MECÂNICA GRACELI GENERALIZADA - QUÂNTICA DIMENSIONAL TENSORIAL RELATIVISTA DE CAMPOS [1.312]

MECÂNICA GRACELI GENERALIZADA - QUÂNTICA TENSORIAL DIMENSIONAL RELATIVISTA DE CAMPOS.

MECÃNICA GRACELI GERAL - QTDRC.

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$\psi ^{*}$

$[$ $\psi ^{*}$ $G$ * $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $T_{\mu \nu }$ $/$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $T_{\mu \nu }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ +

$+$ $G$ * $\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$ ${\boldsymbol {\mu }}$ ] $\lambda$ ω ${\mathcal {T}}$ , $\sigma$ , $\psi$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ [x,t] ] =

//////

[

$\psi ^{*}$

$TeoriaInteraçãomediadorMagnitude relativaComportamentoFaixaCromodinâmicaForça nuclear forteGlúon10411/r71,4 × 10-15 mEletrodinâmicaForça eletromagnéticaFóton10391/r2infinitoFlavordinâmicaForça nuclear fracaBósons W e Z10291/r5 até 1/r710-18 mGeometrodinâmicaForça gravitacionalgráviton101/r2infinito$

Teoria	Interação	mediador	Magnitude relativa	Comportamento	Faixa
Cromodinâmica	Força nuclear forte	Glúon	1041	1/r7	1,4 × 10-15 m
Eletrodinâmica	Força eletromagnética	Fóton	1039	1/r2	infinito
Flavordinâmica	Força nuclear fraca	Bósons W e Z	1029	1/r5 até 1/r7	10-18 m
Geometrodinâmica	Força gravitacional	gráviton	10	1/r2	infinito

$G* = OPERADOR DE DIMENSÕES DE GRACELI.$

DIMENSÕES DE GRACELI SÃO TODA FORMA DE TENSORES, ESTRUTURAS, ENERGIAS, ACOPLAMENTOS, , INTERAÇÕES DE CAMPOS E ENERGIAS, DISTRIBUIÇÕES ELETRÔNICAS, ESTADOS FÍSICOS, ESTADOS QUÂNTICOS, ESTADOS FÍSICOS DE ENERGIAS DE GRACELI, E OUTROS.

/ $G$ * $\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$ $T_{\mu \nu }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

MECÂNICA GRACELI GENERALIZADA - QUÂNTICA TENSORIAL DIMENSIONAL RELATIVISTA DE INTERAÇÕES DE CAMPOS. EM ;

MECÂNICA GRACELI REPRESENTADA POR TRANSFORMADA.

dd = dd [G] = DERIVADA DE DIMENSÕES DE GRACELI.

- [ $G*$ $\hbar$ $.$ $\psi$

G { f [dd]} ´[d] $\psi ^{*}$ $\hbar$ $\psi$ $f [d] G*$ $T_{\mu \nu }$ $\psi$ $dd [G]$

O ESTADO QUÂNTICO DE GRACELI

- [ $G*$ $\hbar$ $.$ $\psi$ $\left|\psi \right\rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}}{\bigg (}\left|\uparrow \downarrow \right\rangle -\left|\downarrow \uparrow \right\rangle {\bigg )},$ ]

$G* = DIMENSÕES DE GRACELI TAMBÉM ESTÁ RELACIONADO COM INTERAÇÕES DE ENERGIAS, QUÂNTICAS, RELATIVÍSTICAS, , E INTERAÇÕES DE CAMPOS.$

o tensor energia-momento $T_{\mu \nu }$ é aquele de um campo eletromagnético,

/ $G$ * $\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$ $T_{\mu \nu }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

$G$ $E=mc^{2}$ ] $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

$/$ $G$ $E=mc^{2}$ ] $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

A temperatura de Unruh é a temperatura efetiva experimentada por um detector uniformemente acelerado em um campo de vácuo, dada por:^[6]

T={\frac {\hbar a}{2\pi ck_{\mathrm {B} }}},

$/$ $G$

E=mc^{2}

] $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

onde $ħ$ é a constante de Planck reduzida, $a$ é a aceleração local, $c$ é a velocidade da luz, e $k B$ é a constante de Boltzmann. Dessa forma, por exemplo, uma aceleração própria de 2.47×10²⁰ m·s^-2 corresponde aproximadamente a uma temperatura de 1 K. Inversamente, uma aceleração de 1 m·s^-2 corresponde a uma temperatura de 4.06×10⁻²¹ K.^[7]

A temperatura de Unruh tem a mesma forma da temperatura de Hawking $T H = ħg 2π ck B$

$/$ $G$

E=mc^{2}

] $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

para um buraco negro. Tal expressão foi obtida por Stephen Hawking de maneira independente por volta da mesma época. Por isso, tais equações são referenciadas também como Temperatura de Hawking–Unruh.^[8]

Desigualdades quânticas são restrições locais sobre a magnitude e extensão das distribuições de densidade de energia negativa no espaço-tempo. Concebidas inicialmente para resolver um problema de longa data na teoria quântica de campos (ou seja, o potencial para densidade de energia negativa não restrita em um ponto), as desigualdades quânticas demonstraram ter uma variedade diversificada de aplicações.^[1]

A forma das desigualdades quânticas lembra o princípio da incerteza.

