Apresentação do PowerPoint

HANDS
on QUANTUM MECHANICS
Fases Geométricas em Mecânica Quântica
Mestrado em Engenharia Física
Tecnológica
Pedro Gomes
Manuel Fortunato
1
O CASO
CLÁSSICO
MOTIVAÇÃO
CONSIDEREMOS UM PÊNDULO PERFEITO, A OSCILAR VERTICALMENTE DENTRO DE UMA CAIXA.
ψ SE DESLOCARMOS SUAVEMENTE A CAIXA, O PÊNDULO CONTINUARÁ A MOVER-SE PRATICAMENTE COM A MESMA
AMPLITUDE NO MESMO PLANO.
ESTA MUDANÇA GRADUAL NAS CONDIÇÕES EXTERNAS CARACTERIZA UM PROCESSO ADIABÁTICO.
NUM PROCESSO ADIABÁTICO, O TEMPO
EXTERNO 𝑇𝑒 AO LONGO DO QUAL OS
PARÂMETROS DO SISTEMA MUDAM DEVE
SER MUITO SUPERIOR AO TEMPO INTERNO
DO SISTEMA, I.E.,
𝑇𝑒 ≫ 𝑇𝑖
PÊNDULO A OSCILAR NO
SENTIDO NORTE-SUL
2
O CASO
CLÁSSICO
MOTIVAÇÃO
É FÁCIL VERIFICAR QUE QUANDO O PÊNDULO REGRESSA À
POSIÇÃO INICIAL NÃO SE ENCONTRA A OSCILAR NO MESMO
PLANO AQUANDO DA PARTIDA.
O NOVO PLANO FAZ UM ÂNGULO 𝜃 COM O INICIAL, IGUAL AO
ÂNGULO ENTRE AS LINHAS LONGITUDINAIS PERCORRIDAS.
PÊNDULO A OSCILAR NO
SENTIDO NORTE-SUL
1 𝜃
𝐴
2
2
𝐴=
4 𝜋𝑅 = 𝜃 𝑅 → 𝜃 = 2 ≡ Ω
2 2𝜋
𝑅
O PÊNDULO DE FOCAULT
TRANSPORTE ADIABÁTICO.
Ω=
É
UM
EXEMPLO
DESTE
𝜃0
sin 𝜃 𝑑𝜃 𝑑𝜙 = 2𝜋(− cos 𝜃)
= 2𝜋(1 − cos 𝜃0 )
0
𝜃0
HÁ UMA MUDANÇA DE FASE NO
MOVIMENTO DO PÊNDULO.
3
FASE DINÂMICA E
FASE GEOMÉTRICA
O TEOREMA ADIABÁTICO
TEOREMA ADIABÁTICO
SUPONDO QUE O HAMILTONEANO DE UM SISTEMA EVOLUI
GRADUALMENTE DE 𝐻𝑖 PARA 𝐻𝑓 , SE O SISTEMA ESTIVER
INICIALMENTE NUM ESTADO |𝑛 DE 𝐻𝑖 , ENTÃO O SISTEMA VAI EVOLUIR
PARA O ESTADO |𝑛 DE 𝐻𝑓 .
ASSUMINDO ESTADOS PRÓPRIOS DISCRETOS
E NÃO DEGENERADOS, TEMOS UMA
SOLUÇÃO DO TIPO:
INSERINDO ESTA SOLUÇÃO NA
EQUAÇÃO, OBTEMOS A FASE
DINÂMICA:
1
𝜃𝑛 𝑡 = −
ℏ
𝐸𝑛 𝑡 ′ 𝑑𝑡 ′
𝐻 𝑡 |𝜓𝑛 𝑡
= 𝐸𝑛 𝑡 |𝜓𝑛 𝑡
𝑐𝑛 𝑡 𝜓𝑛 𝑡 𝑒 𝑖 𝜃𝑛
Ψ 𝑡 =
= 𝐻 𝑡 |Ψ𝑛 𝑡
𝑛
RESTA, PORTANTO, DETERMINAR OS COEFICIENTES. PARA ISTO, RESOLVESE A EQUAÇÃO DE SCHRODINGER:
𝑐𝑛 𝜓𝑛 + 𝜓𝑛 𝑐𝑛 + 𝑖𝑐𝑛 𝜓𝑛 𝜃𝑛 𝑒 𝑖𝜃𝑛 =
𝑖ℏ
𝑡
0
𝜕|Ψ𝑛 𝑡
𝑖ℏ
𝜕𝑡
CONSIDEREMOS UM
HAMILTONEANO QUE VARIA NO
TEMPO:
𝑛
𝑐𝑛 (𝐻 𝜓𝑛 ) 𝑒 𝑖𝜃𝑛 →
𝑛
𝑐𝑛 𝜓𝑚 𝜓𝑛 𝑒 𝑖
