Considere um gás de bósons com N partículas ocupando um volume V. (a) Descreva a transição de fase associada à condensação de Bose-Einstein. (b) Esboce um gráfico, representando como as partículas se distribuem entre os estados acessíveis, abaixo e acima da temperatura crítica T_{c}. Explique.
Passo 1
O enunciado pede duas coisas e nos dá uma situação simples:
Pedido (a): descrever a transição de fase associada à condensação de Bose–Einstein para um gás de bósons com N partículas em volume V.
Pedido (b): esboçar (descrever) um gráfico que mostre como as partículas se distribuem entre os estados acessíveis, comparando o caso abaixo e acima da temperatura crítica T_{c}.
Informações relevantes implícitas:
Trata-se do gás ideal de bósons não interagentes (modelo padrão usado para BEC).
Precisamos falar sobre distribuição de ocupação dos níveis de energia e sobre a condição que define T_{c}.
Queremos tanto a explicação física quanto expressões úteis (como a fração condensada) para poder interpretar os gráficos.
Passo 2
Apresentando a distribuição de ocupação de Bose–Einstein (a peça central).
Em equilíbrio térmico, a ocupação média de um estado de energia \epsilon é dada pela distribuição de Bose–Einstein:
onde \beta=\dfrac{1}{k_B T}, k_B é a constante de Boltzmann, T a temperatura e \mu o potencial químico.
Importante: para bósons no equilíbrio, \mu satisfaz \mu<\epsilon_0 (onde \epsilon_0 é a energia do estado fundamental). Na maioria dos tratamentos escolhe-se a referência de energia com \epsilon_0=0, então \mu\le 0. A singularidade aparece quando \mu\to 0^{-}.
Explicando por que a forma acima importa:
Se \mu está bem negativo, o denominador fica grande e as ocupações são pequenas.
Se \mu aproxima-se de zero, a ocupação dos estados de baixa energia cresce muito; na passagem \mu\to 0 a ocupação do estado de energia zero pode tornar-se macroscópica (ordem N), caracterizando a condensação.
Passo 3
Escrevendo a equação de conservação do número total de partículas e separando a contribuição do estado fundamental.
O número total de partículas é soma da ocupação do estado fundamental N_0 e da soma (ou integral) das ocupações dos estados excitados N_{\text{ex}}:
N = N_0 + N_{\text{ex}}.
Para os níveis excitados, em grande volume podemos escrever (passando para integral sobre energia com densidade de estados g(\epsilon)):
onde m é a massa de uma partícula e \hbar a constante reduzida de Planck.
Passo 4
Obter a condição para a temperatura crítica T_{c} (ponto em que a ocupação macroscópica do estado fundamental começa a ocorrer).
O truque padrão: a saturação dos níveis excitados ocorre quando \mu\to 0. Assim, impondo \mu=0 na integral de N_{\text{ex}} temos a máxima contribuição possível dos estados excitados para dado T.
Calculemos N_{\text{ex}} em \mu=0. Fazendo a mudança de variável x=\beta\epsilon e usando a forma de g(\epsilon),
A integral é uma integral conhecida: \int_{0}^{\infty}\dfrac{x^{1/2}}{e^{x}-1}\,dx=\Gamma\!\left(\tfrac{3}{2}\right)\zeta\!\left(\tfrac{3}{2}\right), com \Gamma\!\left(\tfrac{3}{2}\right)=\tfrac{\sqrt{\pi}}{2} e \zeta\!\left(\tfrac{3}{2}\right)\approx 2{,}612.
Simplificando os fatores resulta a forma padrão (mais prática) para o número por volume n=N/V quando \mu\to 0:
Definimos T_c como a temperatura em que N_{\text{ex}}(\mu=0)=N, ou seja, quando os estados excitados sozinhos conseguem acomodar todas as N partículas. Assim:
Comentário didático curto: esta expressão diz que condensação ocorre com mais facilidade (isto é, T_c maior) quando a densidade n é maior e quando a massa m é menor — intuitivo: muita matéria ou partículas leves favorecem o acúmulo quântico.
Passo 5
Fração condensada abaixo de T_c e comportamento do potencial químico.
Para T<T_c os estados excitados sozinhos não conseguem conter todas as partículas: N_{\text{ex}}(\mu=0)<N. A diferença aparece como ocupação macroscópica do estado fundamental N_0.
Mantendo \mu\approx 0 (praticamente zero para T\le T_c), podemos escrever a fração de partículas na condensação:
valida para T\le T_c. Para T\ge T_c temos N_0\approx 0.
O potencial químico \mu aproxima-se de zero por baixo e atinge zero exatamente no limite termodinâmico em T\le T_c; acima de T_c we have \mu<0 (se afastando de zero quando T aumenta).
Interpretação física intuitiva: à medida que esfriamos, o comprimento de onda térmico \lambda_{\text{th}}\sim \left(\dfrac{2\pi\hbar^2}{m k_B T}\right)^{1/2} aumenta; quando \lambda_{\text{th}} fica comparável à separação média entre partículas, as ondas de matéria começam a se sobrepor e um grande número de partículas passa a ocupar o mesmo estado quântico coerente — a condensação.
