrão de interferência.

— 20.4.5. Duas Fendas e Electrões —

Agora que estamos familiarizados com o comportamento de ondas e partículas vamos estudar o movimento de raios de electrões a passar por duas fendas. Pelo que se sabe dos electrões eles são partículas e como tal esperamos encontrar um comportamento igual ao representado na figura abaixo. No entanto isto é o que a Natureza tem para nós:

No caso dos electrões temos novamente que pensar em termos de curvas de probabilidades e curvas de probabilidades são inerentes ao conceito de partículas. Contudo o que nós observamos é um padrão de interferências e isso é inerente a ondas…

Para podermos explicar os padrões que vemos temos que assumir que a cada probabilidade {P_i} está associada uma amplitude de probabilidade {\phi_i}. Para calcularmos a probabilidade devemos calcular o módulo quadrado da amplitude de probabilidade {P_i=\phi_i^2}. Assim antes de mais devemos calcular a soma da amplitude de probabilidades de passar pela fenda ou de passar pela fenda 2 e só depois devemos calcular o módulo quadrado desta amplitude para obtermos a probabilidade de um electrão passar pela fenda 1 ou de passar pela fenda 2: {P_{12}=|\phi_1+\phi_2|^2}.

Análise Matemática – Limites e Continuidade VI

— 5. Exemplos de propriedades para funções contínuas —

Definição 36 Seja {{D \subset \mathbb{R}}}; {{f: D\rightarrow \mathbb{R}}} e {{c \in D'\setminus D}}. Se {{\displaystyle \lim_{x\rightarrow c}f(x)=a\in \mathbb{R}}}, podemos definir o prolongamento por continuidade de {f}, que se representa por {{\tilde{f}}} como:

\displaystyle \tilde{f}(x)=\begin{cases} f(x) \quad x \in D \\ a \quad x=c \end{cases} \ \ \ \ \ (47)

 

Como uma aplicação da definição acima vamos estudar a função {{f(x)= \sin x/x}}. Temos {{D= \mathbb{R}\setminus \{0\}}}. Uma vez que {{\displaystyle\lim_{x \rightarrow 0} \sin x/x=1}} podemos definir {{\tilde{f}}} como

\displaystyle \tilde{f}(x)=\begin{cases} \sin x/x \quad x \neq 0 \\ 1 \quad x=0 \end{cases}

Como segundo exemplo temos {{f(x)=1/x}}. Uma vez que {{\displaystyle\lim_{x\rightarrow 0^+}f(x)=+\infty}} e {{\displaystyle\lim_{x\rightarrow 0^-}f(x)=-\infty}} não podemos definir {{\tilde{f}}} para {{1/x}}. Finalmente temos a função {{f(x)=1/x^2}}. Sabemos que é {{\displaystyle\lim_{x\rightarrow 0^+}f(x)=\displaystyle\lim_{x\rightarrow 0^-}f(x)=+\infty}}. Ainda que os limites sejam iguais não podemos definir {{\tilde{f}}}, visto que a função não é majorada. Em geral podemos dizer que dado {{f: D\rightarrow \mathbb{R}}} e {{c \in D'\setminus D}} {{\tilde{f}}} existe, sse {{\displaystyle\lim_{x \rightarrow c}f(x)}} existe e é finito.

Teorema 42 Seja {{D \subset \mathbb{R}}}; {{f,g: D\rightarrow \mathbb{R}}} e {{c \in D}}. Se {{f}} e {{g}} são funções contínuas, então {{f+g}}, {{fg}} e (se {{g(c)\neq 0}}){{f/g}} também são funções contínuas.

Demonstração: Vamos mostrar que {{fg}} é contínua e deixar os outros casos para o leitor. Seja {{x_n}} uma sucessão de pontos em {{D}} tal que {{x_n \rightarrow c}}. Então {{f(x_n) \rightarrow f(c)}} e {{g(x_n) \rightarrow c}} (dado que {{f}} e {{g}} são funções contínuas). Logo {{f(x_n)g(x_n) \rightarrow f(x)g(x)}} da propriedade {{6}} do Teorema 19. E isto é a nossa definição de uma função contínua. \Box

Seja {{f(x)=5x^2-2x+4}}. Tomemos {{f_1(x)=5}}, {{f_2(x)=-2}} e {{f_3(x)=4}}. Já sabemos que as funções anteriores são funções contínuas. Ora {{f_4(x)=x^2}} e {{f_5(x)=x}} também são funções contínuas. {{f_6(x)=-2x}} é contínua visto ser o produto de {{2}} funções contínuas. Finalmente {{f(x)=5x^2-2x+4}} é contínua visto ser a soma de funções contínuas.

Teorema 43 (Continuidade da Função Composta) Seja {{D, E \subset \mathbb{R}}}, {{g: D\rightarrow E}}, {{f: E \rightarrow \mathbb{R}}} e {{c \in D}}. Se {{g}} é contínua em {{c}} e {{f}} é contínua em {{g(c)}}, então a função composta {{f \circ g (x)=f(g(x)) }} é contínua em {{c}}.

Demonstração: Seja {{x_n}} uma sucessão de pontos em {{D}} com {{x_n \rightarrow c}}. Assim {{\lim g(x_n)=g(c)}}. Se {{f}} é contínua em {{g(c)}} sabemos que {{\lim f(g(x_n))=f(g(c))}}. Isto é {{\lim (f \circ g)(x_n)= (f \circ g)(c)}}. Logo {{f \circ g}} é contínua em {{c}}. \Box

Como uma aplicação do teorema anterior vamos estudar a função {{f(x)=a^x}}. Visto que {{a^x=e^{\log a^x}=e^{x \log a}}}, podemos escrever {{a^x=e^t \circ t=x\log a}}. {{f(t)=e^t}} é contínua e {{g(x)=x \log a}} também é contínua. Assim {{a^x}} também é contínua visto resultar da composição de duas funções contínuas. Pelo mesmo argumento também podemos mostrar que para {{\alpha \in \mathbb{R}}}, {{x^\alpha}} (com {{x \in \mathbb{R}^+}}) é contínua em {{\mathbb{R}^+}}.

Teorema 44 Seja {{D, E \subset \mathbb{R}}}, {{g: D\rightarrow E}}, {{f: E \rightarrow \mathbb{R}}} e {{c \in D'}}. Suponha que {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c}g(x)=a}} e que {{\displaystyle \lim_{t \rightarrow a}f(t)}} existe. Se {{f}} é contínua então {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c}f(g(x))=\lim_{t \rightarrow a}f(t)}}.

Demonstração: Demonstração omitida. \Box

Calcule {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow +\infty} \sin (1/x)}}. Podemos escrever {{\sin (1/x)= \sin t \circ (t=1/x)}}. Uma vez que é {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow + \infty}(1/x)=0}} vem que, pelo Teorema 44 que, {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow +\infty} \sin (1/x)=\displaystyle\lim_{t \rightarrow 0}\sin t =0}}. Em geral podemos dizer que se {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c} g(x)= a \in \mathbb{R}}} vem que {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c} \sin (g(x))=\displaystyle\lim_{t \rightarrow a} \sin t = \sin a}}. Concluindo:

\displaystyle \lim_{x \rightarrow c}\sin (g(x))=\sin (\lim_{x \rightarrow c}g(x))

Vamos admitir que {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c}g(x)=0}} e seja {{\tilde{f}}} a função que torna {{\sin x/x}} contínua em {{x=0}}. Temos {{\sin x =x \tilde{f}(x)}}, logo também é {{\sin g(x) = \tilde{f}(g(x))g(x)}}. Por definição {{\tilde{f}}} é contínua. Logo pelo Teorema 44 {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c^+}f(g(x))=\displaystyle\lim_{t \rightarrow 0}\tilde{f}(t)=1}}. Assim podemos concluir que quando temos {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c}g(x)=0}} vem que

\displaystyle \sin (g(x))\sim g(x)\quad (x \rightarrow c)

Por exemplo {{\sin (x^2-1) \sim (x^2-1)\quad (x \rightarrow 1)}}. Seja {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c}g(x)=a \in \mathbb{R}}}. Pelo Teorema 44 é {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c} e^{g(x)}=\lim_{t \rightarrow a}e^t=e^a}} (com as convenções {{e^{+\infty}=+\infty}} e {{e^{-\infty}=0}}). Logo {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c}e^{g(x)}=e^{\displaystyle\lim_{x \rightarrow c}g(x)}}}. De forma análoga podemos mostrar que {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c} \log g(x)= \log (\lim_{x \rightarrow c}g(x))}} com as convenções {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow +\infty} \log g(x)=+\infty}} e {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow 0} \log g(x)=-\infty}}). Seja {{a>1}}. Temos {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow +\infty}a^x =\displaystyle\lim_{x \rightarrow +\infty}e^{x\log a}=e^{\displaystyle\lim_{x \rightarrow +\infty} x\log a}=+\infty }} (visto {{\log a>0}}). Por outro lado, para {{\alpha > 0}} também é {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow +\infty}x^\alpha =\displaystyle\lim_{x \rightarrow +\infty}e^{\alpha \log x}= e^{\displaystyle \lim_{x \rightarrow +\infty}\alpha \log x}=+\infty}}. O que nós queremos saber é qual é o valor de {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow +\infty}\dfrac{a^x}{x^\alpha} }}, visto que a resposta a esta pergunta nos dirá qual das funções cresce mais rápido.