→ 𝑐𝑚 𝑡 = −
𝑛
𝜃𝑛 −𝜃𝑚
4
𝑡
FASE DINÂMICA E
FASE GEOMÉTRICA
A APROXIMAÇÃO ADIABÁTICA
DERIVADO A EQUAÇÃO DE SCHRODINGER E FAZENDO O PRODUTO
INTERNO COM 𝜓𝑚 , OBTEMOS:
𝑐𝑚 𝑡 = −𝑐𝑚 𝜓𝑚 𝜓𝑚 −
𝑐𝑛
𝑛≠𝑚
𝜓𝑚 𝐻 𝜓𝑛 𝑖
𝑒
𝐸𝑛 − 𝐸𝑚
𝜃𝑛 −𝜃𝑚
PARA UMA TRANSFORMAÇÃO SUFICIENTEMENTE LENTA, PODEMOS
RETER APENAS O 1º TERMO:
A FUNÇÃO DE ONDA GANHA SIMPLESMENTE UM
PAR DE FASES:
Ψ 𝑡 = 𝑒 𝑖 𝜃𝑛
FASE DINÂMICA
𝑡
𝑒 𝑖 𝛾𝑛
𝑡
𝜓𝑛 (𝑡)
FASE
GEOMÉTRICA
𝑐𝑚 𝑡 = −𝑐𝑚 𝜓𝑚 𝜓𝑚
𝑐𝑚 𝑡 = 𝑐𝑚 0 𝑒 𝑖 𝛾𝑛
1
𝜃𝑛 𝑡 = −
ℏ
𝑡
𝐸𝑛 𝑡 ′ 𝑑𝑡 ′
𝜓𝑛 (𝑡′)
0
FASE DINÂMICA
0
𝑡
𝛾𝑛 𝑡 = 𝑖
ψ SERIA EXPECTÁVEL QUE A ÚNICA FASE QUE
SURGISSE
COM
A
VARIAÇÃO
DO
HAMILTONEANO FOSSE A FASE DINÂMICA.
𝑡
𝜕𝜓𝑛 𝑡′
𝜕𝑡′
𝑑𝑡′
ψ NO ENTANTO, SURGE TAMBÉM UMA OUTRA
FASE, QUE DEPENDE DA GEOMETRIA DO
SISTEMA.
FASE GEOMÉTRICA
5
FASE DE
BERRY
FASE GEOMÉTRICA
CONSIDERANDO QUE O HAMILTONEANO DEPENDE DE PARÂMETROS 𝑅1 𝑡 , 𝑅2 𝑡 , … 𝑅𝑛 𝑡 QUE VARIAM
NO TEMPO (e podem ser descritos como um vector 𝐑(𝐭) num espaço abstracto)  PODEMOS CONSIDERAR
A EVOLUÇÃO DO MESMO AO LONGO DE UMA CURVA C NUMA VARIEDADE TOPOLÓGICA DESTE
ESPAÇO.
𝛾𝑛 𝑡 = 𝑖 𝜓𝑛 (𝑡)
𝛾𝑛 𝐶 =
𝐴
𝑛
𝜕𝜓𝑛 𝑡
𝜕𝑡
DEFINE A CONEXÃO
DE BERRY 
𝐑 ⋅ 𝐝𝐑
T. STOKES
𝐶
𝐴
𝑛
𝐑 ≔ 𝑖 𝜓𝑛 𝐑 𝜕𝑅 𝜓𝑛 𝐑
𝛾𝑛 𝐶 =
𝐵
𝑛
= −Im [ 𝜓𝑛 𝐑 𝜕𝑅 𝜓𝑛 𝐑 ]
𝐑 𝑑𝑅1 𝑑𝑅2 … 𝑑𝑅𝑛
𝑆
𝑛
É A CURVATURA
DE BERRY (TENSOR
ANTISSIMÉTRICO DE 2ª
ORDEM...)
𝐵
SE O ESPAÇO DE PARÂMETROS FOR TRIDIMENSIONAL, PODEMOS APLICAR O QUE JÁ
SABEMOS DO CÁLCULO:
FASE DE
BERRY
𝛾𝑛 𝐶 =
𝐵
𝑛
𝐑 ⋅ 𝐧 𝑑𝑆 , 𝐵
𝑛
𝐑 =𝛁×𝐴
𝑛
𝐑 = −Im[ 𝛻𝜓𝑛 𝐑 × |𝛻𝜓𝑛 𝐑 ]
𝑆
6
CURVATURA DE BERRY
CONEXÃO DE BERRY
FASE GEOMÉTRICA
𝐵
𝑛
𝐑 =𝛁×𝐴
= −Im
𝑛
𝐑 = −Im[ 𝛻𝜓𝑛 𝐑 × |𝛻𝜓𝑛 𝐑 ] =
𝑚≠𝑛
𝛻𝜓𝑛 𝐑 𝑚 𝐑
RELAÇÃO
DE FECHO
× ⟨𝑚(𝐑)|𝛻𝜓𝑛 𝐑
OBTEMOS A CURVATURA DE BERRY:
𝐵
𝑛
𝑅 = −Im
𝑚≠𝑛
USANDO
𝜓𝑛 𝛻𝐻 𝜓𝑚 × 𝜓𝑛 𝛻𝐻 𝜓𝑚
𝐸𝑛 − 𝐸𝑚 2
SE A CURVA C ESTIVER NUMA REGIÃO DO ESPAÇO DOS
PARÂMETROS QUE ESTEJA PRÓXIMA DE UM PONTO EM QUE
HAJA DEGENERESCÊNCIA DE DOIS ESTADOS + E -, AS
CORRESPONDENTES CONEXÕES DE BERRY SÃO DOMINADAS
PELO DENOMINADOR E A CONTRIBUIÇÃO DE OUTROS
ESTADOS PODE SER DESPREZADA.
