{"id":68,"date":"2024-09-13T07:37:34","date_gmt":"2024-09-13T10:37:34","guid":{"rendered":"http:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/?p=68"},"modified":"2024-09-13T18:52:14","modified_gmt":"2024-09-13T21:52:14","slug":"a-descoberta-do-nucleo-atomico","status":"publish","type":"post","link":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/2024\/09\/13\/a-descoberta-do-nucleo-atomico\/","title":{"rendered":"A descoberta do n\u00facleo at\u00f4mico"},"content":{"rendered":"\n

<\/p>\n\n\n\n

A id\u00e9ia de que a mat\u00e9ria seria constitu\u00edda de blocos b\u00e1sicos origina-se na Gr\u00e9cia antiga. Contudo, o entendimento da estrutura da mat\u00e9ria, na sua formula\u00e7\u00e3o moderna, tomou impulso apenas nos s\u00e9c. XVIII e XIX, atrav\u00e9s, principalmente, da Qu\u00edmica. No final do s\u00e9c. XIX, in\u00edcio do s\u00e9c. XX, a id\u00e9ia de \u00e1tomo como sendo o elemento fundamental da mat\u00e9ria que ainda preservasse suas caracter\u00edsticas qu\u00edmicas j\u00e1 era bastante aceita e suportada por uma vasta lista de evid\u00eancias experimentais.<\/p>\n\n\n\n

A descoberta dos raios cat\u00f3dicos (el\u00e9trons) por Johann Wilhelm Hittorf em 1869 e dos raios-X, por Wilhelm Conrad R\u00f6ntgen, mais ou menos na mesma \u00e9poca, alavancou a pesquisa em F\u00edsica das part\u00edculas microsc\u00f3picas, despertando o interesse de muitos pesquisadores na \u00e9poca. Os raios cat\u00f3dicos foram estudados de forma sistem\u00e1tica por muitos deles, principalmente por Thomsom, no final do s\u00e9c. XIX. Essa sistematiza\u00e7\u00e3o permitiu a Thomsom concluir que esses raios seriam constitu\u00eddos de part\u00edculas extremamente leves (m ~ 10-3<\/sup> mH<\/sub>), com raz\u00e3o carga\/massa constante, independente de todas condi\u00e7\u00f5es experimentais e altamente penetrantes na mat\u00e9ria. Atrav\u00e9s dessas evid\u00eancias, Thomsom conclui que o el\u00e9tron deve ser parte constituinte fundamental da mat\u00e9ria, mais fundamental que o pr\u00f3prio \u00e1tomo, al\u00e9m de existente em elevada quantidade.<\/p>\n\n\n\n

Esses estudos fizeram Thomsom formular um modelo estrutural para o \u00e1tomo, tamb\u00e9m conhecido como “pudim de passas”. Nesse modelo, Thomsom prop\u00f5e que um \u00e1tomo consiste de uma distribui\u00e7\u00e3o homog\u00eanea de carga positiva em uma esfera de raio R. Para balancear a carga dessa esfera, j\u00e1 que o \u00e1tomo \u00e9 neutro, Thomsom assume que no seu interior h\u00e1 el\u00e9trons. O nome pudim de passas sugere que esses el\u00e9trons estariam distribu\u00eddos aleatoriamente no interior dessa esfera carregada. Esse \u00e9, talvez, o grande equivoco que v\u00e1rios autores de livros did\u00e1ticos realizam ao descrever esse modelo. Thomsom sup\u00f5e que esses el\u00e9trons estariam distribu\u00eddos em an\u00e9is conc\u00eantricos e que a separa\u00e7\u00e3o angular entre el\u00e9trons de um mesmo anel \u00e9 muito bem determinada. Essa distribui\u00e7\u00e3o foi muito bem estudada e descrita por Thomsom e seria necess\u00e1ria para explicar a estabilidade do \u00e1tomo, que n\u00e3o vem ao caso nesse curso.<\/p>\n\n\n\n