Teorema 45 Seja {{ a<1}} e {{\alpha > 0}}. Então

\displaystyle \lim_{x\to\infty}\frac{a^x}{x^\alpha}=+\infty \ \ \ \ \ (48)

  Demonstração: Seja {{b=a^{1/(2\alpha)}}} ({{b>1}}). É {{a=b^{2\alpha}}}. Uma vez que {{a^x=b^{2\alpha x}}}. Para além disso é {{\dfrac{a^x}{x^\alpha}=\dfrac{b^{2\alpha x}}{x^\alpha}=\dfrac{b^{2\alpha x}}{\sqrt{x}^{2\alpha}}}}. que é

\displaystyle \frac{a^x}{x^\alpha}=\left( \frac{b^x}{\sqrt{x}} \right)^{2\alpha} \ \ \ \ \ (49)

  Seja {{[x]}} a parte inteira de {x} e usando a desigualdade de Bernoulli ({{b^m\geq 1+ m(b-1)}}) é {{b^x\geq x^{}[x]\geq 1+[x](b-1)>[x](b-1)>(x-1)(b-1)}}. Assim {{\dfrac{b^x}{\sqrt{x}}>\dfrac{x-1}{\sqrt{x}}(b-1)=\left( \sqrt{x}-1/\sqrt{x}\right)(b-1)}}. Uma vez que {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow +\infty}\left( \sqrt{x}-1/\sqrt{x}\right)(b-1)=+\infty}} segue do Teorema 32 que {{\displaystyle\lim_{x \rightarrow \infty} \frac{b^x}{\sqrt{x}}=+\infty}}. Usando 49 e tomando {{t=b^x/\sqrt{x}}} vem que {{\displaystyle\lim_{x \rightarrow \infty}\frac{a^x}{x^\alpha}=\displaystyle\lim_{t \rightarrow +\infty}t^{2\alpha}=+\infty}}. \Box

Podemos sintetizar o conteúdo do teorema anterior na seguinte forma:

A exponencial de base {>1} cresce mais rapidamente que qualquer potência do seu expoente.

Corolário 46 Seja {{\alpha > 0}}, então

\displaystyle \lim_{x \rightarrow +\infty}\frac{x^\alpha}{\log x}=+\infty

Demonstração: Fica com um exercício para o leitor. Lembre-se de fazer a mudança de variável apropriada. \Box

Teorema 47 Seja {{a>1}}, então {{\displaystyle \lim \frac{a^n}{n!}}}=0.

Demonstração: Primeiro relembramos que {{\log n!=n\log n -n + O(\log n)}} que é a aproximação de Stirling. Uma vez que {{\dfrac{\log n}{n} \rightarrow 0}} também é {{\dfrac{O(\log n)}{n} \rightarrow 0}}. e

\displaystyle \dfrac{a^n}{n!}=e^{\log (a^n/n!)}=e^{n\log a - \log n!}

Logo

\displaystyle \lim \dfrac{a^n}{n!}=e^{\lim(n\log a - \log n!)}

Para o argumento da função exponencial é {{\begin{aligned} \lim(n\log a - \log n!) &= \lim n\log a-n\log n+n-O(\log n) \\ &=\lim \left(n\left(\log a -\log n+1 -\dfrac{O(\log n)}{n}\right)\right) \\ &=+\infty\times -\infty=-\infty \end{aligned}}}

O que resulta em {{\displaystyle \lim \frac{a^n}{n!}=e^{-\infty}=0}}. \Box

Lema 48

\displaystyle \lim_{x \rightarrow +\infty}\left( 1+\frac{1}{x}\right)^x=e \ \ \ \ \ (50)

  Demonstração: Demonstração omitida. \Box

Teorema 49

\displaystyle \lim_{x \rightarrow 0}\frac{\log (1+x)}{x}=1 \ \ \ \ \ (51)

  Demonstração: Será demonstrado como um exercício. \Box

Corolário 50

\displaystyle \lim_{x \rightarrow 0}\frac{e^x-1}{x}=1 \ \ \ \ \ (52)

  Demonstração: Deixado como um exercício para o leitor. Faça a mudança de variável {{e^x=t+1}} e use o Teorema 49 \Box

Generalizando os resultados anteriores podemos escrever:

  • {{\sin g(x) \sim g(x) \quad (x \rightarrow c)}} se {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c} g(x)=0}}
  • {{\log (1+g(x)) \sim g(x) \quad (x \rightarrow c)}} se {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c} g(x)=0}}
  • {{e^{g(x)}-1 \sim g(x) \quad (x \rightarrow c)}} se {{\displaystyle \lim_{x \rightarrow c} g(x)=0}}

Mecânica Quântica – Revisões VI

— 19. Resolução de Exercícios —

Exercício 2 Escolha o conjunto de coordenadas generalizadas que especifica totalmente o estado mecânico de cada um dos sistemas:

  1. Uma partícula de massa {m} que se move ao longo de uma elipse.

    Seja { {x=a\cos\theta}} e { {y=b\sin\theta}}. Então a coordenada generalizada é { {\theta}}. Para o caso do leitor ter ficado surpreso com o facto de só precisarmos de uma coordenada para descrevermos um sistema que aparentemente é bidimensional lembre-se que a nossa partícula está restringida a mover-se ao longo de uma linha que ainda que seja curva não deixa de ser unidimensional. Outra maneira de ver é pensando que temos {2} coordenadas originais e {1} equação de ligação. Assim pelo que vimos em Mecânica Quântica Revisões IV isto quer dizer que temos {2-1=1} graus de liberdade, logo só precisamos de uma coordenada generalizada para descrever os estado mecânico do sistema.

  2. Um cilindro que se move num plano inclinado.

    Se o cilindro descreve um movimento de rotação precisamos de { {x}} a distância percorrida e { {\theta}} que é o ângulo de rotação. Se o cilindro não tem um movimento de rotação só precisamos de { {x}}.

  3. Duas massas num pêndulo duplo

    As coordenadas generalizadas são { {\theta_1}} e { {\theta_2}}.

Exercício 3 Derive as transformações de equações para um pêndulo duplo.

Temos:

  • { {x_1=l_1\cos\theta_1}}
  • { {x_2=l_1\cos\theta_1+l_2\cos\theta_2}}
  • { {y_1=l_1\sin\theta_1}}
  • { {y_2=l_1\sin\theta_1+l_2\sin\theta_2}}

Exercício 4 Mostre que é:

\displaystyle  {\dfrac{\partial \dot{\vec{r}}_\nu}{\partial \dot{q}_\alpha}=\dfrac{\partial\vec{r}_\nu}{\partial q_\alpha}}

Temos

{ {\begin{aligned} \vec{r}_\nu&=\vec{r}_\nu(q_1,q_2,\cdots,q_n,t)\Rightarrow \\ \dot{\vec{r}_\nu}&=\dfrac{\partial\vec{r}_\nu }{\partial q_1}\dot{q}_1+\cdots+\dfrac{\partial\vec{r}_\nu }{\partial q_n}\dot{q}_n+\dfrac{\partial\vec{r}_\nu}{\partial t} \Rightarrow \\ \dfrac{\partial \dot{\vec{r}}_\nu}{\partial\dot{q}_\alpha}&=\dfrac{\partial \vec{r}_\nu}{\partial q_\alpha} \end{aligned}}}

Que é o resultado pretendido

Exercício 5 Considere um conjunto de partículas que descrevem um incremento { {dq_j}} nas suas coordenadas generalizadas. Derive a seguinte expressão { {dW=\displaystyle \sum_\alpha \Phi_\alpha dq_\alpha}} para o trabalho total realizado pela força que actua no sistema e interprete fisicamente o factor { {\Phi_\alpha}}.

Primeiro vamos notar que é

\displaystyle \displaystyle d\vec{r}_\nu =\sum_{\alpha=1}^n \dfrac{\partial \vec{r}_\nu}{\partial q_\alpha}dq_\alpha

Para { {dW}} é

{ {\begin{aligned} dW &=\sum_{\nu=1}^N\vec{F}_\nu\cdot d\vec{r}_\nu\\ &=\sum_{\nu=1}^N\left( \sum_{\alpha=1}^n \vec{F}_\nu\cdot\dfrac{\partial \vec{r}_\nu}{\partial q_\alpha} \right) dq_\alpha\\ &= \sum_{\alpha=1}^n \Phi_\alpha dq_\alpha \end{aligned}}}

e { {\displaystyle \Phi_\alpha=\sum_{\nu=1}^N \vec{F}_\nu\cdot\dfrac{\partial \vec{r}_\nu}{\partial q_\alpha}}} é a força generalizada.

Exercício 6 Mostre que { {\Phi_\alpha=\dfrac{\partial W}{\partial q_\alpha}}}.

Temos

\displaystyle  {\displaystyle dW=\sum_\alpha\frac{\partial W}{\partial q_\alpha}dq_\alpha}

e

\displaystyle  {\displaystyle dW=\sum_\alpha\Phi_\alpha dq_\alpha}

Logo

\displaystyle {\displaystyle \sum_\alpha\left( \Phi_\alpha- \frac{\partial W}{\partial q_\alpha}\right)dq_\alpha=0}

Uma vez que { {dq_\alpha}} são linearmente independentes (ou se preferir, são arbitrários) vem que { {\Phi_\alpha=\dfrac{\partial W}{\partial q_\alpha}}}.