𝜓𝑚 𝜓𝑛 =
𝜓𝑚 𝛻𝐻 𝜓𝑛
𝐸𝑛 −𝐸𝑚
,
A CURVATURA DE BERRY DESEMPENHA
O MESMO PAPEL QUE UM CAMPO
MAGNÉTICO NO ESPAÇO DOS
PARÂMETROS, CUJO POTENCIAL
VECTOR É A CONEXÃO DE BERRY
𝐵+ 𝑅 = −Im
+ 𝛻𝐻 − × − 𝛻𝐻 +
𝐸+ − 𝐸− 2
𝐵− 𝑅 = −𝐵+ 𝑅 , ± = ± 𝑅
7
CURVATURA DE BERRY
CONEXÃO DE BERRY
FASE GEOMÉTRICA
A FORMA GERAL DE UM HAMILTONEANO DE UM SISTEMA COM DEGENERESCÊNCIA DE DOIS ESTADOS É:
𝐻 𝑅 =
𝛻𝐻 =
1
2
𝛻
1
2
𝑍
𝑋 − 𝑖𝑌
𝑍
𝑋 − 𝑖𝑌
𝑋 + 𝑖𝑌
−𝑍
𝑋 + 𝑖𝑌
=
−𝑍
1
2
COM VALORES PRÓPRIOS
𝜎𝑥
𝜎𝑦 = 1 𝛔
2
𝜎𝑧
1
2
𝐸+ 𝑅 = −𝐸− 𝑅 = 𝑅
𝜎𝑥 , 𝜎𝑦 , 𝜎𝑧 SÃO AS MATRIZES DE PAULI
OS VECTORES PRÓPRIOS DESTE HAMILTONEANO SÃO
𝜎𝑥 =
0 1
1 0
𝜎𝑦 =
0 −𝑖
𝑖 0
𝜎𝑧 =
1 0
0 −1
+ =
𝝈𝒙 ± = ±
,
1
0
, − =
0
1
𝝈𝒚 ± = ± 𝑖 ∓
A CURVATURA DE BERRY VEM:
,
𝝈𝒛 ± = ± ± ,
𝐵+ 𝐑 =
𝐑
2𝑅 3
8
CURVATURA DE BERRY
CONEXÃO DE BERRY
MONOPÓLOS MAGNÉTICOS
ESTA CURVATURA PODE SER VISTA COMO O ‘CAMPO MAGNÉTICO’ NO ESPAÇO DOS PARÂMETROS GERADO POR UM
MONOPÓLO MAGNÉTICO DE DIRAC.
A FASE DE BERRY 𝛾± 𝑡 AO LONGO DE UM
CIRCUITO C NO ESPAÇO DOS PARÂMETROS
É DADO PELO FLUXO TOTAL DO MONOPÓLO
PELA SUPERFÍCIE S DELIMITADA PELO
CAMINHO C.
Ω
𝐁± 𝐑 ⋅ 𝐝𝐑 ≡ 𝛾𝑛 𝐶 = ±
2
𝑺
𝛻 ⋅ 𝐁± 𝐑 𝐝𝐕 = 4 𝜋 𝜌𝑚
𝑉
𝛻 ⋅ 𝐁± 𝐑 𝐝𝐕 =
𝑉
𝐁± 𝐑 ⋅ 𝐝𝐀
𝑺
FLUXO
A FASE DE BERRY 𝛾± 𝑡 É IGUAL AO ÂNGULO SÓLIDO DESCRITO POR R NO
CIRCUITO C.
 É O ÂNGULO SÓLIDO
DEGENERESCÊNCIA.
DEFINIDO
PELO CIRCUITO
C VISTO DA
SE O HAMILTONEANO FOR REAL, OS NÍVEIS DE ENERGIA INTERSECTAM-SE
SEGUNDO UM CONE NO ESPAÇO E,X,Z, CUJA ORIGEM É O PONTO ONDE
OCORRRE A DEGENERESCÊNCIA.
9
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
SPIN EM CAMPOS MAGNÉTICOS
É POSSÍVEL VERIFICAR A EXISTÊNCIA DESTA DIFERENÇA
DE FASE ESTUDANDO O SPIN DE PARTÍCULAS SUJEITAS
A UM CAMPO MAGNÉTICO QUE VARIA EM DIRECÇÃO.