Nesse momento, o aluno deve se perguntar qual \u00e9 a motiva\u00e7\u00e3o para a F\u00edsica Nuclear do modelo de Thomsom? No in\u00edcio do s\u00e9c. XX j\u00e1 se conhecia a radia\u00e7\u00e3o \u03b1, como sendo um \u00e1tomo de H\u00e9lio desprovido de seus el\u00e9trons. Nessa \u00e9poca, Rutherford, um p\u00f3s-doc, Geiger, e um estudante, Mardsen, iniciaram experimentos cujo objetivo seria bombardear folhas muito finas de ouro, com alguns milhares de \u00e1tomos de espessura, por part\u00edculas \u03b1 com energia de aproximadamente 5 MeV e observar, atrav\u00e9s de filmes cintiladores, como essas part\u00edculas se desviariam da sua trajet\u00f3ria inicial. Esse seria um experimento crucial para derrubar o modelo de Thomsom e que culminou na descoberta do n\u00facleo at\u00f4mico.<\/p>\n\n\n\n

\"\"
Figura 1 – Esquema do experimento de Rutherford, Geiger e Mardsen.<\/figcaption><\/figure>\n\n\n\n
\"\"
Figura 2 – Foto do arranjo experimental original do experimento de Rutherford, Geiger and Marsden e um esquema do equipamento. (1) colimador; (2) fonte \u03b1 (3) folha met\u00e1lica; (4) cintilador; (5) microsc\u00f3pio. Figura retirada desse site.<\/figcaption><\/figure>\n\n\n\n

Vamos calcular o desvio sofrido por essas part\u00edculas ao atravessar a folha de ouro. Inicialmente vamos considerar o desvio sofrido por conta da intera\u00e7\u00e3o com a carga positiva do \u00e1tomo de Thomsom. A partir da Lei de Gauss:<\/p>\n\n\n\n

\"\displaystyle \oint \vec{E}\cdot d\vec{S} = \frac{Q}{ \epsilon_{0} }\"     (1)<\/p>\n\n\n\n

Na regi\u00e3o exterior ao \u00e1tomo, assumindo uma simetria esf\u00e9rica, de modo que o campo possui m\u00f3dulo constante e dire\u00e7\u00e3o radial em uma superf\u00edcie de raio r<\/em>, escrevemos que:<\/p>\n\n\n\n

\"\displaystyle 4\pi r^{2}E = \frac{Ze}{ \epsilon_{0} } \rightarrow E = \frac{Ze}{ 4\pi \epsilon_{0}r^{2} }\"     (2)<\/p>\n\n\n\n

No interior da esfera, a \u00fanica diferen\u00e7a \u00e9 que a carga interna \u00e0 superf\u00edcie de integra\u00e7\u00e3o depende o raio dessa superf\u00edcie. Admitindo uma distribui\u00e7\u00e3o de carga uniforme, podemos escrever, da mesma forma, tomando como R<\/em> o raio do \u00e1tomo:<\/p>\n\n\n\n

\"\displaystyle 4\pi r^{2}E = \frac{Ze }{ \epsilon_{0} }\frac{r^3}{R^3} \rightarrow E = \frac{Zer}{ 4\pi \epsilon_{0}R^{3} }\"     (3)<\/p>\n\n\n\n

Sendo uma part\u00edcula \u03b1 com energia cin\u00e9tica inicial E0<\/sub><\/em> (velocidade inicial v0<\/sub><\/em>) atravessando esse \u00e1tomo, podemos calcular a for\u00e7a sobre essa part\u00edcula e integrar as equa\u00e7\u00f5es de movimento. Contudo, como estamos buscando uma estimativa para o desvio sofrido por essa part\u00edcula, vamos considerar um limite superior para esse desvio, atrav\u00e9s das seguintes simplifica\u00e7\u00f5es:<\/p>\n\n\n\n

    \n
  1. A for\u00e7a atuante sobre a part\u00edcula \u00e9 m\u00e1xima. Isso ocorre quando r = R<\/em>;<\/li>\n\n\n\n
  2. A for\u00e7a \u00e9 perpendicular \u00e0 velocidade inicial, de modo a provocar o maior desvio poss\u00edvel;<\/li>\n\n\n\n
  3. O tempo de intera\u00e7\u00e3o \u00e9 o maior poss\u00edvel, ou seja \u0394T ~ 2R\/v0<\/sub><\/em>;<\/li>\n<\/ol>\n\n\n\n

