MECÂNICA GRACELI GENERALIZADA - QUÂNTICA TENSORIAL DIMENSIONAL RELATIVISTA DE CAMPOS.


DE  ANCELMO LUIZ GRACELI  [BRASILEIRO].



FÍSICA GRACELI DIMENSIONAL.




  MECÃNICA GRACELI GERAL - QTDRC.




equação Graceli dimensional relativista  tensorial quântica de campos 

G* =  =

[  /  IFF ]   * =   /  G   /     .  /

 G  = [DR] =            .+  

+  * =  = [          ] ω   / T] / c [    [x,t] ]  =  


//////

[  /  IFF ]  = INTERAÇÕES DE FORÇAS FUNDAMENTAIS. =

TeoriaInteraçãomediadorMagnitude relativaComportamentoFaixa
CromodinâmicaForça nuclear forteGlúon10411/r71,4 × 10-15 m
EletrodinâmicaForça eletromagnéticaFóton10391/r2infinito
FlavordinâmicaForça nuclear fracaBósons W e Z10291/r5 até 1/r710-18 m
GeometrodinâmicaForça gravitacionalgráviton101/r2infinito

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.

*= DIMENSÕES DE GRACELI = ESTADOS FÍSICOS, TIPOS E CARACTERITÍCAS, E POTENCIAIS FÍSICOS DAS ESTRUTURAS, DOS ELEMENTOS QUÍMICOS, ENERGIAS E NÍVEIS DE ENERGIAS, POTENCIAIS DE INTERAÇÕES , CONDUÇÕES, EMISSÕES, DESINTEGRAÇÕES, ABSORÇÕES, E OUTROS.


   *=  = [          ] ω           .

 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.



ψ     [   ]    .




                                           - [  G*   /.    ] [  [

G { f [dd]}  ´[d] G*         / .  f [d]   G*                             dd [G]


O ESTADO QUÂNTICO DE GRACELI


                                           - [  G*   /.    ] [  []


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


o tensor energia-momento  é aquele de um campo eletromagnético,


  = temperatura.



1 /  = [          ] ω       ψ     [ / ]   / [

] / [    ]     .



   = [          ] ,     [ ψ        / [

] ]    .




 = [          ] ,     [ ψ        / [

] ]  .



ψ [ ψ   / [

] /    .



ψ  /     / [ ]  [

] .   .  ] 



ψ         [

]   .



 ψ        [

]]   .


ψ       / [ 

] ]    .






ψ   / [

]] /     .




*   ] /  [

] ]] .








    [

]] .


ψ   [

]/ ]  .










   ] / [

]  .


ψ         [ 

] . ] / ]    .






ψ        [

] /      





ψ [     [

]










ψ     [ 

 ] /  ψ     .



    

 ]] / ψ   .





Em mecânica quântica o teorema da estatística do spin estabelece a relação direta entre o spin de uma partícula com a estatística que a mesma obedece. O spin de uma partícula é o seu momento angular intrínseco (isto é, a contribuição do momento angular que não é devido a movimentação orbital da partícula). Todas as partículas tem spin inteiro ou semi-inteiro (em unidades da constante de Planck ħ).[1][2]

O teorema diz que:

  • função de onda de um sistema de partículas idênticas de spin inteiro tem o mesmo valor quando as posições de qualquer duas partículas são permutadas. Partículas descritas por funções de onda com simetria de permutação são chamadas de bósons.
  • A função de onda de um sistema de partículas idênticas de spin semi-inteiro tem o sinal trocado após uma permutação. Partículas descritas por funções de ondas antisimétricas por permutação são chamadas de férmions.

Em outras palavras o teorema da estatística de spin diz que partículas de spin inteiro são bósons, enquanto partículas de spin semi-inteiro são férmions.

A relação entre o spin e a estatística foi formulada primeiramente por Markus Fierz em 1939 [3] e foi demonstrado de forma mais sistemática por Wolfgang Pauli.[4] Fierz e Pauli discutiram seus resultados enumerando todas as teorias de campos livres sujeitas a exigência de que haja formas quadráticas para observáveis localmente comutantes, incluindo uma densidade de energia positiva e definida. Um argumento mais conceitual foi provido por Julian Schwinger em 1950. Richard Feynman demonstrou este resultado exigindo a unitariedade para espalhamento de um potencial externo variado,[5] que quando traduzido para a linguagem de campos é uma condição no operador quadrático que acopla com o potencial.[6]

Discussão geral

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Em um dado sistema, duas partículas indistinguíveis, ocupando dois pontos distintos, tem um único estado e não dois. Isso significa que se quisermos permutar as posições das partículas, nós não ganhamos um novo estado, mas na verdade o mesmo estado físico. De fato, não é possível diferenciar qual partícula está em que posição.

Um estado físico é descrito por uma função de onda, ou – de forma mais geral – por um vetor, que é também chamado "estado"; se ignorarmos as interações com outras partículas, então as duas diferentes funções de onda são fisicamente equivalentes se seu valor absoluto for igual. Então, enquanto o estado físico não muda sob a troca das posições das partículas, a função de onda pode ganhar um sinal de menos.

Bósons são partículas com funções de onda simétricas por troca de posição, portanto se trocamos as partículas a função de onda não muda. Férmions são partículas com funções de onda anti-simétricas sob tal troca, se modo que se trocamos as posições das partículas a função de onda ganha um sinal de menos, o que quer dizer que a probabilidade de dois férmions idênticos ocuparem o mesmo estado tem que ser zero. Este é o princípio de exclusão de Pauli: dois férmions idênticos não podem ocupar o mesmo estado. Esta regra não é válida para bósons.

Em teoria quântica de campos, um estado ou uma função de onda é descrita por operadores de campo operando em um estado básico chamado de vácuo. Para que os operadores projetem as componentes simétricas ou anti-simétricas da função de onda de criação, eles obedecer uma lei de comutação apropriada. O operador

(onde  é um operador e  uma função escalar) cria um estado de duas partículas com função de onda  , e dependendo das propriedades de comutação dos campos, ou só a parte simétrica ou só a anti-simétrica contribuem.

Vamos assumir  ambos operadores atuam simultaneamente; de forma mais geral, eles possuem uma separação do tipo espaço, como será explicado mais adiante. Se os campos comutam, quer dizer que o seguinte é verdade:

,

então somente a parte simétrica de  contribui, de tal forma que , e o campo irá criar partículas bosônicas.

Por outro lado, se os campos anti-comutam, quer dizer que  possui a seguinte propriedade:

então teremos apenas contribuições anti-simétricas de , de tal forma que , e as partículas serão fermiônicas. Ingenuamente, nenhuma das propriedades acima tem algo a ver com o spin, que determina as propriedades de rotação das partículas, não as propriedades de troca.


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