PARA UMA PARTÍCULA DE SPIN S, O HAMILTONEANO DA
INTERACÇÃO COM UM CAMPO MAGNÉTICO B É:
𝐻 =𝑘ℏ𝐁⋅𝐒
K É UMA CONSTANTE RELACIONADA COM O RÁCIO
GIROMAGNÉTICO.
VALORES PRÓPRIOS:
𝐻 𝜓 = 𝐸𝑛 𝜓 → 𝐸𝑛 = 𝑘 ℏ 𝐵 𝑛
𝐵
𝑛
𝑅 = −Im
𝑚≠𝑛
𝜓𝑛 𝛻𝐻 𝜓𝑚 × 𝜓𝑛 𝛻𝐻 𝜓𝑚
𝐸𝑛 − 𝐸𝑚 2
10
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
SPIN EM CAMPOS MAGNÉTICOS
𝐵
𝑛
𝑅 = −Im
𝐵
𝑛
1
B2
𝑚≠𝑛
= −Im
1
B2
𝑛, 𝑠(𝐵) 𝛻𝐻 𝑚, 𝑠(𝐵) × 𝑚, 𝑠(𝐵) 𝛻𝐻 𝑛, 𝑠(𝐵)
𝑚−𝑛 2
𝑚≠𝑛
USANDO
𝑛, 𝑠(𝐵) 𝐒 𝑚, 𝑠(𝐵) × 𝑚, 𝑠(𝐵) 𝐒 𝑛, 𝑠(𝐵)
𝑚−𝑛 2
• 𝑆+ 𝑛, 𝑠 = 𝑠 𝑠 + 1 − 𝑛 𝑛 + 1
• 𝑆− 𝑛, 𝑠 = 𝑠 𝑠 + 1 − 𝑛 𝑛 − 1
1
2
𝑛 + 1, 𝑠
1
2
𝑛 − 1, 𝑠
CONSIDERANDO QUE 𝐁 = 𝐵 𝐞𝐳
PARTINDO DESTAS RELAÇÕES, OS ÚNICOS ELEMENTOS DE
MATRIZ QUE NÃO SE ANULAM SÃO:
𝑛 ± 1, 𝑠 𝑆± 𝑛, 𝑠 = 𝑠 𝑠 + 1 − 𝑛 𝑛 ± 1
• 𝑆𝑧 𝑛, 𝑠 = 𝑛 𝑛, 𝑠
1
1
𝑛 ± 1, 𝑠 𝑆𝑥 𝑛, 𝑠 = 𝑠 𝑠 + 1 − 𝑛 𝑛 ± 1 2
2
1
𝑛 ± 1, 𝑠 𝑆𝑦 𝑛, 𝑠 = ∓ 𝑖 𝑠 𝑠 + 1 − 𝑛 𝑛 ± 1
2
𝛻𝑅 𝐻 = 𝛻𝐵 𝑘 ℏ 𝐁 ⋅ 𝐒 = k ℏ 𝑆
1
2
𝑛, 𝑠 𝑆𝑧 𝑛, 𝑠 = 𝑛
𝛾𝑛 𝐶 =
𝐵
𝑛
𝐑 ⋅ 𝐝𝐑
𝑆
1
2
𝐵
𝑛
=𝑛
𝐁
𝐵3
𝛾𝑛 𝐶 = −nΩ
11
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
SPIN EM CAMPOS MAGNÉTICOS
QUALQUER MUDANÇA DE FASE PODE SER OBTIDA VARIANDO B AO LONGO DE UM CAMINHO FECHADO.
ψ PARA FERMIÕES (S = m/2) PARA UMA ROTAÇÃO COMPLETA DE B  Ω = 2𝜋  O FACTOR DE FASE É – 1;
ψ PARA BOSÕES (S = m) PARA UMA ROTAÇÃO COMPLETA DE B  Ω = 2𝜋  O FACTOR DE FASE É 1;
COMO TESTAR ISTO?
FEIXE DE PARTÍCULAS
FEIXE 1
B A VARIAR
(LENTAMENTE)
DESCREVENDO 
FEIXE 2
B CONSTANTE
DETECTOR
A TAXA DE CONTAGEM DO
NÚMERO DE PARTÍCULAS
É MEDIDO COMO UMA
FUNÇÃO DE 
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
SPIN EM CAMPOS MAGNÉTICOS
O FACTOR DE FASE DINÂMICA
FEIXE 1
B A VARIAR
1
𝜃𝑛 𝑡 = −
ℏ
(LENTAMENTE)
DESCREVENDO 
FEIXE 2
DETECTOR
B CONSTANTE
A TAXA DE CONTAGEM DO
NÚMERO DE PARTÍCULAS
É MEDIDO COMO UMA
FUNÇÃO DE 
𝑡
𝐸𝑛 𝑡 ′ 𝑑𝑡 ′
0
PERMANECE INVARIANTE DEBAIXO
DAS ROTAÇÕES DO CAMPO (NÃO
DEPENDE DAS MESMAS...)