    Com base nessas simplifica\u00e7\u00f5es, podemos escrever que o impulso sofrido por essa part\u00edcula vale:<\/p>\n\n\n\n

    \"\displaystyle I = \Delta p = F\Delta T = \frac{Z_{\alpha}Ze^2} {4\pi \epsilon_0 R^2} \frac{2R} {v_0} = \frac{2Z_{\alpha}Ze^2} {4\pi \epsilon_0 R v_0}\"     (4)<\/p>\n\n\n\n

    calculando o \u00e2ngulo de deflex\u00e3o dessa part\u00edcula:<\/p>\n\n\n\n

    \"\displaystyle \theta \sim \frac{\Delta p} {p} = \frac{2Z_{\alpha}Ze^2} {4\pi \epsilon_0 R m_{\alpha} v_{0}^{2}}\"     (5)<\/p>\n\n\n\n

    ou, em termos da energia cin\u00e9tica dessa part\u00edcula<\/p>\n\n\n\n

    \"\displaystyle \theta \sim \frac{\Delta p} {p} = \frac{Z_{\alpha}Ze^2} {4\pi \epsilon_0 R E_{0}}\"     (6)<\/p>\n\n\n\n

    Tomando agora que a energia cin\u00e9tica da part\u00edcula \u03b1 como sendo aproximadamente 5 MeV, o raio do \u00e1tomo da ordem de 1 \u212b, Z = 79, podemos escrever que:<\/p>\n\n\n\n

    \"\theta \sim 4 \cdot 10^{-4}\" rad     (7)<\/p>\n\n\n\n

    como sendo a ordem de grandeza do desvio m\u00e1ximo sofrido por uma part\u00edcula \u03b1 ao cruzar um \u00e1tomo de Thomsom devido \u00e0 sua intera\u00e7\u00e3o com a distribui\u00e7\u00e3o de carga positiva.<\/p>\n\n\n\n

    Contudo, ainda h\u00e1 a distribui\u00e7\u00e3o de el\u00e9trons no \u00e1tomo. Para calcular a ordem de grandeza t\u00edpica do desvio de uma part\u00edcula \u03b1 por el\u00e9trons, vamos utilizar a lei de conserva\u00e7\u00e3o de energia e momento, ou seja:<\/p>\n\n\n\n

    \"\displaystyle \frac{p_{0}^{2}}{2m_{\alpha}} = \frac{p_{\alpha}^{2}}{2m_{\alpha}} + \frac{p_{e}^{2}}{2m_{e}}\"     (8)<\/p>\n\n\n\n

    \"\vec{p} _{0} = \vec{p}_{\alpha} + \vec{p}_{e}\"     (9)<\/p>\n\n\n\n

    Da express\u00e3o de conserva\u00e7\u00e3o de energia, podemos escrever que:<\/p>\n\n\n\n

    \"p_e^2 = \lambda (p_0^2 - p_{\alpha}^2)\" com \"\lambda = m_e / m_{\alpha}\"     (10)<\/p>\n\n\n\n

    Da express\u00e3o de conserva\u00e7\u00e3o de momento, podemos escrever que:<\/p>\n\n\n\n

    \"p_e^2 = p_0^2 + p_{\alpha}^2 - 2p_{0}p_{\alpha}\cos{\theta}\"     (11)<\/p>\n\n\n\n

    Substituindo uma express\u00e3o na outra, temos que:<\/p>\n\n\n\n

    \"(1+\lambda) p_{\alpha}^2 - 2p_{0}\cos{\theta} p_{\alpha} + (1-\lambda)p_0 = 0\"     (12)<\/p>\n\n\n\n

    A equa\u00e7\u00e3o acima \u00e9 uma equa\u00e7\u00e3o de segundo grau que possui solu\u00e7\u00e3o para o momento da part\u00edcula \u03b1 se, e apenas se:<\/p>\n\n\n\n

    \"\theta \sim \sin{\theta} < \lambda\"     (13)<\/p>\n\n\n\n

    No caso acima, ter\u00edamos que o \u00e2ngulo de deflex\u00e3o de uma part\u00edcula \u03b1 espalhada por um el\u00e9tron seria tipicamente inferior a ~ 10-4<\/sup> rad.<\/p>\n\n\n\n

