Nessa aula discutimos o teorema de Wigner que determina que os operadores de simetria na Mecânica Quântico só podem ser unitários ou antiunitários. Apresentamos o único operador de reversão temporal, o único caso conhecido de operador antiunitário que aparece na Física. Mostramos as propriedades desse operador e construímos explicitamente a forma do operador de reversão temporal para sistemas de spin 0 e spin 1/2.

Nessa aula discutimos como incluir partículas com spin no cálculo das seções de choque de espalhamento usando o formalismo de matriz densidade. Exemplificamos com um exemplo simples: uma partícula de spin 1/2 colidindo com um alvo de spin 0 admitindo que o feixe inicial esteja ou não esteja polarizado.

Nessa aula discutimos a relação entre os polos nas amplitudes de espalhamento, os estados ligados e as chamadas ressonâncias.

Nessa aula discutimos um modelo simples que possui um canal de espalhamento elástico e um canal de espalhamento inelástico passando por um estado intermediário no canal s. Calculamos nesse modelo os elementos de matrix S, as amplitudes de transição e as seções de choque elástica e inelástica, mostrando em que condições podemos obter o comportamento de uma Breit-Wigner.

Nessa aula discutimos a equação de Klein-Gordon e a equação de Dirac, as duas primeiras tentativas de encontrar uma equação de onda relativística. Hoje sabemos que ambas equações são válidas, uma para descrever partículas de spin 0 e a outra para partículas de spin 1/2, no contexto de Teoria Quântica de Campos.

Nessa aula mostramos explicitamente a covariância da equação de Dirac. Contruímos explicitamente a transformação de Lorentz na representação espinorial e estabelecemos suas propriedades.

Nessa aula discutimos as soluções de partícula livre da equação de Dirac, vemos que há soluções de energia positiva e soluções de energia negativa. Discutimos essas soluções para o caso de partículas com e sem massa e sua relação com autoestados de helicidade e quiralidade.

Nessa aula deduzimos o espectro de energia dos átomos Hidrogenóides usando o Hamiltoniano de Dirac com a adição do potencial de Coulomb. Mostramos que obtemos as energias dependentes de n (número quântico principal e momento angular total j), exatamente igual ao que obtivemos em MQ I quando introduzimos o spin à mão. Discutimos também o paradoxo de Klein e outras inconsistências na interpretação do Psi da equação de Dirac como uma função de onda.

Nessa aula introduzimos algumas ideias básicas do formalismo dito de segunda quantizaçãoação. Apresentamos o espaço de Fock e os operadores de criação e aniquilação e suas regras de comutação (anticomutação) para bósons (férmions). Introduzimos a idéia de operadores de campo e suas regras de comutação (anticomutação) para bósons (férmions).

Nessa aula usamos os operadores de campo introduzidos na aula passada para construir uma base conveniente para o estados do espaço de Fock. Expandimos um estado de N-partículas arbitrário nessa base e mostramos que as funções coeficientes que aparecem nessa expansão são as funções de onda automaticamente simetrizadas (ou antisimetrizadas) para bósons (ferimons). Discutimos como expressar os operadores que aparecem na Mecânica Quântica em termos dos operadores de campo, ou seja, na linguagem da segunda quantização.