É VISTO UM PADRÃO DE FRANJAS, DEPENDENTE DE , RESULTANTE DO FACTOR DE FASE GEOMÉTRICO!
SE C FOR UM CAMINHO FECHADO QUE DESCREVE UM
CONE COM ÂNGULO , ENTÃO:
𝐼 𝜃 = [cos(𝑛 𝜋(1 − cos 𝜃))]
2
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
EFEITO DE AHARONOV-BOHM
NA REGIÃO EM QUE B=0 TEM-SE:
1
𝐻=
𝑖ℏ𝛻+𝑞𝐀
2𝑚
2
A É O POTENCIAL VECTOR
1
𝐻 𝜓𝑛 = 𝐸𝜓𝑛 →
𝑖 ℏ 𝛻 + 𝑞 𝐀 2 𝜓𝑛 = 𝐸𝜓𝑛
2𝑚
A SOLUÇÃO SERÁ DO TIPO: Ψ r, t = 𝑒
𝑖𝑔 𝐫
′
Ψ 𝐫, 𝑡
,
𝑞
𝑔 𝑟 =
ℏ
𝑟
𝐀 𝐫 ′ ⋅ 𝐫′
0
SUBSTITUINDO NA EQUAÇÃO DE SCHRÖDINGER OBTEMOS A EQUAÇÃO:
ℏ2 2 ′
𝜕 ′
𝛻 Ψ 𝐫, 𝑡 = 𝑖 ℏ Ψ 𝐫, 𝑡
2𝑚
𝜕𝑡
ESTA EQUAÇÃO É IGUAL À DE UMA PARTÍCULA LIVRE NA AUSÊNCIA DE A!
A LEVA SIMPLESMENTE AO APARECIMENTO DE UMA FASE (MESMO QUANDO B = 0!)
ESTE EFEITO É VERIFICADO A PARTIR DE EXPERIÊNCIAS DE INTERFERÊNCIA, INTERFERÊNCIAS ESTAS QUE SÃO
MENSURÁVEIS.
14
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
EFEITO DE AHARONOV-BOHM
PORTANTO, A FASE ADQUIRIDA POR CADA UM DOS FEIXES
AQUANDO DA RECOMBINAÇÃO DO FEIXE É:
𝑞
𝑔 𝐫 =
ℏ
𝑞 Φ
𝐀 ⋅ 𝐝𝐫 =
ℏ 2𝜋
±𝜋
𝑑𝜙= ±
0
𝑞Φ
2ℏ
SENDO A FASE RELATIVA ENTRE OS FEIXES:
𝑞Φ
𝜃=
ℏ
A MESMA DIFERENÇA DE FASE  PODE SER OBTIDA A PARTIR DE UMA VARIAÇÃO
DE PARÂMETROS DO HAMILTONEANO – FASE GEOMÉTRICA DO TIPO VISTO
ANTERIORMENTE.
15
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
EFEITO DE AHARONOV-BOHM
O EFEITO DE AHARONOV-BOHM PODE SER VISTO COMO UM EXEMPLO DE FASE GEOMÉTRICA.
PARTÍCULA CONFINADA A UMA CAIXA (CENTRADA NUM PONTO R EXTERIOR AO SOLENÓIDE) POR UM POTENCIAL 𝑉 =
𝑉 𝐫 − 𝐑  FAZENDO COM QUE A CAIXA PERCORRA UM CAMINHO FECHADO EM TORNO DO SOLENÓIDE, R=R(t)
1
𝐻 𝜓 = 𝐸𝜓 →
𝑖ℏ𝛻+𝑞𝐀
2𝑚
2
+ 𝑉 𝐫 − 𝐑 𝜓 = 𝐸𝜓
A SOLUÇÃO SERÁ DO TIPO:
Ψ𝑛 = 𝑒 𝑖𝑔
𝐫
Ψ𝑛′ 𝐫 − 𝐑 = 𝑒
𝑖
𝑞 𝑟
′ ⋅𝐝𝐫 ′
𝐀
𝐫
ℏ 𝑅
Ψ𝑛 ′
(𝐫 − 𝐑)
16
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
EFEITO DE AHARONOV-BOHM
CALCULANDO A FASE:
𝜓𝑛 𝐑 𝜕𝑹 𝜓𝑛 (𝐑) =
𝐝𝟑 𝐫
𝜓𝑛∗
𝑞
𝑞
𝐫 − 𝐑 [−𝑖 𝐀 𝐑 𝜓𝑛 𝐫 − 𝐑 + 𝛁𝑹 𝜓𝑛 (𝐫 − 𝐑)] = −𝑖 𝐴(𝐑)
ℏ
ℏ
𝑞
𝛾𝑛 𝐶 =
ℏ
𝐶
Φ
𝐴 𝑅 ⋅ 𝑑𝑅 = 𝑞
ℏ
17
HANDS on QUANTUM MECHANICS
Fases Geométricas em Mecânica Quântica
Mestrado em Engenharia Física
Tecnológica
Pedro Gomes
Manuel Fortunato
18
FASES GEOMÉTRICAS
EM MQ
REVISÃO
A FUNÇÃO DE ONDA GANHA UM PAR DE
FASES:
TEOREMA ADIABÁTICO
Ψ 𝑡 = 𝑒 𝑖 𝜃𝑛
SUPONDO QUE O HAMILTONEANO DE UM SISTEMA EVOLUI
GRADUALMENTE DE 𝐻𝑖 PARA 𝐻𝑓 , SE O SISTEMA ESTIVER INICIALMENTE NUM
ESTADO |𝑛 DE 𝐻𝑖 , ENTÃO O SISTEMA VAI EVOLUIR PARA O ESTADO |𝑛 DE 𝐻𝑓 .