    Em ambos os casos a deflex\u00e3o das part\u00edculas \u03b1 pelo \u00e1tomo de Thomsom \u00e9 muito pequena. Contudo, uma part\u00edcula \u03b1 pode sofrer deflex\u00f5es por um n\u00famero muito grande de \u00e1tomos. Por ser um processo estat\u00edstico, onde as defex\u00f5es podem ter dire\u00e7\u00f5es aleat\u00f3rias com uma certa fun\u00e7\u00e3o densidade de probabilidade (F.D.P.), o Teorema do Limite Central<\/a> estabelece que a F.D.P. ap\u00f3s interagir com N<\/em> \u00e1tomos segue uma distribui\u00e7\u00e3o Gaussiana do tipo:<\/p>\n\n\n\n

    \"\displaystyle P(\theta) = \frac{1}{\sqrt{2\pi \sigma^2}} \exp{(-\frac{\theta^2}{\sigma^2})}\"     (14)<\/p>\n\n\n\n

    onde<\/p>\n\n\n\n

    \"\sigma = \sqrt{N}\Theta\"     (15)<\/p>\n\n\n\n

    Nesse caso, \u0398 \u00e9 o desvio padr\u00e3o da F.D.P. que descreve a deflex\u00e3o das part\u00edculas por apenas um \u00e1tomo. Assumindo que \u0398 seja de mesmo valor que aqueles obtidos anteriormente para \u03b8 e que as folhas de ouro utilizadas no experimento de Rutherford possuisem uma espessura de ~ 10.000 \u00e1tomos, a F.D.P. para o espalhamento de part\u00edculas \u03b1 seria uma Gaussiana de m\u00e9dia zero e desvio padr\u00e3o de aproximadamente 0.04 rad ou ~ 2o<\/sup>.<\/p>\n\n\n\n

    Pode-se calcular, a partir da express\u00e3o para P(\u03b8)<\/em>, qual seria a probabilidade de observar uma part\u00edcula \u03b1 espalhada em grandes \u00e2ngulos, por exemplo, \u03b8>15o<\/sup>. Essa probabilidade, nesse caso, \u00e9 menor que 10-50<\/sup>! Nos experimentos conduzidos por Geiger e Mardsen, foi poss\u00edvel observar part\u00edculas \u03b1 espalhadas em \u00e2ngulos muito maiores que esse valor, a taxas substancialmente maiores. Foi poss\u00edvel observar, inclusive, part\u00edculas \u03b1 espalhadas em 180o<\/sup>, ou seja, recuando completamente ap\u00f3s colidir com um \u00e1tomo, com probabilidade da ordem de 10-4<\/sup>. Essa probabilidade \u00e9 muito maior que a prevista pelo modelo de Thomsom, descartando-o completamente.<\/p>\n\n\n\n

    \"\"
    Figura 3 – N\u00famero de part\u00edculas \u03b1 de energia 5.45 MeV espalhadas por uma folha de ouro de 2 \u00b5m de espessura. Os pontos pretos correspondem aos dados obtidos por Geiger e Marsden. A curva verde corresponde \u00e0 previs\u00e3o do modelo de Thomsom, a azul, do modelo de Dalton e a vermelha, para o modelo de Rutherford. Figura retirada desse site.<\/figcaption><\/figure>\n\n\n\n

    Em 1911 Rutherford prop\u00f5e um novo modelo para o \u00e1tomo. Um modelo no qual as cargas positivas estariam concentradas em uma regi\u00e3o pequena do espa\u00e7o, de dimens\u00f5es significativamente menores que o \u00e1tomo onde tamb\u00e9m estaria concentrada grande parte da massa at\u00f4mica. Em torno dessa regi\u00e3o orbitariam os el\u00e9trons. Um modelo similar ao sistema solar. N\u00e3o \u00e9 a primeira vez que esse modelo para o \u00e1tomo seria proposto. Por exemplo, na mesma \u00e9poca que o modelo de Thomsom foi criado, Nagaoka, do Jap\u00e3o, havia proposto um modelo similar ao de Rutherford. Assim como o modelo de Rutherford, o modelo de Nagaoka possuia s\u00e9rias limita\u00e7\u00f5es devido \u00e0 instabilidade das \u00f3rbitas eletr\u00f4nicas, que colapsariam em um intervalo de tempo muito curto devido \u00e0 emiss\u00e3o de radia\u00e7\u00e3o. Esse problema foi resolvido por Bohr, pouco tempo depois, com a quantiza\u00e7\u00e3o do momento angular dos el\u00e9trons nas suas \u00f3rbitas est\u00e1veis.<\/p>\n\n\n\n