Exercício 7 Derive o lagrangiano de um pêndulo simples e obtenha as equações de movimento

A coordenada generalizada para o pêndulo simples é { {\theta}} e as equações de transformação de coordenadas são { {x=l\sin\theta}} and { {y=-l\cos\theta}}.

A energia cinética é { {K=1/2mv^2=1/2m(l\dot{\theta})^2=1/2ml^2\dot{\theta}^2}}.

A energia potencial é { {V=mgl(1-\cos\theta)}}.

Assim o lagrangiano é

\displaystyle {L=K-V=1/2ml^2\dot{\theta}^2-mgl(1-\cos\theta)}

Uma vez que temos

\displaystyle {\dfrac{\partial L}{\partial \theta}=-mgl\sin\theta}

e

\displaystyle {\dfrac{\partial L}{\partial \dot{\theta}}=ml^2\dot{\theta}}

E a equação de Euler-Lagrange fica

{ {\begin{aligned} \frac{d}{dt}\dfrac{\partial L}{\partial \dot{\theta}}-\dfrac{\partial L}{\partial \theta}&=0\Rightarrow\\ ml^2\dot{\theta}+mgl\sin\theta&=0\Rightarrow\\ \ddot{\theta}+g/l\sin\theta &=0 \end{aligned}}}

Exercício 8

Duas partículas de massa { {m}} estão ligadas entre si e a duas paredes por molas de constante { {k}}. As partículas deslocam-se ao longo de uma direcção. Use as equações de Euler-Lagrange para descrever o movimento das massas.

A energia cinética é { {K=1/2m\dot{x}^2_1+1/2m\dot{x}^2_2}}.

A energia potencial é { {V=1/2kx^2_1+1/2k(x_2-x_1)^2+1/2kx^2_2}}.

Logo o lagrangiano é { {L=K-V=1/2m\dot{x}^2_1+1/2m\dot{x}^2_2-1/2kx^2_1-1/2k(x_2-x_1)^2-1/2kx^2_2}}.

As derivadas parciais do lagrangiano são:

  • { {\dfrac{\partial L}{\partial x_1}=k(x_2-x_1)}}
  • { {\dfrac{\partial L}{\partial x_2}=k(x_1-x_2)}}
  • { {\dfrac{\partial L}{\partial \dot{x_1}}=m\dot{x}_1}}
  • { {\dfrac{\partial L}{\partial \dot{x_2}}=m\dot{x}_2}}

E as equações de Euler-Lagrange ficam:

  • { {m\ddot{x}_1=k(x_2-x_1)}}
  • { {m\ddot{x}_2=k(x_1-2x_2)}}

Exercício 9

Uma partícula de massa { {m}} move-se sob a acção de um campo central e conservativo. Use coordenadas cilíndricas para derivar:

  1. O lagrangiano A energia cinética é { {K=1/2m(1/2m\dot{\rho}^2+\rho^2\dot{\phi}^2+\dot{z^2})}}. A energia potencial é { {V=V(\rho,\phi,z)}}. Logo o lagrangiano é

    \displaystyle  L=\frac{1}{2}m(1/2m\dot{\rho}^2+\rho^2\dot{\phi}^2+\dot{z^2})-V(\rho,\phi,z)

  2. As equações de movimento
    • { {m(\ddot{\rho}-\rho\dot{\phi}^2)=-\dfrac{\partial v}{\partial \rho}}}
    • { {m\dfrac{d}{dt}\left(\rho^2\dot{\phi}\right)=-\dfrac{\partial V}{\partial \phi}}}
    • { {m\ddot{z}=-\dfrac{\partial V}{\partial z}}}

Exercício 10 Para um duplo pêndulo calcule:

  1. O lagrangiano

    As equações para as transformações de coordenadas são

    • { {x_1=l_1\cos\theta_1}}
    • { {y_1=l_1\sin\theta_1}}
    • { {x_2=l_1\cos\theta_1+l_2\cos\theta_2}}
    • { {y_2=l_1\sin\theta_1+l_2\sin\theta_2}}

    Aplicando { {\dfrac{d}{dt}}} às equações anteriores

    • { {\dot{x}_1=-l_1\dot{\theta}_1\sin\theta_1}}
    • { {\dot{y}_1=l_1\dot{\theta}_1\cos\theta_1}}
    • { {\dot{x}_2=-l_1\dot{\theta}_1\sin\theta_1-l_2\dot{\theta}_2\sin\theta_2}}
    • { {\dot{y}_2=l_1\dot{\theta}_1\cos\theta_1+l_2\dot{\theta}_2\cos\theta_2}}

    Logo a energia cinética é

    \displaystyle  K=1/2m_1l^2_1\theta^2_1+1/2m\left[ l^2_1\dot{\theta}^2_1+l^2_2\dot{\theta}^2_2+2l_1l_2\dot{\theta}_1\dot{\theta}_2\cos(\theta_1-\theta_2) \right]

    E a energia potencial é

    \displaystyle V=m_1g(l_1+l_2-l_1\cos\theta_1)+m_2g\left[l_1+l_2-(l_1\cos\theta_1+l_2\cos\theta_2)\right]

    Como sempre o lagrangiano é { {L=K-V=\cdots}}

  2. As equações de movimento
    • { {\dfrac{\partial L}{\partial \theta_1}=-m_2l_1l_2\dot{\theta}_1\dot{\theta}_2\sin(\theta_1-\theta_2)-m_1gl_1\sin\theta_1-m_2gl_1\sin\theta_1}}
    • { {\dfrac{\partial L}{\partial \dot{\theta_1}}=m_1 l_1^2\dot{\theta}_1^2+m_2l_1^2\dot{\theta}_1+m_2l_1l_2\dot{\theta}_2\cos(\theta_1-\theta_2)}}
    • { {\dfrac{\partial L}{\partial \theta_2}=m_2l_1l_2\dot{\theta}_1\dot{\theta}_2\sin(\theta_1-\theta_2)-m_2gl_2\sin\theta_2}}
    • { {\dfrac{\partial L}{\partial \dot{\theta_2}}=m_2l_2^2\dot{\theta}_2^2+m_2l_1l_2\dot{\theta}_1\cos(\theta_1-\theta_2)}}

    Assim é

    \displaystyle  {(m_1+m_2)l_1\ddot{\theta}_1+m_2l_1l_2\cos(\theta_1-\theta_2)+m_2l_1l_2\dot{\theta}_2\sin(\theta_1-\theta_2)=-(m_1+m_2)gl\sin\theta_1}

    e

    \displaystyle  {m_2l_2\ddot{\theta}_2+m_2l_1l_2\ddot{\theta}_1\cos(\theta_1-\theta_2)+m_2l_1l_2\dot{\theta}_1^2\sin(\theta_1-\theta_2)=-m_2gl_2\sin\theta_2}

  3. Faça { {m_1=m_2=m}} e { {l_1=l_2=l}} e escreva as equações de movimento.

    Fica como um exercício para o leitor.

  4. Escreva as equações anteriores no limite das pequenas oscilações.

    Se { {\theta\ll 1}} sabemos que { {\sin \theta\approx\theta}} e { {\cos \theta\approx1}}.

    E as equações de movimento ficam

    { {2l\ddot{\theta}_1+l\ddot{\theta}_2=-2g\theta_1}}

    { {l\ddot{\theta}_1+l\ddot{\theta}_2=-g\theta_2}}

Exercício 11 Uma partícula move-se no plano { {xy}} sujeita a uma força central que é uma função da distância entre a partícula e a origem.

  1. Calcule o Hamiltoniano do sistema.

    As coordenadas generalizadas são { {r}} e { {\theta}}.

    A energia potencial é da forma { {V=V(r)}}.

    O lagrangiano é { {L=1/2m(\dot{r}^2+r^2\dot{\theta}^2)-V(r)}}.

    Os momentos conjugados são:

    \displaystyle  {p_r=\dfrac{\partial L}{\partial \dot{r}}=m\dot{r}}

    \displaystyle  {p_\theta=\dfrac{\partial L}{\partial \dot{\theta}}=mr^2\dot{\theta}}

    O Hamiltoniano fica

    { {\begin{aligned} H&=\displaystyle \sum_{\alpha=n}^np_\alpha\dot{q}_\alpha\\ &=p_r\dot{r}+p_\theta\dot{\theta}-(1/2m(\dot{r^2}+r^2\dot{\theta}^2)-V(r))\\ &=\dfrac{p_r^2}{2m}+\dfrac{p_theta^2}{2mr^2}+V(r) \end{aligned}}}

  2. Escreva as equações de movimento:
    • { {\dot{r}=\dfrac{\partial H}{\partial p_r}=\dfrac{p_r}{m}}}
    • { {\dot{\theta}=\dfrac{\partial H}{\partial p_\theta}=\dfrac{p_\theta}{mr^2}}}
    • { {\dot{p}_r=-\dfrac{\partial H}{\partial r}=\dfrac{p_\theta}{mr^3}-V'(r)}}
    • { {\dot{p}_\theta=-\dfrac{\partial H}{\partial \theta}=0)}}

Exercício 12

Uma partícula descreve um movimento unidimensional sujeita a uma força da forma

\displaystyle F(x,t)= \frac{k}{x^2}e^{-t/\tau}

Onde { {k}} e { {\tau}} são constantes positivas. Calcule o lagrangiano e hamiltoniano. Compare o hamiltoniano com a energia total e discuta se existe conservação de energia para este sistema.

