G. Cambi M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli G.- Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini A.A A.A.2010-2011 2009-2010 Particella libera in moto non relativistico Classicamente: • Velocità (momento) qualunque (compreso v = 0) e costante • Posizione x(t), moto rettilineo • Energia totale pari all’energia cinetica E = p2/2m, può assumere qualunque valore E 0, se E = 0 la particella è in quiete Quantisticamente: • Potenziale nullo V = 0, e nessuna condizione al contorno quindi la particella possiedera’ soltanto energia cinetica l’equazione di Shroedinger indipendente dal tempo sara’ 2 E 2 2m x 2 ( x) Aeikx Beikx in effetti se V = 0 l’equazione di Shrodinger indipendente dal tempo diviene d 2 x dx 2 2mE 2 x da cui d 2 x dx 2 2mE k 2 1 2m x k 2 x d 2 x dx 2 dove si e’ posto E dato che E0 k 2mE / d 2 ( x) k 2 ( x) 0 dunque, come gia’ evidenziato in precedenza, l’ equazione si riconduce a 2 dx ossia all’ equazione dell’oscillatore armonico semplice per risolvere questa equazione si ricorre all’equazione algebrica associata ossia si procede supponendo che la soluzione possa essere del tipo ( x) e x 1 G. Cambi M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli G.- Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini A.A A.A.2010-2011 2009-2010 quindi si ha d ( x) e x e dx 2 2 k d 2 ( x) x 2 2 2 x 2 x 2 x dunque e e k e 0 e ( k )0 dx 2 2mE ik in conclusione esistono due soluzioni immaginarie i e per il principio di sovrapposizione se ( x) c1eikx c2eikx ( x) eikx e ( x) eikx sono soluzioni allora anche sara’ una possibile soluzione in generale c1 e c2 saranno numeri complessi il significato delle due soluzioni si comprende appieno applicando l’operatore impulso alle funzioni ikx d’onda ottenute ( x) e ovvero pˆ x ( x) k ( x) e ( x) eikx pˆ x eikx i d ikx e i 2 keikx dx da cui pˆ x eikx keikx quindi eikx e’ un autofunzione dell’operatore impulso con autovalore qualsiasi valore di E positivo e’ accettabile e non si ha quantizzazione dell’energia k 2mE G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini A.A. 2009-2010 analogamente pˆ x e ikx i d ikx 2 ikx e i ke da cui dx pˆ x e ikx ke ikx ovvero pˆ x ( x) k ( x) quindi anche e-ikx e’ una autofunzione dell’operatore impulso con autovalore negativo k 2mE ricapitolando: nello stato rappresentato da eikx la particella si muove lungo l’asse x con quantita’ di moto px k quindi si muove lungo la direzione positiva dell’asse x nello stato rappresentato da e-ikx la particella si muove lungo l’asse x con quantita’’ di moto px k quindi si muove lungo la direzione negativa dell’asse x gli stati stazionari della particella libera, ossia le soluzioni dell’equazione di Shroedinger dipendente dal tempo corrispondono alle funzioni eikx et ei ( kx t ) e ikx e e E t e e ikx e E t e ikx e t e i ( kx t ) si tratta di onde piane di probabilita’ progressive e regressive lungo l’asse x e dato che E G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini A.A. 2009-2010 saremmo percio’ portati a concludere che un onda piana di probabilita’ rappresenta una particella libera ma cio’ sarebbe un errore perche’ una funzione d’onda del tipo non e’ normalizzabile in quanto ( x, t ) ei ( kx t ) ( x, t ) * ( x, t )( x, t )dx ei ( kxt )ei ( kxt ) dx 1 dx 2 e un discorso analogo vale per una funzione del tipo ( x, t ) ei ( kx t ) quindi un’onda piana di probabilita’ non puo’ rappresentare una particella libera cosa peraltro gia’ nota dato che sappiamo che una particella quantistica e’ rappresentata da un pacchetto d’onde ma anche nei fenomeni ondulatori classici le onde piane erano da considerarsi come astrazioni utili tuttavia , grazie al teorema di Fourier per costruire funzioni matematiche con un preciso senso fisici in perfetta analogia nel caso quantistico utilizzeremo le soluzioni in onde piane per costruire soluzioni che siano combinazioni lineari di onde piane e che descrivano stati fisici G. Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini A.A. 2009-2010 in conclusione: la soluzione generale dell’equazione di Shroedinger dipendente dal tempo che descrive gli stati stazionari di particella libera è : E ( x, t ) c1e c2 e ikx ikx e E i t c1e i kx t c2e i kx t dove E la soluzione e’ data dalla sovrapposizione di due esponenziali oscillanti in generale dovremo quindi prepararci ad avere soluzioni costituite da somme di onde progressive e regressive tutte le energie sono ammesse (nessuna quantizzazione), ma gli stati stazionari non sono stati fisici in effetti non esiste in natura una particella libera con energia definita perche’ la particella libera fisica è un pacchetto d’onde … ( x, t ) 1 2 c(k )ei kxt dk con frequenze vicine tra loro di modo che dove E part c(k ) 1 2 ( x,0)e ikx dx m v part vg k d m dk m G. Cambi M. Piccinini - N. Semprini - S. Zucchelli G.- Cambi – S. Zucchelli – M. Piccinini A.A A.A.2010-2011 2009-2010 in presenza di un potenziale V0 costante per garantirsi che le soluzioni siano normalizzabili in genere basta imporre che l’energia cinetica sia sempre positiva di modo che sia sempre E > V0 anche nel caso l’energia totale E fosse negativa nota bene: nel caso particolare della particella libera, V0 = 0 , porre E > 0 non ha comunque portato a soluzioni normalizzabili e anche se E fosse stata negativa le soluzioni sarebbero state costituite da esponenziali reali ed essendo tali funzioni non normalizzazabili quando integrate su tutto l’asse reale ossia per ∞ < x < ∞ sarebbero da scartare ma attenzione se gli esponenziali reali fossero da integrare in intervalli dell’asse reale per esempio solamente tra ∞ < x < 0 oppure solamente tra 0 < x < + ∞ scelta la combinazione opportuna di esponenziali reali , potrebbero essere nomalizzabili dobbiamo quindi prepararci ad accettare l’eventualita, proibita classicamente, che l’energia cinetica possa assumere anche valori negativi, come potrerbbe succedere nel caso particolare in cui si abbia E < 0 con V = 0 6