    O modelo de Rutherford surgiu pelo simples fato de serem observadas part\u00edculas \u03b1 em espalhadas em \u00e2ngulos grandes. Isso sugeriu um centro de for\u00e7a muito massivo (para que o recuo do \u00e1tomo fosse pequeno) e de dimens\u00f5es reduzidas, de modo a haver intensa repuls\u00e3o el\u00e9trica entre o \u00e1tomo e a part\u00edcula \u03b1. Nesse contexto, \u00e9 poss\u00edvel, inclusive, estabelecer limites para o tamanho desse centro de for\u00e7a. Vamos supor que a part\u00edcula \u03b1 n\u00e3o possua energia suficiente para penetrar esse centro de for\u00e7a. Assim, o campo el\u00e9trico com o qual ela interage \u00e9 dado pela equa\u00e7\u00e3o (2). Podemos escrever, a partir dessa equa\u00e7\u00e3o que o potencial el\u00e9trico para essa distribui\u00e7\u00e3o de carga, com r>R<\/em> vale:<\/p>\n\n\n\n

    \"\displaystyle V(r)= \frac{Ze}{ 4\pi \epsilon_{0}r }\"     (16)<\/p>\n\n\n\n

    Em uma colis\u00e3o frontal, com par\u00e2metro de impacto nulo, o ponto de m\u00e1xima aproxima\u00e7\u00e3o (r=b<\/em>) pode ser obtido atrav\u00e9s da conserva\u00e7\u00e3o de energia do sistema, ou seja:<\/p>\n\n\n\n

    \"E_{0} = Z_{\alpha}eV(b) }\"     (17)<\/p>\n\n\n\n

    ou seja:<\/p>\n\n\n\n

    \"\displaystyle b = \frac{Z_{\alpha}Ze^2}{ 4\pi \epsilon_{0}E_0 } }\"     (18)<\/p>\n\n\n\n

    No caso do experimento de Geiger e Mardsen, com part\u00edculas \u03b1 de aproximadamente 5 MeV espalhadas por \u00e1tomos de ouro, temos que:<\/p>\n\n\n\n

    \"b \sim 40\" fm     (19)<\/p>\n\n\n\n

    Esse valor, apesar de ser muito superior ao tamanho t\u00edpico de um n\u00facleo at\u00f4mico atual, \u00e9 pelo menos 10000 vezes menor que um \u00e1tomo t\u00edpico. O grande valor obtido \u00e9 devido \u00e0 baixa energia das part\u00edculas \u03b1 que n\u00e3o conseguem penetrar profundamente no campo el\u00e9trico gerado pelo n\u00facleo at\u00f4mico. Por outro lado, concentrar toda a massa e carga positiva do \u00e1tomo em uma regi\u00e3o cerca de dimens\u00f5es 10000 vezes menores que suas dimens\u00f5es t\u00edpicas foi uma grande descoberta e iniciou todo um ramo de pesquisa em f\u00edsica, que \u00e9 a F\u00edsica Nuclear.<\/p>\n\n\n\n

    Leitura recomendada<\/h3>\n\n\n\n
      \n
    1. F\u00edsica Moderna, Caruso & Oguri, cap\u00edtulo 11.<\/li>\n\n\n\n
    2. Nuclear and Particle Physics, W. S. C. Williams, cap\u00edtulo 1.1.<\/li>\n\n\n\n
    3. Teorema do Limite Central<\/a><\/li>\n<\/ol>\n\n\n\n

      <\/p>\n","protected":false},"excerpt":{"rendered":"