Passo 6
Natureza da transição e observações práticas.
No limite termodinâmico (N\to\infty, V\to\infty com n fixo) a passagem em T_c é uma transição de fase: a fração condensada cresce continuamente a partir de zero, sendo isto típico de transição de segunda ordem (a ordem exata pode ser discutida via análise de funções termodinâmicas, mas, qualitativamente, não há salto abrupto de N_0).
Em sistemas finitos (condensados atômicos reais em armadilhas) a transição fica arredondada: N_0 não muda abruptamente, mas já se observa a acumulação macroscópica.
Interações entre partículas e confinamento alteram T_c e detalhes, mas o fenômeno básico (acúmulo macroscópico num único estado quântico) permanece como conceito central.
Passo 7
Como esboçar os gráficos pedidos (descrição detalhada para que você desenhe na prova).
Gráfico 1: ocupação média \bar{n}(\epsilon) versus energia \epsilon.
Para T>T_c:
\mu<0. A função \bar{n}(\epsilon)=1/(e^{\beta(\epsilon-\mu)}-1) é finita para \epsilon\to 0 e decai monotonicamente com \epsilon. Desenhe uma curva suave que começa num valor finito em \epsilon=0 e decai rapidamente para zero conforme \epsilon aumenta (mais lento que um decaimento exponencial por conta do denominador).
Não há pico macroscópico no \epsilon=0.
Para T<T_c:
\mu\to 0. A ocupação dos níveis excitados segue aproximadamente a mesma curva térmica (com temperatura menor), mas agora existe uma componente extra: uma contribuição macroscópica no estado fundamental. Isso é representado por um pico muito alto (praticamente uma \delta-função idealizada) em \epsilon=0 com área N_0 (a área sob o pico é o número de partículas condensadas).
Portanto, ao desenhar, faça: (i) um pico vertical em \epsilon=0 cuja altura representa N_0 (em escala de número absoluto) e (ii) ao lado desse pico, a curva suave dos excitados que continua ocupada mas com área total N_{\text{ex}}=N-N_0.
Gráfico 2 (complementar, útil): fração condensada N_0/N versus T.
Para T\ge T_c: N_0/N=0.
Para T\le T_c: a curva cai de 1 em T=0 até 0 em T=T_c segundo a lei
\frac{N_0}{N}=1-\left(\frac{T}{T_c}\right)^{3/2}.
Então desenhe uma curva contínua que atinge zero em T_c com inclinação infinita em T=0? (não infinita, mas decresce mais rapidamente para temperaturas mais altas) — o ponto chave é a dependência em \left(T/T_c\right)^{3/2}.
Dicas práticas para a prova:
Ao rabiscar \bar{n}(\epsilon) versus \epsilon, rotule claramente os eixos: eixo horizontal \epsilon, eixo vertical \bar{n} (ou número de partículas por nível). Mostre duas curvas (uma para T>T_c sem pico; outra para T<T_c com pico em \epsilon=0 e cauda térmica).
Para o gráfico N_0/N vs T, marque T_c no eixo T e escreva a forma analítica junto ao traçado para justificar o formato.
Passo 8
Resumo didático e uma explicação em linguagem mais direta (estímulo e empatia).
Resumindo com poucas palavras: à medida que se esfria um gás de bósons, chega-se a T_c em que os estados excitados não conseguem mais “esconder” todas as partículas; então um número macroscópico delas “cai” para o estado de mais baixa energia, formando o condensado de Bose–Einstein. Acima de T_c não há esse pico macroscópico: as partículas estão distribuídas em muitos estados.
Você consegue desenhar isso na prova com dois esboços: (i) \bar{n}(\epsilon) com e sem pico em \epsilon=0; (ii) N_0/N decrescendo como 1-(T/T_c)^{3/2}. Isso já demonstra que entendeu o fenômeno e a sua expressão quantitativa.
Resposta
(a) A condensação de Bose–Einstein é a transição, que ocorre em T=T_c, em que uma fração macroscópica das N partículas occupya o estado fundamental (energia \epsilon=0), porque os estados excitados, quando o potencial químico aproxima-se de zero, ficam saturados. Para o gás ideal em 3D a temperatura crítica vale
e para T\le T_c a fração condensada é \dfrac{N_0}{N}=1-\left(\dfrac{T}{T_c}\right)^{3/2}.
(b) Acima de T_c: a ocupação média \bar{n}(\epsilon)=\dfrac{1}{e^{\beta(\epsilon-\mu)}-1} é uma curva suave em \epsilon (com \mu<0), sem pico em \epsilon=0. Abaixo de T_c: há uma contribuição macroscópica no estado fundamental, representada por um pico (idealizado como \delta-função) em \epsilon=0 contendo N_0 partículas, mais uma cauda térmica para os estados excitados contendo N_{\text{ex}}=N-N_0.