Uma vez que { {F(x,t)= \frac{k}{x^2}e^{-t/\tau}}} vem que { {U=\dfrac{k}{x}e^{-t/\tau}}}.

Para a energia cinética é { {K=1/2m\dot{x}^2}}. Assim o lagrangiano é

\displaystyle L=1/2m\dot{x}^2-\dfrac{k}{x}e^{-t/\tau}

Ora { {p_x=m\dot{x}\Rightarrow\dot{x}=\dfrac{p_x}{m}}}.

E o hamiltoniano é

\displaystyle  {H=p_x\dot{x}-L=\dfrac{p_x^2}{2m}+\dfrac{k}{x}e^{-t/\tau}}

Uma vez que { {\dfrac{\partial L}{\partial t}\neq 0}} o sistema não é conservativo.

Uma vez que { {\dfrac{\partial U}{\partial \dot{x}}=0}} sabemos que é { {H=E}}.

Exercício 13

Considere duas funções das coordenadas generalizadas e os momentos generalizados, { {g(q_k,p_k)}} e { {h(q_k,p_k)}}. O parênteses de Poisson é definido como:

\displaystyle  [g,h]=\sum_k \left(\frac{\partial g}{\partial q_k}\frac{\partial h}{\partial p_k}-\frac{\partial g}{\partial p_k}\frac{\partial h}{\partial q_k}\right)

Mostre que as seguintes propriedades do parênteses de Poisson são válidas:

  1. { {\dfrac{dg}{dt}=[g,H]+\dfrac{\partial g}{\partial t}}}.

    Fica como um exercício para o leitor.

  2. { {\dot{q}_j=[q_j,H]}} e { {\dot{p}_j=[p_j,H]}}.

    Fica como um exercício para o leitor.

  3. { {[p_k,p_j]=0}} e { {[q_k,q_j]=0}}.

    Fica como um exercício para o leitor.

  4. { {[q_k,p_j]=\delta_{ij}}}.

    Fica como um exercício para o leitor.

  5. Mostre que se uma função { {f}} não depende explicitamente de {t} então { {[f,H]=0}}. {f} diz-se uma constante de movimento.

    Fica como um exercício para o leitor.

Se o parênteses de Poisson entre duas funções é nulo então dizemos que as duas funções comutam.

CONCEITO DE FUNÇÃO

— 1. Conceito de funções —

Definição 1

Sejam dois conjuntos {A} e {B}, ambos diferentes do conjunto vazio e {f} uma relação de {A} em {B}, diz-se que {f} é uma função definida de {A} em {B} se, e somente se, para todo {x} que pertence ao conjunto {A} existe um, e só um elemento {y} que pertence ao conjunto {B} de maneira que o par ordenado {(x,y)} pertença a função {f}.

Em simbolos, temos:

{ f } é uma função de { A } em { B }

\displaystyle  \leftrightarrow \forall_x \in A,\exists y \in B \ tal \ que \ (x,y) \in f .  \ \ \ \ \ (1)

Nota: podemos dizer que { f } é uma função ou { f } é uma aplicação.

Exercício 1 Dados os conjuntos {A= (-2, 1, 2, 3) } e { B=(-2,-1,1,5,6,13)} e a seguinte relação { D= \lbrace(x,y)\in A \times B \mid y=( x+1)^2 -3 \rbrace} de {A} em {B}. É uma função? Resolução

Vamos começar a resolver: Como { x \in A } segundo a definição, então temos:

Para {x=-2}, temos { y=( x+1)^2 -3\rightarrow y=( -2+1)^2 -3\rightarrow y=-2\rightarrow y\in B }, logo {(-2,-3)\in f }.

Para {x=1}, temos {y=( x+1)^2 -3\rightarrow y=( 1+1)^2 -3\rightarrow y=1\rightarrow y\in B }, logo {(1,1)\in f }.

Para {x=2}, temos {y=( x+1)^2 -3\rightarrow y=( 2+1)^2 -3\rightarrow y=6\rightarrow y\in B }, logo {(3,6)\in f }.

Para {x=3}, temos { y=( x+1)^2 -3\rightarrow y=( 3+1)^2 -3\rightarrow y=13 \rightarrow y \in B }, logo {(3,13)\in f}. como todos elementos de {A} correspondem a um, e só um elemento de {B}, então a relação {D= \lbrace(x,y) f \rbrace \in A \times B \mid y=( x+1)^2 -3 \rbrace} é uma função.

Exercício 2 Dados os conjuntos { A=\lbrace 0,1,3,4,5\rbrace } e { B=\lbrace x\in \mathbb{R} \mid 1\leq x\leq 2\rbrace } pela lei de transformação {y=\dfrac{x+3}{x+2}}. Mostre que é uma função de {A} em {B}. Resolução: Como {x} é do conjunto {A}, então temos:

Para { x=0 \rightarrow y=\dfrac{0+3}{0+2} \rightarrow y=\dfrac{3}{2} \rightarrow y\in B\rightarrow (0,\dfrac{3}{2})\in f }. Para { x=1 \rightarrow y=\dfrac{1+3}{1+2} \rightarrow y=\dfrac{4}{3}\rightarrow y\in B\rightarrow (1,\dfrac{4}{3})\in f }.

Para { x=3\rightarrow y=\dfrac{3+3}{3+2} \rightarrow y=\dfrac{6}{5}\rightarrow y\in B\rightarrow (3,\dfrac{6}{5})\in f}.

Para { x=4 \rightarrow y=\dfrac{4+3}{4+2} \rightarrow y=\dfrac{7}{6} \rightarrow y\in B\rightarrow (4,\dfrac{7}{6})\in f}.

Para { x=5 \rightarrow y=\dfrac{5+3}{5+2} \rightarrow y=\dfrac{8}{7} \rightarrow y\in B\rightarrow (5,\dfrac{8}{7})\in f}.

vimos que todos elementos do conjunto {A} correspondem a um, e somente um elemento do conjunto {B}, então {y=\dfrac{x+3}{x+2}}é uma aplicação de {A} em {B}.

Exercício 3 Seja a relação { f(x)=26-x^2 } aplicada de { A } em { \mathbb{N}}, onde { =\lbrace x\in \mathbb{R}\mid x\leq0\rbrace }, mostre que não é uma aplicação de {A} em { \mathbb{N} } Resolução: Vamos lá resolver esse exercício:

Segundo a linguagem do exercício, garante-nos, seguramente, que não é uma função(ou não é uma aplicação) de {A} em {\mathbb{N}}, logo temos que provar que existe um elemento {x} do conjunto {A} que não corresponde a um elemento {y} do conjunto {\mathbb{N}} ou,que corresponde mais de um elemento de conjunto {\mathbb{N}}.

Como o conjunto de partida {A} é infinito, o processo que fizemos nos exemplos anteriores é trabalhoso demais que é, analisar um elemento por cada elemento correndo risco de fazê-lo {-l0 } cem vezes. Sendo assim, é suficiente mostrar que existe um elemento {x} de {A} que não corresponde a {y} de {\mathbb{N} } ou, que corresponde mais de um elemento de {\mathbb{N}}. Temos:

Para { x=-6 \rightarrow f(6)=26-(-6)^2 \rightarrow f(6)=26-36 \rightarrow f(6)=-10 } Como {-10} não pertence ao conjunto dos números natural { \mathbb{N} }, implica que { f(x)=26-x^2} não é uma função {A} em { \mathbb{N}} .

Exercício 4 Dados os conjuntos { A=(-2, 1, 2, 3)} e {B=(-2,1,4,5,7,9)} definida por {y=-2x+3} de {A} em {B}. É uma função?

Resolução: Como {x \in A }, então temos:

Para { x=-2 \rightarrow y=-2x+3 \rightarrow y=4+3 \rightarrow y=7 \rightarrow y \in B }, logo {(-2,7)\in f}.

Para {x=1}, temos { y=-2x+3 \rightarrow y=-2+3\rightarrow y=1\rightarrow y\in B}, logo {(1,1) \in f }.

Para { x=2 }, temos {y=-2x+3\rightarrow y=-4+3\rightarrow y=-1}, {y} não pertence a função.

Como existe um elemento do conjunto { A} que não corresponde a nenhum elemento de {B}, então a relação dada não é uma função de {A} em {B}. Não precisas terminar o processo, basta indicar um elemento do conjunto { A } cujo resultado não é de { B } é suficiente dizer que não é uma função.

Exercício 5 Seja a relação { y^2 =(x-2)^2 +x } de {\mathbb{R}^+} em {\mathbb{R}}. Mostre se é uma aplicação.

Resolução:

Vamos mostrar ao contrário que não é uma aplicação, isto equivale dizer, existe um elemento {x} de {\mathbb{R}^+} que não se relaciona com um, ou que se relaciona com mais de um elemento {y} de {\mathbb{R}} . A relação {y^2 =(x-2)^2 +x } de {\mathbb{R}^+} em {\mathbb{R}} para {x=3} ,temos: { y^2 =(3-2)^2 +3 \rightarrow y^2 =(1)^2 +3 \rightarrow y^2 =1+3 \rightarrow y^2 =4 \rightarrow y=\pm2}, logo não é uma função porque para {3} de { \mathbb{R}^+ }, existem { -2 } e { 2 } em {\mathbb{R}}. Apenas um elementos em {\mathbb{R}} neste caso.