FASE DINÂMICA
1
𝜃𝑛 𝑡 = −
ℏ
𝑡
𝛾𝑛 𝑡 = 𝑖
0
𝑡
𝑒 𝑖 𝛾𝑛
𝑡
𝜓𝑛 (𝑡)
FASE
GEOMÉTRICA
𝑡
𝐸𝑛 𝑡 ′ 𝑑𝑡 ′
FASE DINÂMICA
0
𝜕𝜓𝑛 𝑡′
𝜓𝑛 (𝑡′)
𝜕𝑡′
𝑑𝑡′
FASE GEOMÉTRICA
A CURVATURA DE BERRY DESEMPENHA
O MESMO PAPEL QUE UM CAMPO
MAGNÉTICO NO ESPAÇO DOS
PARÂMETROS, CUJO POTENCIAL
VECTOR É A CONEXÃO DE BERRY
𝐵
𝑛
𝑅 = −Im
𝑚≠𝑛
𝜓𝑛 𝛻𝐻 𝜓𝑚 × 𝜓𝑛 𝛻𝐻 𝜓𝑚
𝐸𝑛 − 𝐸𝑚 2
MANIFESTAÇÕES ÓPTICAS:
ψ SPIN EM CAMPOS MAGNÉTICOS
ψ EFEITO DE AHARONOV-BOHM
19
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
FASE DE BERRY EM FOTÕES
O FOTÃO É UM BOSÃO DE SPIN 1, E MASSA NULA
O SPIN DO FOTÃO PODE APONTAR:
NA DIRECÇÃO DA
PROPAGAÇÃO
NA DIRECÇÃO OPOSTA À
PROPAGAÇÃO
NÚMERO QUÂNTICO DE
HELICIDADE σ
20
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
FASE DE BERRY EM FOTÕES
CONSIDERANDO A DIRECÇÃO DE PROPAGAÇÃO 𝑘:
𝜎 ⋅ 𝑘 R, 𝜎 =
𝜎 = +1
𝜎 = −1
NA DIRECÇÃO DA PROPAGAÇÃO
NA DIRECÇÃO OPOSTA À PROPAGAÇÃO
PARA UM FOTÃO NUMA FIBRA ÓPTICA  SE A FIBRA ESTIVER ENROLADA HELICOIDALMENTE, O VECTOR DE ONDA K
TRAÇA UMA CURVA FECHADA NO ESPAÇO DOS PARÂMETROS  O FOTÃO GANHA UMA FASE DE BERRY
ESPAÇO DOS PARÂMETROS – ESPAÇO DOS MOMENTOS K
RECORDANDO QUE, NUM ESPAÇO DE PARÂMETROS, A FASE GEOMÉTRICA É DADA POR
CONSIDERANDO
LUZ
LINEARMENTE
POLARIZADA, A FUNÇÃO DE ONDA É UMA
SOBREPOSIÇÃO
DOS
ESTADOS
DE
HELICIDADE:
𝜓𝑖 =
1
2
𝛾𝑛 𝐶 = − 𝜎Ω
𝑘, + + 𝑘, −
21
EXPERIÊNCIA DE TOMITA E CHAO
T...
𝜓𝑓 =
𝜓𝑖 𝜓𝑓
1
2
2
𝑖
𝑒 ℏ𝐸+ 𝑇 𝑒 𝑖𝛾+
= cos
2
𝑘, + +
𝐸− − 𝐸+
EXPERIÊNCIA DE TOMITA E CHAO:
𝑖
𝑒 ℏ𝐸− 𝑇 𝑒 𝑖𝛾−
𝑇
+ 𝛾+
2ℏ
𝑘, −
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
PODE SER CALCULADA A
PROBABILIDADE DE TRANSIÇÃO:
COMO MEDIR A FASE DE BERRY PARA OS
FOTÕES?
TOMITA E CHIAO UTILIZARAM UMA FIBRA ÓPTICA DE
COMPRIMENTO 𝑆 = 180 𝑐𝑚 INSERIDA NUM TUBO DE
TEFLON.
AS EXTREMIDADES DA FIBRA APONTAM AMBAS NA
MESMA DIRECÇÃO.