Condições de energia na teoria de campos clássica

A teoria da Relatividade Geral de Einstein consiste em uma descrição da relação entre a curvatura do espaço-tempo, por um lado, e a distribuição de matéria ao longo do espaço-tempo, por outro. Os detalhes precisos dessa relação são determinados pelas equações de Einstein

$G_{\mu \nu }=\kappa T_{\mu \nu }$ .

$/$ $G$

E=mc^{2}

] $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

Aqui, o tensor de Einstein $G_{\mu \nu }$ descreve a curvatura do espaço-tempo, enquanto o tensor momento-energia $T_{\mu \nu }$ descreve a distribuição local de matéria. ( $\kappa$ é uma constante.) As equações de Einstein expressam relações locais entre as quantidades envolvidas - especificamente, este é um sistema de equações diferenciais parciais de segunda ordem não lineares acopladas.

Uma observação muito simples pode ser feita neste ponto: o ponto zero de momento-energia não é arbitrário. Adicionar uma "constante" ao lado direito das equações de Einstein afetará uma mudança no tensor de Einstein e, portanto, também nas propriedades de curvatura do espaço-tempo.

Todos os campos de matéria clássica conhecidos obedecem a certas "condições de energia". A condição de energia clássica mais famosa é a "condição de energia fraca"; esta afirma que a densidade de energia local, medida por um observador movendo-se ao longo de uma linha de mundo temporal, é não negativa. A condição de energia fraca é essencial para muitos dos resultados mais importantes e poderosos da teoria da relatividade clássica - em particular, os teoremas de singularidade de Hawking et al.

Dispersão de Møller é o nome dado para a dispersão de elétron-elétron na Teoria do Campo Quântico, em homenagem ao físico dinamarquês Christian Møller. A interação de elétron que é idealizada na dispersão de Møller constitui a base teórica de muitos fenômenos familiares, tais como a repulsão dos elétrons no átomo de hélio. Enquanto antigamente muitos aceleradores de partículas foram concebidos especificamente para colisões de elétron-elétron , mais recentemente aceleradores de elétron-positrão têm se tornado mais comuns. No entanto, a dispersão de Møller continua a ser um processo paradigmático dentro da teoria das interações entre partículas.

Podemos expressar este processo na notação usual, freqüentemente usado na física de partículas:

e^{-}e^{-}\longrightarrow e^{-}e^{-}

Em eletrodinâmica quântica, há dois diagramas de Feynman de árvore de nível, descrevendo o processo: um diagrama t-canal em que os elétrons trocam um fóton e um semelhante diagrama u-canal. Cruzamento de simetria, um dos truques usados frequentemente para avaliar os diagramas de Feynman, neste caso, implica que a dispersão de Møller deve ter a mesma seção transversal, conforme a dispersão de Bhabha (elétron-positrão dispersão).

Na teoria de força eletrofraca o processo em vez disso, é descrito por quatro diagramas árvores de nível: os dois da QED e um par idêntico em que um bóson Z é trocado em vez de um fóton. A força fraca é puramente canhota, mas as forças fraca e eletromagnética forçam a mistura das partículas que observamos. O foton é simétrico, por construção, mas o bóson Z preferepartículas canhotas ao invés das partículas da mão direita. Assim, as seções transversais para os elétrons canhotos e elétrons com a mão direita diferenciam. A diferença foi observado pela primeira vez pelo físico russo Yakov Zel'dovich em 1959, mas na época, ele acreditava que a paridade violando a assimetria (algumas centenas de partes por bilhão) era muito pequena para serem observadas. Esta paridade violando a assimetria pode ser medida pelo disparo polarizado de feixes de elétrons através de um elétron-alvo não polarizado (hidrogênio líquido, por exemplo), como foi feito por uma experiência no Centro de Aceleração Linear de Stanford, SLAC-E158.^[1] A assimetria na dispersão de Møller é

A_{\rm {PV}}=-m_{e}E{\frac {G_{\rm {F}}}{{\sqrt {2}}\pi \alpha }}{\frac {16\sin ^{2}\Theta _{\text{cm}}}{\left(3+\cos ^{2}\Theta _{\text{cm}}\right)^{2}}}\left({\frac {1}{4}}-\sin ^{2}\theta _{\rm {W}}\right)

$/$ $G$

E=mc^{2}

] $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

onde m_e é a massa de elétrons, E a energia do elétron de entrada (no referencial do outro elétron), $G_{\rm {F}}$ é a constante de Fermi, $\alpha$ é a constante de estrutura fina, $\Theta _{\text{cm}}$ é o ângulo de dispersão no centro do quadro de massa e $\theta _{\rm {W}}$ é o ângulo de mistura fraco, também conhecido como o ângulo de Weinberg.

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