Exercício 6 A relação { f(x)=\frac{x^3}{3} } é uma função de {A} em {\mathbb{R}}, onde { A=\lbrace x\in\mathbb{R}\mid -2\leq x \leq2\rbrace}? Resolução:

Como é impossível numerar os elementos do conjunto {A} é mais fácil provar ao contrário que não é uma aplicação indicando um elemento de {A} que não resulta um elemento de {\mathbb{R} } ou que resulta dois ou mais elementos de {\mathbb{R}}.

É evidente que não existe nenhum elemento de {A} cujo o resultado de {f(x)} não seja real ou seja, para todos os elementos de {A} existe, claramente, um numero real, por isso é uma aplicação ou é uma função de {A} em { \mathbb{R}}.

Exercício 7 Dados os conjuntos { A= (-2, 1, 2, 3) } e { B=(-3 ,-2,-1,1,4,5,6,9)} e a lei definida por { C= \lbrace(x,y)\in A \times B \mid y=7-x \rbrace } de {A} em {B}, prove se é uma função.

Resolução:

Como { x \in A }, então temos:

Para { x=-2 }, temos {y=7-x\rightarrow y=7+2 \rightarrow y=9 \rightarrow y \in B }, logo {(-2,9)\in f }.

Para { x=1 }, temos { y=7-x \rightarrow y=7-1 \rightarrow y=6 \rightarrow y\in B }, logo {(1,6) \in f }.

Para { x=2 }, temos { y=7-x\rightarrow y=7-2 \rightarrow y=5\rightarrow y\in B }, logo {(2,5)\in f }.

Para { x=3 }, temos { y=7-x\rightarrow y=7-3 \rightarrow y=4\rightarrow y\in B }, logo {(3,4)\in f }. Vimos que para todos elementos de {x} que pertencem ao conjunto {A}, pela lei de transformação {y=7-x}, corresponde a um único elemento do conjunto {B}, logo a relação { C= \lbrace(x,y)\in A \times B \mid y=7-x \rbrace } de {A} em {B} é uma função ou é uma aplicação de {A} em {B} .

Mecânica Quântica – Revisões V

— 16. Formalismo newtoniano e Equações de Euler-Lagrange —

Como vimos no artigo Mecânica Quântica Revisões IV ao utilizar as equações de Euler-Lagrange que descrevem um sistema mecânico chegamos às mesmas equações do formalismo newtoniao.

O objectivo deste secção é demonstrar de uma forma mais rigorosa que ambas as formulações da mecânica clássica são de facto equivalentes (ou dizendo de forma mais exacta: quais são as condições que tornam o formalismo newtoniano e o formalismo lagrangiano equivalentes para a mecânica clássica).

Já sabemos que é { {\dfrac{\partial L}{\partial x_i}-\dfrac{d}{dt}\dfrac{\partial L}{\partial \dot{x}_i}=0 }} para { {i=1,2,3}}. Usando a definição de {L} podemos reescrever a equação do lagrangiano:

{ \displaystyle \dfrac{\partial (K-U)}{\partial x_i}-\dfrac{d}{dt}\dfrac{\partial (K-U)}{\partial \dot{x}_i}=0}

Uma vez que a nossa análise não depende do conjunto de coordenadas utilizado vamos escolher trabalhar com coordenadas rectangulares pois são matematicamente mais cómodas. Assim temos { {K=K(\dot{x}_i}} e { {U=U(x)}}. Uma vez que é { {\dfrac{\partial T}{\partial x_i}=0}} e { {\dfrac{\partial U}{\partial \dot{x}_i}}} vem que { {-\dfrac{\partial U}{\partial \dot{x}_i}=\dfrac{d}{dt}\dfrac{\partial T}{\partial \dot{x}_i}}}. Para um sistema conservativo temos { {-\dfrac{\partial U}{\partial \dot{x}_i}=F_i}}.

Logo para { {F_i=\dfrac{d}{dt}\dfrac{\partial T}{\partial \dot{x}_i}}} é válido

{ {\begin{aligned} \dfrac{d}{dt}\dfrac{\partial T}{\partial \dot{x}_i} &= \dfrac{d}{dt}\dfrac{\partial \sum_j(1/2m\dot{x}_j^2)}{\partial \dot{x}_i} \\ &= \dfrac{d}{dt}(m\dot{x}_i) \\ &= \dot{P}_i \end{aligned}}}

Assim é { {F_i=\dot{P}_i}} que é a Segunda Lei de Newton (Segundo Axioma ou Segundo Postulado de Newton seriam nomes mais correctos…). No formalismo newtoniano da Mecânica Clássica o que dita a dinâmica de uma partícula é a segunda Lei de Newton, assim sendo acabámos de demonstrar que ambas as formulações são equivalentes.

— 17. Introdução à Simetria —

O leitor certamente notou no último exemplo que a ausência de uma coordenada generalizada no lagrangiano de um sistema implicaca a conservação de um momento (seja ele linear ou angular). Estas coordenadas que não aparecem no lagrangiano recebem o nome de coordenadas cíclicas.

Obviamente que a presença ou ausência de coordenadas cíclicas num lagrangiano depende da escolha de coordenadas. No entanto o facto de um momento ser conservado ou não, não pode depender da escolha do conjunto de coordenadas que se faz. Uma vez que a escolha acertada do conjunto de coordenadas nos permite revelar a simetria que os sistema exibe podemos concluir que que simetria e quantidades conservadas estão intimamente ligadas.

Nesta secção vamos entender por que motivo considerações de simetria são tão importantes na Física contemporânea e qual é a relação entre simetria e as leis de conservação.

Se um sistema exibe um qualquer tipo de simetria contínua então esta simetria irá sempre manifestar-se na forma de uma quantidade que se conserva. A demonstração matemática deste teorema (e as suas múltiplas generalizações) é o Teorema de Noether, mas não nos vamos debruçar sobre a demonstração neste texto. Ao invés vamos somente entender as consequências de três tipos de simetria contínua e o estudante interessado pode consultar os seguintes links para aprofundar o seu conhecimento mais teórico sobre este teorema:

— 17.1. Simetria contínua para translações no tempo —

Como sabemos da Mecânica Clássica um referencial diz-se inercial se o tempo é homogéneo. Quando dizemos que o tempo é homogéneo estamos a dizer que podemos fazer uma translação contínua ( formalmente dizemos { {t \rightarrow t+\delta t}}) no tempo e que as características mecânicas não sofrerão alterações.

Seja { {L}} o lagrangiano de um sistema isolado. Uma vez que o sistema é isolado sabemos que as suas características mecânicas deverão permanecer invariantes no tempo. Isto é equivalente a dizermos que o seu lagrangiano não depende do tempo

\displaystyle {\dfrac{\partial L}{\partial t}=0}

Assim a derivada total é

\displaystyle  \displaystyle \frac{dL}{dt}= \sum_j \frac{\partial L}{\partial q_j}\dot{q}_j+ \sum_j \frac{\partial L}{\partial \dot{q}_j}\ddot{q}_j

Usando a equação de Euler-Lagrange 18 para coordenadas generalizadas fica:

{ {\begin{aligned} \frac{dL}{dt} &= \sum_j \dot{q}_j\frac{d}{dt}\frac{\partial L}{\partial \dot{q}_j}+ \sum_j \frac{\partial L}{\partial \dot{q}_j}\ddot{q}_j \Rightarrow \\ &\Rightarrow \frac{dL}{dt}-\sum_j\frac{d}{dt}\left( \dot{q}_j\frac{\partial L}{\partial \dot{q}_j} \right)= 0 \\ &\Rightarrow \frac{d}{dt} \left( L-\sum_j\dot{q}_j\frac{\partial L}{\partial \dot{q}_j}\right)=0 \end{aligned}}}

Ou seja

\displaystyle   \displaystyle L-\sum_j\dot{q}_j\dfrac{\partial L}{\partial \dot{q}_j}=-H \ \ \ \ \ (19)

Onde { {-H}} (o porquê de termos um sinal { {-}} será evidente dentro de momentos) é uma constante.

Vamos admitir que { {U=U(x_{\alpha,i})}} e { {x_{\alpha,i}=x_{\alpha,i}(q_j)}}. Então é { {U=U(q_j)}} e { {\dfrac{\partial U}{\partial \dot{q}_j}=0}}. Logo { {\dfrac{\partial L}{\partial \dot{q}_j}=\dfrac{\partial (K-U)}{\partial \dot{q}_j}=\dfrac{\partial K}{\partial \dot{q}_j}}}

Então podemos escrever a equação 19 na forma

\displaystyle  {\displaystyle (K-U)-\sum_j\dot{q}_j\dfrac{\partial K}{\partial \dot{q}_j}=-H}

Donde vem que { {K+U=H}}.

A função { {H}} é o Hamiltoniano do sistema e a sua definição é dada pela equação 19.