A POLARIZAÇÃO DA LUZ DO LASER DE HE-NE É
CONTROLADA POR DOIS POLARIZADORES.
22
EXPERIÊNCIA DE TOMITA E CHAO
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
NUMA PRIMEIRA PARTE DA EXPERIÊNCIA, CONSIDEROU-SE
UM ÂNGULO DE INCLINAÇÃO  FIXO – ÂNGULO ENTRE O
VECTOR DE ONDA K E O EIXO DA HÉLICE
𝑠=
𝑝2 + 2𝜋𝑟
Ω=
2
p E r FORAM VARIADOS
𝑝
𝑑𝜃 sin 𝜃 𝑑𝜙 = 2𝜋(1 − cos 𝜃) = 2𝜋 1 −
𝑠
𝑝
𝛾𝑛 𝐶 = −2 𝜋𝜎 1 −
𝑠
SE OS DOIS ESTADOS DE HELICIDADE TIVEREM ENERGIAS IGUAIS, A FASE DE BERRY DEVERÁ SER IGUAL AO
ÂNGULO DE ROTAÇÃO DA POLARIZAÇÃO.
23
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
EXPERIÊNCIA DE TOMITA E CHAO
NUMA SEGUNDA PARTE DA EXPERIÊNCIA, CONSIDEROU-SE
UM ÂNGULO DE INCLINAÇÃO  VARIÁVEL – FIBRAS COM
HELICIDADE NÃO UNIFORME
 PASSA A TER UMA DEPENDÊNCIA DO ÂNGULO AZIMUTAL 
𝜙 = arctan
𝑦
𝑥
𝜃 𝜙 =𝑟
𝑑𝜙
𝑑𝑧
2𝜋
Ω=
(1 − cos 𝜃 𝜙 ) 𝑑𝜙
0
2𝜋
𝛾𝑛 𝐶 = −𝜎
(1 − cos 𝜃 𝜙 ) 𝑑𝜙
0
24
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
EXPERIÊNCIA DE TOMITA E CHAO
DADOS PARA A HÉLICE NÃO UNIFORME
DADOS PARA A HÉLICE UNIFORME
ROTAÇÃO DO PLANO DE
POLARIZAÇÃO (sterad)
PREVISÃO TEÓRICA
AS ROTAÇÕES MEDIDAS
CONCORDAM COM A
MAGNITUDE CALCULADA
PARA A FASE DE BERRY!
EVENTUAIS FONTES DE ERRO:
ψ ERRO SISTEMÁTICO RESULTANTE DA ROTAÇÃO
ÓPTICA DEVIDA A TORSÃO NA FIBRA;
ψ ...
ÂNGULO SÓLIDO  NO ESPAÇO
DOS MOMENTOS
(sterad)
25
FASE DE BERRY EM NEUTRÕES ULTRA FRIOS
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
VARIAÇÃO DO CAMPO
MAGNÉTICO
𝐵𝑥 = 𝛼𝐵0
2𝜋𝑡
𝐵𝑦 = ± 1 ± 𝜖 𝐵0 cos
𝑇
2𝜋𝑡
𝐵𝑧 = 𝐵0 sin
𝑇
0 ≤ 𝑡 ≤ 𝑁𝑇
PARA UMA DIRECÇÃO CONSTANTE DO CAMPO
𝜙𝑛 𝑡 = −
EQ. SCHRODINGER
𝜓 𝑇 = cos 𝜙+
1
1
+ − 𝑖 sin 𝜙− −
2
2
1
ℏ
𝑡
𝐸 𝑑𝑡 ′ →
0
1
𝜙+ = − 𝐾𝐵𝑇
2
1
𝜙− = 𝐾𝐵𝑇
2
26
FASE DE BERRY EM NEUTRÕES ULTRA FRIOS
PARA UM CAMPO QUE PERCORRA UM
CAMINHO FECHADO ADIABATICAMENTE:
𝜓𝑇
1
1
= cos(𝜙+ + 𝛾+ ) + − 𝑖 sin(𝜙− + 𝛾− ) −
2
2
DEFINIMOS A POLARIZAÇÃO SEGUNDO O EIXO DOS ZZ:
𝑃𝑧 𝑇 = cos 2 𝜙+ + 𝛾+ 𝐶
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
− sin2 𝜙− + 𝛾− 𝐶
𝑃𝑧 = 𝑎+
2
− 𝑎−
2
= cos 2[𝜙+ + 𝛾+ 𝐶 ]
Φ
OS NEUTRÕES SÃO INICIALMENTE POLARIZADOS SEGUNDO O EIXO
ZZ.
OS NEUTRÕES SÃO SUBMETIDOS A UM CAMPO MAGNÉTICO QUE
VARIA NO TEMPO.
É ANALISADO O SPIN DOS NEUTRÕES APÓS A APLICAÇÃO DO
CAMPO.