      A id\u00e9ia de que a mat\u00e9ria seria constitu\u00edda de blocos b\u00e1sicos origina-se na Gr\u00e9cia antiga. Contudo, o entendimento da estrutura da mat\u00e9ria, na sua formula\u00e7\u00e3o moderna, tomou impulso apenas nos s\u00e9c. XVIII e XIX, atrav\u00e9s, principalmente, da Qu\u00edmica. No final do s\u00e9c. XIX, in\u00edcio do s\u00e9c. XX, a id\u00e9ia de \u00e1tomo como sendo o elemento fundamental da mat\u00e9ria que ainda preservasse suas caracter\u00edsticas qu\u00edmicas j\u00e1 era bastante aceita e suportada por uma vasta lista de evid\u00eancias experimentais.<\/p>\n","protected":false},"author":1,"featured_media":69,"comment_status":"open","ping_status":"open","sticky":false,"template":"","format":"standard","meta":{"_uag_custom_page_level_css":"","_themeisle_gutenberg_block_has_review":false,"footnotes":""},"categories":[8],"tags":[],"class_list":["post-68","post","type-post","status-publish","format-standard","has-post-thumbnail","hentry","category-notas_nuclear"],"uagb_featured_image_src":{"full":["https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/wp-content\/uploads\/2024\/09\/theory_abb1-e1726223801372.jpg",250,197,false],"thumbnail":["https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/wp-content\/uploads\/2024\/09\/theory_abb1-e1726223801372-150x150.jpg",150,150,true],"medium":["https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/wp-content\/uploads\/2024\/09\/theory_abb1-300x172.jpg",300,172,true],"medium_large":["https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/wp-content\/uploads\/2024\/09\/theory_abb1-e1726223801372.jpg",250,197,false],"large":["https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/wp-content\/uploads\/2024\/09\/theory_abb1-e1726223801372.jpg",250,197,false],"1536x1536":["https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/wp-content\/uploads\/2024\/09\/theory_abb1-e1726223801372.jpg",250,197,false],"2048x2048":["https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/wp-content\/uploads\/2024\/09\/theory_abb1-e1726223801372.jpg",250,197,false]},"uagb_author_info":{"display_name":"suaide","author_link":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/author\/suaide\/"},"uagb_comment_info":0,"uagb_excerpt":"A id\u00e9ia de que a mat\u00e9ria seria constitu\u00edda de blocos b\u00e1sicos origina-se na Gr\u00e9cia antiga. Contudo, o entendimento da estrutura da mat\u00e9ria, na sua formula\u00e7\u00e3o moderna, tomou impulso apenas nos s\u00e9c. XVIII e XIX, atrav\u00e9s, principalmente, da Qu\u00edmica. No final do s\u00e9c. XIX, in\u00edcio do s\u00e9c. XX, a id\u00e9ia de \u00e1tomo como sendo o elemento…","_links":{"self":[{"href":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/wp-json\/wp\/v2\/posts\/68","targetHints":{"allow":["GET"]}}],"collection":[{"href":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/wp-json\/wp\/v2\/posts"}],"about":[{"href":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/wp-json\/wp\/v2\/types\/post"}],"author":[{"embeddable":true,"href":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/wp-json\/wp\/v2\/users\/1"}],"replies":[{"embeddable":true,"href":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/wp-json\/wp\/v2\/comments?post=68"}],"version-history":[{"count":9,"href":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/wp-json\/wp\/v2\/posts\/68\/revisions"}],"predecessor-version":[{"id":158,"href":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/wp-json\/wp\/v2\/posts\/68\/revisions\/158"}],"wp:featuredmedia":[{"embeddable":true,"href":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/wp-json\/wp\/v2\/media\/69"}],"wp:attachment":[{"href":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/wp-json\/wp\/v2\/media?parent=68"}],"wp:term":[{"taxonomy":"category","embeddable":true,"href":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/wp-json\/wp\/v2\/categories?post=68"},{"taxonomy":"post_tag","embeddable":true,"href":"https:\/\/picard.if.usp.br\/wordpress\/index.php\/wp-json\/wp\/v2\/tags?post=68"}],"curies":[{"name":"wp","href":"https:\/\/api.w.org\/{rel}","templated":true}]}}