Para além disso podemos identificar o Hamiltoniano com a energia total de um sistema quando as seguintes condições são respeitadas:

  1. As equações para as transformações de coordenadas são independentes do tempo. Isto implica que a energia cinética é uma função quadrática homogénea em { {\dot{q}_j}}
  2. A energia potencial não depende da velocidade. Desse modo os termos { {\dfrac{\partial U}{\partial \dot{q}_j}}} podem ser eliminados

— 17.2. Simetria contínua para translações no espaço —

Sabemos também da Mecânica Clássica que para um referencial inercial o espaço é homogéneo. Quer isto dizer que todos os pontos do espaço são equivalentes e como tal o lagrangiano é invariante para translações no espaço. Formalmente escrevemos { {\delta L=0}} para { {\vec{r}_\alpha \rightarrow \vec{r}_\alpha+\delta\vec{r}}}.

Sem perda de generalidade vamos somente considerar uma partícula. Neste caso é { {L=L(x_i),\dot{x_i}}} e { {\displaystyle \delta \vec{r} = \sum_i\delta x_i \vec{e}_i}}. Calculando a variação em { {L}} devido a { {\delta \vec{r}}} é

\displaystyle  \displaystyle \delta L = \sum_i \frac{\partial L}{\partial x_i}\delta x_i + \sum_i\frac{\partial L}{\partial \dot{x}_i}\delta \dot{x}_i=0

Ora { {\delta x_i=\delta\dfrac{dx_i}{dt}=\frac{d}{dt}\delta x_i=0}} e a expressão para a variação fica

\displaystyle  \displaystyle \delta L = \sum_i \frac{\partial L}{\partial x_i}\delta x_i=0

Para a expressão anterior ser identicamente nula temos que ter { {\dfrac{\partial L}{\partial x_i}=0}}, uma vez que { {\delta x_i}} são variações arbitrárias.

De acordo com a Equação de Euler-Lagrange 18 temos { {\dfrac{\partial L}{\partial \dot{x}_i}=c}}.

Logo é

{ {\begin{aligned} \frac{\partial (K-U)}{\partial \dot{x}_i} &= \frac{\partial K}{\partial\dot{x}_i}\\ &= \frac{\partial}{\partial \dot{x}_i}\left( 1/2m\sum_j\dot{x}_j^2 \right) \\ &= m\dot{x}_i \\ &= P_i \end{aligned}}}

Assim a homogeneidade do espaço para translações implica a conservação do momento linear para um sistema isolado.

— 17.3. Simetria contínua para rotações no espaço —

Sabemos também da Mecânica Clássica que para um referencial inercial o espaço é isotrópico. Quando dizemos que o espaço é isotrópico estamos a dizer que não existem direcções privilegiadas. Ora isto quer dizer que o lagrangiano é invariante para rotações no espaço: { {\delta L=0}} para { {\vec{r}_\alpha \rightarrow \vec{r}_\alpha+\delta\vec{r}}} onde { {\delta\vec{r}=\delta \vec{\theta} \times \vec{r}}}.

Considerando novamente uma só partícula sabemos que é { {\delta\vec{\dot{r}}=\delta \vec{\theta} \times \vec{\dot{r}}}}

Para além disso também é

{ \displaystyle \delta L = \sum_i \frac{\partial L}{\partial x_i}\delta x_i + \sum_i\frac{\partial L}{\partial \dot{x}_i}\delta \dot{x}_i=0}

De { {p_i=\dfrac{\partial L}{\partial \dot{x}_i}}} e { {\dot{p}_i=\dfrac{\partial L}{\partial x_i}}} segue que

{ {\begin{aligned} \delta L &= \sum_i\dot{p}_i\delta x_i+ \sum_i p_i\delta\dot{x}_i\\ &= \dot{\vec{p}}\cdot\delta\vec{r}+ \vec{p}\cdot\delta\dot{\vec{r}} \\ &= \dot{\vec{p}}\cdot(\delta \vec{\theta} \times \vec{r})+ \vec{p}\cdot(\delta \vec{\theta} \times \dot{\vec{r}}) \\ &= \delta\vec{\theta}\cdot(\vec{r}\times\dot{\vec{p}}) + \delta\vec{\theta}\cdot(\dot{\vec{r}}\times\vec{p})\\ &= \delta\vec{\theta}\cdot (\vec{r}\times\dot{\vec{p}} + \dot{\vec{r}}\times\vec{p}) \end{aligned}}}

Uma vez que

\displaystyle  {\delta\vec{\theta}\cdot (\vec{r}\times\dot{\vec{p}} + \dot{\vec{r}}\times\vec{p})=\delta\vec{\theta}\cdot\dfrac{d}{dt}(\vec{r}\times\vec{p})}

e { {\delta L=0}}, segue { {\delta\vec{\theta}\cdot\dfrac{d}{dt}(\vec{r}\times\vec{p})=0}}.

Uma vez que { {\delta\vec{\theta}}} é um vector arbitrário segue que { {\dfrac{d}{dt}(\vec{r}\times\vec{p})=0}}. Logo { {\vec{r}\times\vec{p}}} é constante.

Em conclusão podemos dizer que a isotropia do espaço implica a conservação do momento angular. Outro resultado importante é que sempre que um sistema mecânico exibe um eixo de simetria o momento angular em torno desse eixo é uma quantidade conservada.

— 18. Dinâmica Hamiltoniana —

Como já vimos, se a energia potencial de um sistema não depende da velocidade então { {p_i=\dfrac{\partial L}{\partial \dot{x}_i}}}. Consequentemente podemos definir

Definição 7

Num sistema descrito por coordenadas generalizadas { {q_j}} o momento generalizado é definido pela seguinte expressão:

\displaystyle   p_j=\frac{\partial L}{\partial \dot{q}_j} \ \ \ \ \ (20)

Como consequência da definição anterior temos { {\dot{p}_j=\frac{\partial L}{\partial q_j}}}.

E podemos escrever o Hamiltoniano como uma transformada de Legendre do Lagrangiano

\displaystyle   H=\sum_j p_j\dot{q}_j-L \ \ \ \ \ (21)

Uma vez que { {\dot{q}_j=\dot{q}_j(q_k,p_k,t)}} a equação 21 pode ser escrita na forma

\displaystyle   H(q_k,p_k,t)=\sum_j p_j\dot{q}_j-L(q_k,\dot{q}_k,t) \ \ \ \ \ (22)

Assim temos { {H=H(q_k,p_k,t)}} e { {L=L(q_k,\dot{q}_k,t)}}. O diferencial de { {H}} é

\displaystyle   dH=\sum_k\left( \frac{\partial H}{\partial q_k}dq_k+\frac{\partial H}{\partial p_k}dp_k \right) + \frac{\partial H}{\partial t}dt \ \ \ \ \ (23)

Calculando { {\dfrac{\partial H}{\partial q_k}}} e { {\dfrac{\partial H}{\partial p_k}}} via 22 e substituindo em 23 é

\displaystyle   dH=\sum_k (\dot{q}_kdp_k-\dot{p}_kdq_k)-\frac{\partial L}{\partial t}dt \ \ \ \ \ (24)

Igualando os coeficientes de { {dq_k}}, { {dt_k}} e { {dt}} vem:

\displaystyle   \dot{q}_k=\frac{\partial H}{\partial p_k} \ \ \ \ \ (25)

e

\displaystyle   -\dot{p}=\frac{\partial H}{\partial q_k} \ \ \ \ \ (26)

Que são as equações canónicas de movimento. Quando usamos estas equações para estudar a evolução temporal de um sistema estamos a usar a Mecânica Hamiltoniana.

Temos { {-\dfrac{\partial L}{\partial t}=\dfrac{\partial H}{\partial t}}}. Para além disso temos também { {\dfrac{dH}{dt}=\dfrac{\partial H}{\partial t}}} o que implica que a função hamiltoniana não depende explicitamente de { {t}}. Logo { {H}} é uma quantidade conservada.

Exemplo 7

Uma partícula de massa { {m}} move-se na superfície de um cilindro sujeita a uma força que aponta para o centro do cilindro (a origem do nosso referencial) e é proporcional à distância entre a partícula e a origem. Faça um estudo da Dinâmica Hamiltoniana deste sistema.

De { {\vec{F}=-k\vec{r}}} vem que { {U=1/2kr^2=1/2k(R^2+z^2)}}.

Para a velocidade temos { {v^2=\dot{r}^2+r^2\dot{\theta}^2+\dot{z}^2}}. Uma vez que { {r=R}} é constante vem { {K=1/2m(R^2\dot{\theta}^2+\dot{z}^2)}}

Assim o lagrangiano é { {L=1/2m(R^2\dot{\theta}^2+\dot{z}^2)-1/2k(R^2+z^2)}}. As coordenadas generalizadas são { {\theta}} e { {z}}. Os momentos generalizados são:

\displaystyle p_\theta=\frac{\partial L}{\partial \dot{\theta}}=mR^2\dot{\theta}

and

\displaystyle p_z=\frac{\partial L}{\partial \dot{z}}=m\dot{z}

Uma vez que este sistema é conservativo e as equações de transformações de coordenadas não dependem do tempo { {H}} é a energia total do sistema e é uma função de { {\theta}}, { {p_\theta}}, { {z}} e { {p_z}}. Mas { {\theta}} não aparece no lagrangiano (é uma coordenada cíclica).