27
FASE DE BERRY EM NEUTRÕES ULTRA FRIOS
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
FORAM CONTADOS OS ESTADOS DE SPIN-UP E SPIN DOWN EM FUNÇÃO DE 𝐵0 .
POSSÍVEL FORMA DE OBTER A FASE DE BERRY:
MÁXIMOS
𝑃𝑧 = cos 2[𝜙+ + 𝛾+ 𝐶 ]
𝑃𝑧 = 1
⇒ Φ = 2𝜋𝑛
2𝜋𝑛 − 𝜙+ 𝐵0
𝛾+ 𝐶 =
2
28
FASE DE BERRY EM NEUTRÕES ULTRA FRIOS
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
O NÚMERO DE PROTÕES COM SPIN-UP E SPIN-DOWN VARIA DE ACORDO COM:
0
𝑛𝑢𝑝 = 𝑛𝑢𝑝
(1 + 𝐴2 cos Φ)
0
𝑛𝑑𝑜𝑤𝑛 = 𝑛𝑑𝑜𝑤𝑛
(1 − 𝐴2 cos Φ)
Φ = 2𝜋 𝑎1
𝑥2
+ 𝑎2 𝑥 +
1
2
𝑎3 2
A É A EFICIÊNCIA DE POLARIZAÇÃO DO POLARIZADOR;
0
𝑛𝑢𝑝
É O NÚMERO MÉDIO DE FOTÕES DETECTADOS COM SPIN-UP;
0
𝑛𝑑𝑜𝑤𝑛
É O NÚMERO MÉDIO DE FOTÕES DETECTADOS COM SPIN-DOWN;
POSTO ISTO, ATRAVÉS DOS DADOS É POSSÍVEL RETIRAR OS
PARÂMETROS DE AJUSTE
CÁLCULO DA FASE DE BERRY
29
FASE DE BERRY EM NEUTRÕES ULTRA FRIOS
MANIFESTAÇÕES
ÓPTICAS
30
SIMETRIAS DE
GAUGE
INVARIÂNCIA DE GAUGE
𝜕𝐁
𝛻×𝐄=−
𝜕𝑡
𝜌
𝛻⋅𝐄=
𝜖0
𝜕𝐃
𝛻×𝐇=𝐉+
𝜕𝑡
𝛻⋅𝐁=0
O POTENCIAL VECTOR E O POTENCIAL ELÉCTRICO PODEM ESCREVERSE
INVARIÂNCIA DE GAUGE
𝐴 → 𝐴 − 𝛻𝑓
𝑉 → 𝑉 − 𝜕𝑓/𝜕𝑡
ESTES POTENCIAIS ESCALARES
E VECTORIAIS DESCREVEM OS
MESMOS CAMPOS
UMA TEORIA DE GAUGE É UMA TEORIA DE CAMPO EM QUE O LAGRANGIANO É INVARIANTE SOB UM GRUPO DE
TRANSFORMAÇÕES CONTÍNUAS.
𝜓𝑛 𝑅 → 𝜓𝑛′ 𝑅 = 𝑒 𝑖𝜉(𝑅) 𝜓𝑛 𝑅
U(1) É O GRUPO DAS TRANSFORMAÇÕES UNITÁRIAS, EM QUE, CADA
ARGUMENTO DA FUNÇÃO ξ CORRESPONDE A UMA ROTAÇÃO NO PLANO
COMPLEXO
𝐴
PODEMOS REESCREVER ESTA
TRANSFORMAÇÃO DE GAUGE
𝜓𝑛 𝑅 → 𝜓𝑛′ 𝑅 = 𝑈(1)𝜓𝑛 𝑅
𝐴
𝑛
𝑛
𝐑 = −Im [ 𝜓𝑛 𝐑 𝛻R 𝜓𝑛 𝐑 ]
𝐑 → 𝐴′ 𝑛 𝐑 = 𝐴
𝑛
𝐑 − 𝛻𝑅 𝜉 𝑅
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INVARIÂNCIA DE GAUGE
DA
INVARIÂNCIAS DE GAUGE
𝐴′
𝛾𝑛 ′ 𝐶 =
𝐶
𝑛
𝐑 ⋅ 𝐝𝐑 =
𝐴
𝑛
𝐑 − 𝛻𝑅 𝜉 𝑅
𝐶
⋅ 𝐝𝐑 = 𝛾𝑛 𝐶 −
𝛻𝑅 𝜉 𝑅 ⋅ 𝐝𝐑 = 𝛾𝑛
𝐶
𝐶
CONSEQUÊNCIAS:
ψ SENDO A FASE DE BERRY INVARIANTE SOBRE
TRANSFORMAÇÕES DE GAUGE, A ADIÇÃO DE UM
GRADIENTE DE UMA FUNÇÃO ESCALAR À
CONEXÃO DE BERRY NÃO ALTERA A FASE
ψ NÃO É POSSÍVEL REMOVER A FASE DE BERRY
ATRAVÉS DE UMA OUTRA ESCOLHA DE BASES
DO HAMILTONIANO
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