\displaystyle  H(z,p_\theta,p_z)=K+U= \frac{p_\theta^2}{2mR^2}+\frac{p_z^2}{2m} +1/2kz^2

As equações de movimento são:

  • { \displaystyle \dot{p}_\theta=-\frac{\partial H}{\partial \theta}=0 }
  • { \displaystyle \dot{p}_z=-\frac{\partial H}{\partial z}=-kz }
  • { \displaystyle \dot{\theta}=\frac{\partial H}{\partial p_\theta}=\frac{p_\theta}{mR^2} }
  • { \displaystyle \dot{z}=\frac{\partial H}{\partial p_z}=\frac{p_z}{m} }

Das relações anteriores vemos que o momento angular em torno de { {z}} é constante: { {p_\theta=mR^2\dot{\theta}}}. O que é equivalente a dizermos que { {z}} é um eixo de simetria do sistema.

Também temos { {m\ddot{z}=-kz\Rightarrow m \ddot{z}+kz=0\Rightarrow \ddot{z}+k/mz=0\Rightarrow\ddot{z}+\omega_0^2}} com { {\omega_0^2=k/m}}. O que quer dizer que a partícula tem um movimento harmónico ao longo do eixo { {z}}.

Para finalizar o nosso tratamento da Mecânica Clássica vamos só fazer um breve sumário da Dinâmica Lagrangiana e da Dinâmica Hamiltoniana:

  1. As coordenadas generalizadas e os respectivos momentos generalizados dizem-se coordenadas canónicas.
  2. Coordenadas que não aparecem explicitamente em { {K}} e { {U}} dizem-se coordenadas cíclicas.
  3. Uma coordenada que é cíclica implica sempre a existência de um momento generalizado conservado assim como um eixo de simetria.
  4. Simetrias de uma sistema estão sempre ligadas a uma lei de conservação

Análise Matemática – Limites e Continuidade V

A condição {\epsilon\delta}, por si só, é algo que não é fácil de entender pela primeira vez para a maior parte das pessoas. Se a isso adicionarmos a semelhança entre a definição {\epsilon\delta} para limites e a definição {\epsilon\delta} para continuidade pode aumentar a incompreensão deste conceito tão importante nos alunos.

De forma a tentarmos contrariar essa tendência vamos apresentar alguns exemplos da condição {\epsilon\delta}.

— 4.7. {\epsilon\delta} para continuidade —

Vamos iniciar o nosso estudo com um exemplo muito simples.

Seja {f(x)=\alpha} (que é uma função obviamente contínua!).

O ponto de utilizarmos o argumento {\epsilon\delta} para este caso é tornarmos os alunos confortáveis com este tipo de raciocínio. Em termos técnicos o que nós pretendemos fazer é mostrar que independentemente do {\delta} escolhido conseguimos sempre encontrar um {\epsilon} que satisfaz o critério de Heine para a continuidade.

Voltando à nossa função {f(x)=\alpha} vem que {|f(x)-f(c)| < \delta}. Neste caso temos {f(x)=f(c)=\alpha}. Assim

{\begin{aligned} |f(x)-f(c)| &< \delta \\ |\alpha-\alpha| &< \delta \\ |0| &< \delta \\ 0 &< \delta \end{aligned}}

Que é trivialmente válido, uma vez que {\delta > 0} por hipótese. Assim qualquer valor positivo de {\epsilon} satisfaz o critério de Heine para a continuidade e {f(x)=\alpha} é contínua em {c}.

Uma vez que nunca fizemos qualquer assunção relativamente a {c} para além de que {c \in {\mathbb R}} podemos concluir que {f(x)=\alpha} é contínua em todos os pontos do seu domínio.

Vamos agora analisar {f(x)=x} e novamente vamos estudar a continuidade no ponto {c} ({f(c)=c}):

{\begin{aligned} |f(x)-f(c)| &< \delta \\ |x-c| &< \delta \end{aligned}}

A última expressão é exactamente o que queremos: uma expressão da forma {x-c} (a primeira parte do critério {\epsilon\delta}).

Se tomarmos {\epsilon=\delta} fica então {|x-c| < \epsilon} o que completa a nossa demonstração que {f(x)=x} é contínua em {c}.

Mais uma vez não fizemos nenhuma assunção relativamente à natureza de {c} para além de que {c \in {\mathbb R}} e como tal concluímos que {f(x)=x} é contínua no seu domínio.

Vamos agora olhar para funções da forma {f(x)=\alpha x + \beta} e estudar a continuidade de {f(x)} em {c}.

{\begin{aligned} |f(x)-f(c)| &< \delta \\ |\alpha x + \beta-(\alpha c + \beta)| &< \delta \\ |\alpha x -\alpha c| &< \delta \\ |\alpha||x-c| &< \delta \\ |x-c| &< \dfrac{\delta}{|\alpha|} \end{aligned}}

Se tomarmos {\epsilon=|\delta|/ |\alpha|} vem que {|x-c|< \epsilon} e {f(x)=\alpha x + \beta} é contínua em {c}.

Como um exemplo final do critério de Heine para a continuidade vamos olhar para a função {f(x)=\sin x}.

{\begin{aligned} |f(x)-f(c)| &< \delta \\ |\sin x-\sin c| &< \delta \end{aligned}}

Uma vez que queremos algo da forma {|x-c| < g(\delta)} a última expressão não nos é útil.

Neste caso temos que tomar uma alternativa que ainda assim tem o mesmo espírito que temos usado até agora.

Dada à novidade deste método pedimos aos leitores que prestem muita atenção à dedução e que se certifiquem que percebem todos os passos.

{\begin{aligned} |\sin x-\sin c| &= 2\left| \cos\left( \dfrac{x+c}{2}\right)\right| \left| \sin\left( \dfrac{x-c}{2}\right)\right|\\ &< 2\left| \sin\left( \dfrac{x-c}{2}\right)\right| \end{aligned}}

Uma vez que {x \rightarrow c} sabemos que em algum momento {\dfrac{x-c}{2}} vai estar no primeiro quadrante. Assim

{\begin{aligned} 2\left| \sin\left( \dfrac{x-c}{2}\right)\right| &< 2\left|\dfrac{x-c}{2}\right| \\ &= |x-c|\\ &< \epsilon \end{aligned}}

Onde a última desigualdade é válida por hipótese.

Quer isto dizer que se tomarmos {\epsilon=\delta} fica {|x-c|<\epsilon \Rightarrow | \sin x - \sin x | < \delta} que é a condição {\epsilon\delta} para a continuidade.

— 4.8. {\epsilon\delta} para limites —

Nesta subsecção vamos utilizar o mesmo procedimento que utilizámos na subsecção anterior, mas com as devidas adaptações para o caso dos limites.

Seja {f(x)=2}. Queremos mostrar que {\displaystyle \lim_{x \rightarrow 1}f(x)=2}.

{\begin{aligned} |f(x)-2| &< \delta \\ |2-2| &< \delta \\ 0 &< \delta \end{aligned}}

Que é trivialmente válido para qualquer valor de {\delta}, assim {\epsilon} pode ser um número positivo qualquer.

Seja {f(x)=2x+3}. Queremos mostrar que {\displaystyle \lim_{x \rightarrow 1}f(x)=5}.

{\begin{aligned} |f(x)-5| &< \delta \\ |2x+3-5| &< \delta \\ |2x-2| &< \delta \\ 2|x-1| &< \delta \\ |x-1| &< \dfrac{\delta}{2} \end{aligned}}

Com {\epsilon=\delta/2} satisfazemos a condição {\epsilon\delta} para limites.

Como um exemplo final vamos olhar para a função de Dirichlet modificada que foi introduzida em Análise Matemática Limites e Continuidade III.

\displaystyle f(x) = \begin{cases} o \quad x \in \mathbb{Q}\\ x \quad x \in \mathbb{R}\setminus \mathbb{Q} \end{cases}

Nesse artigo demonstrámos que para {a \neq 0} o limite {\displaystyle\lim_{x\rightarrow a}f(x)} não existe e prometemos que num artigo futuro iríamos mostrar que {\displaystyle\lim_{x \rightarrow 0}f(x)=0} usando a condição {\epsilon\delta}:

{\begin{aligned} |f(x)-f(0)| &< \delta \\ |f(x)-0| &< \delta \end{aligned}}

Uma vez que {f(x)=0} ou {f(x)=x} vamos atacar este problema usando estas duas possibilidades.

No primeiro caso é {|0-0|<\delta} que é trivialmente válido e assim {\epsilon} pode ser um número positivo qualquer.

No segundo caso é {|x-0|<\delta}. Tomando {\epsilon=\delta} faz com que se respeite o critério de Heine.

Uma vez que mostramos que {\displaystyle\lim_{x \rightarrow 0}f(x)=0=f(0)} a conclusão é que a função de Dirichlet modificada é somente contínua em {x=0}.

Mecânica Quântica – Revisões IV

— 13. Princípio de Hamilton —

Os princípios de minimização têm uma longa história de utilização em Ciência, e abaixo vemos alguns exemplos:

  • Heron explicou a reflexão da luz usando um princípio de distância mínima.
  • Fermat corrigiu o Princípio de Heron dizendo que a luz propaga-se entre dois pontos pelo trajecto que minimiza o tempo.
  • Maupertuis postulou que a dinâmica de uma partícula é sempre aquela que minimiza acção
  • Gauss postulou o princípio da ligação mínima
  • Hertz postulou o princípio da curvatura mínima

Na física moderna usamos um princípio mais geral onde tentamos encontrar extremos de uma quantidade a que chamamos acção e é o objectivo desta secção enunciar este princípio e deduzir as suas consequências.

Definição 2 O Lagrangiano (também chamado de função lagrangiana) de uma partícula é dado pela diferença entre a energia cinética, {K}, e a sua energia potencial, {U}.

\displaystyle L=K-U \ \ \ \ \ (4)

Definição 3 A Acção, {S}, do movimento de uma partícula é dado pela expressão

\displaystyle \int_{t_1}^{t_2}(K-U)dt \ \ \ \ \ (5)

Axioma 1 Dado um conjunto de caminhos que uma partícula pode tomar entre os pontos {x_1} e {x_2} no intervalo de tempo {\Delta t= t_2-t_1} ela toma sempre o caminho que torna a acção estacionária.

\displaystyle \displaystyle \delta S=\delta \int_{t_1}^{t_2}(K-U)dt=0 \ \ \ \ \ (6)

Para coordenadas rectangulares temos {K=K(x_i)}, {U=U(x_i)}, assim {L=K-U=L(x_i,\dot{x}_i)} (onde {\dot{x}_i=\dfrac{dx_i}{dt}} é a notação de Newton para representarmos derivadas em ordem ao tempo).

A função {L} pode ser identificada com a função {f} que vimos no artigo Mecânica Quântica Revisões III desde que façamos as seguintes substituições:

  • {x \rightarrow t}
  • {y_i(x) \rightarrow x_i(t)}
  • {y\prime_i(x) \rightarrow x\prime_i(t)}
  • {f(y_i(x),y\prime_i (x),x) \rightarrow L(x_i,\dot{x}_i,t)}

Neste caso as equações de Euler passam a chamar-se de equações de Euler-Lagrange e temos:

\displaystyle \displaystyle \frac{\partial L}{\partial x_i}-\frac{d}{dt}\frac{\partial L}{\partial \dot{x}_i}=0

Exemplo 3 Vamos estudar o Oscilador Harmónico usando o formalismo Lagrangiano:

\displaystyle L=K-U=1/2m\dot{x}^2-1/2kx^2 \ \ \ \ \ (7)

Em primeiro lugar temos {\dfrac{\partial L}{\partial x_i}=-kx}.

Também temos {\dfrac{d}{dt}\dfrac{\partial L}{\partial \dot{x}_i}=\dfrac{d}{dt}m\dot{x}=m\ddot{x}}.

Assim fica

\displaystyle \dfrac{\partial L}{\partial x_i}-\dfrac{d}{dt}\dfrac{\partial L}{\partial \dot{x}_i}=0 \Rightarrow m\ddot{x}+kx=0 \Rightarrow m\ddot{x}=-kx

que é a conhecida equação que descreve a dinâmica de um oscilador harmónico.

Exemplo 4 Considere um pêndulo plano, escreva o seu lagrangiano e derive as equações de movimento.

O Lagrangiano para o pêndulo plano é

\displaystyle L=1/2ml^2\dot{\theta}^2-mgl(1-\cos \theta) \ \ \ \ \ (8)

Se considerarmos {\theta} como sendo uma coordenada rectangular (e nós sabemos que não é!) segue que a equação de movimento é

\displaystyle \displaystyle \ddot{\theta}+g/l\sin \theta=0

Esta equação é exactamente a equação de movimento de um pêndulo plano e este resultado é admirável porque até agora só analisamos o lagrangiano para coordenadas rectangulares e ainda assim ele foi capaz de dar o resultado correcto de um sistema expresso em coordenadas não rectangulares.

— 14. Coordenadas generalizadas —

Considere um sistema mecânico constituído por {n} partículas. Neste caso temos {3n} quantidades para descrever a posição de todas as partículas (uma vez que temos três graus de liberdade).

Se por acaso também tivermos algum tipo de ligações que restringem o movimento das partículas a quantidade necessária para descrever o movimento das partículas é menor do que {3n}. Vamos admitir que temos {m} ligações, nesse caso os graus de liberdade são {3n-m}.

Seja {s=3n-m} os graus de liberdade deste sistema. Estes graus de liberdade correspondem então a {s} coordenadas, e estas coordenadas não precisam de ser rectangulares, polares, cilíndricas nem esféricas. A única coisa que devem fazer é descrever de forma total o estado mecânico do sistema.

Definição 4

As {s} coordenadas que especificam totalmente o estado mecânico de um sistema de {n} partículas têm o nome de coordenadas generalizadas.

As coordenadas generalizadas são representadas por

\displaystyle q_1,q_2,\cdots,q_s \ \ \ \ \ (9)

Uma vez que definimos o conjunto de coordenadas generalizadas de um sistema de partículas podemos também definir as suas velocidades generalizadas.

Definição 5

As {s} velocidades de um sistema de {n} partículas descrito por coordenadas generalizadas têm o nome de velocidades generalizadas.

As velocidades generalizadas são representadas por

\displaystyle \dot{q_1},\dot{q_2},\cdots,\dot{q_s} \ \ \ \ \ (10)

Seja {\alpha} uma variável que denota uma partícula, {\alpha=1,2,\cdots,n}; {i} representa o número de graus de liberdade {i}, {i=1,2,3}; e {j} o número de coordenadas generalizadas {j=1,2,\cdots,s}.

\displaystyle x_{\alpha,i}=x_{\alpha,i}(q_1,q_2,\cdots,q_s,t)=x_{\alpha,i}(q_j,t) \ \ \ \ \ (11)

Para as velocidades generalizadas é

\displaystyle \dot{x}_{\alpha,i}=\dot{x}_{\alpha,i}(q_j,t) \ \ \ \ \ (12)

E as transformações inversas são

\displaystyle q_j=q_j(x_{\alpha,i},t) \ \ \ \ \ (13)

e

\displaystyle \dot{q_j}=\dot{q}_j(x_{\alpha,i},t) \ \ \ \ \ (14)

Finalmente vamos também dizer que precisamos de {m=3n-s} equações de ligação

\displaystyle f_k=f_k(x_{\alpha,i},t) \ \ \ \ \ (15)

com {k=1,2,\cdots,m}.

Exemplo 5 Considere uma partícula pontual que se move na superfície de uma semi-esfera de raio {R} cujo centro coincide com a origem do sistema de coordenadas.

As equações relevantes são {x^2+y^2+z^2-R^2\geq 0} e {z\geq 0}.

Vamos tomar {q_1=x/R}, {q_2=y/R} e {q_3=z/R} como as coordenadas generalizadas.

Para além disso também temos a ligação {q_1^2+q_2^2+q_3^2=1}. Assim {q_3=\sqrt{1-(q_1^2+q_2^2)}}

Definição 6

O Espaço de Configuração é o espaço vetorial definido pelo conjunto das coordenadas generalizadas.

A evolução no tempo de um sistema mecânico pode ser representado como uma curva no espaço de configuração.

— 15. As equações de Euler-Lagrange em coordenadas generalizadas —

Uma vez que {K} e {U} são funções escalares, {L} também é uma função escalar. Logo {L} é um invariante para transformações de coordenadas.

Assim é

\displaystyle L=K(\dot{x}_{\alpha,i})- U(x_{\alpha,i})=K(q_j,\dot{q}_j,t)-U(q_j,t) \ \ \ \ \ (16)

e {L=L(q_j,\dot{q}_j,t)}.

Logo, podemos escrever o Princípio de Hamilton (secção 13) na seguinte forma:

\displaystyle \delta \int_{t_1}^{t_2} L(q_j,\dot{q}_j,t) dt=0 \ \ \ \ \ (17)

E agora temos que fazer as seguintes substituições

  • {x \rightarrow t}
  • {y_i(x) \rightarrow q_j(t)}
  • {y\prime_i(x) \rightarrow q\prime_j(t)}
  • {f(y_i(x),y\prime_i (x),x) \rightarrow L(q_j,\dot{q}_j,t)}

E as equações de Euler-Lagrange ficam

\displaystyle \frac{\partial L}{\partial q_j}-\frac{d}{dt}\frac{\partial L}{\partial \dot{q}_j}=0 \ \ \ \ \ (18)

Para {j=1,2,\cdots,s}

Para finalizar esta secção vamos apontar as condições de aplicabilidade das equações de Euler-Lagrange:

  • O sistema é conservativo.
  • As ligações são funções das coordenadas das partículas e também podem ser funções do tempo.
Exemplo 6 Considere o movimento de uma partícula de massa {m} ao longo de uma superfície de um cone sob a acção da gravidade.

Calcule o seu lagrangiano e as equações de movimento.

As equações para as coordenadas generalizadas são {z=r\cot\alpha} e {v^2=\dot{r}^2\csc^2\alpha+r^2\dot{\theta}^2}.

Para a energia potencial {U=mgz=mgr\cot\alpha}. E assim o lagrangiano é

\displaystyle \displaystyle L=1/2m(\dot{r}^2\csc^2\alpha+r^2\dot{\theta}^2)-mgr\cot\alpha

Uma vez que {\dfrac{\partial L}{\partial \theta}=0} vem que {\dfrac{d}{dt}\dfrac{\partial L}{\partial \dot{\theta}}=0}. Assim é {\dfrac{\partial L}{\partial \dot{\theta}}=mr^2\dot{\theta}=\mathrm{const}}.

O momento angular em torno do eixo {z} é {mr^2\dot{\theta}=mr^2\omega}. Assim {mr^2\omega=\mathrm{const}} expressa a conservação do momento angular em torno de um eixo de simetria do sistema.

Fica como um exercício para o leitor determinar as equações de Euler-Lagrange para {r}.

%d bloggers like this: