teoria graceli gravitacional tensorial

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

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

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

[

$\psi ^{*}$

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

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 E CAMPOS, DISTRIBUIÇÕES ELETRÔNICAS, ESTADOS FÍSICOS, ESTADOS QUÂNTICOS, ESTADOS FÍSICOS DE ENERGIAS DE GRACELI, E OUTROS.

equçaõ de Graceli para gravidade tensrial

$G$ = $G$ $R$ [ ${\frac {\pi }{2}}t^{2}$ ] $\delta g^{\mu \nu }\$ $\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\rho }$ / $R=g^{\mu \nu }R_{\mu \nu }.\!$ / $c$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$

$G$ = $G$ $R$ [ ${\frac {\pi }{2}}t^{2}$ ] $\delta g^{\mu \nu }\$ $\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\rho }$ / $R=g^{\mu \nu }R_{\mu \nu }.\!$ / $\kappa ={\frac {8\pi G}{c^{4}}}$ / $c$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$

equçaõ de Graceli para gravidade tensrial

$G$ = $G$ $R$ [ ${\frac {\pi }{2}}t^{2}$ ] $\delta g^{\mu \nu }\$ $\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\rho }$ / $R=g^{\mu \nu }R_{\mu \nu }.\!$ / $\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$ ${\boldsymbol {\mu }}$ ] $\lambda$ ω ${\mathcal {T}}$ , $\sigma$ , $\psi$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$

$G$ = $G$ $R$ [ ${\frac {\pi }{2}}t^{2}$ ] $\delta g^{\mu \nu }\$ $\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\rho }$ / $R=g^{\mu \nu }R_{\mu \nu }.\!$ / $\kappa ={\frac {8\pi G}{c^{4}}}$ / $\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$ ${\boldsymbol {\mu }}$ ] $\lambda$ ω ${\mathcal {T}}$ , $\sigma$ , $\psi$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$

equçaõ de Graceli para gravidade tensrial

$G$ = $G$ $R$ [ ${\frac {\pi }{2}}t^{2}$ ] $\delta g^{\mu \nu }\$ $\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\rho }$ / $R=g^{\mu \nu }R_{\mu \nu }.\!$ / $c$

$G$ = $G$ $R$ [ ${\frac {\pi }{2}}t^{2}$ ] $\delta g^{\mu \nu }\$ $\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\rho }$ / $R=g^{\mu \nu }R_{\mu \nu }.\!$ / $\kappa ={\frac {8\pi G}{c^{4}}}$ / $c$

equçaõ de Graceli para gravidade tensrial

$G$ = $G$ $R$ $\delta g^{\mu \nu }\$ $\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\rho }$ / $R=g^{\mu \nu }R_{\mu \nu }.\!$ / $c$

$G$ = $G$ $R$ $\delta g^{\mu \nu }\$ $\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\rho }$ / $R=g^{\mu \nu }R_{\mu \nu }.\!$ / $\kappa ={\frac {8\pi G}{c^{4}}}$ / $c$

A ação de Einstein–Hilbert ou ação de Hilbert na relatividade geral é uma ação que torna eficiente as equações de campo de Einstein através do princípio da mínima ação. Segundo a convenção de sinal da teoria da relatividade, esta ação pode ser escrita como:[1]

S=-{1 \over 2\kappa }\int R{\sqrt {-g}}d^{4}x\;,

onde $g$ é o determinante do tensor métrico, $R$ é o escalar de curvatura de Ricci, e $\kappa =8\pi Gc^{-4}$ , onde $G$ é a constante gravitacional de Newton e $c$ é a constante da velocidade da luz no vácuo. A integral é dada sobre o espaço-tempo.

Esta ação foi inicialmente proposta por David Hilbert em 1915.

Definição[editar | editar código-fonte]

A derivação de equações a partir de uma ação possui várias vantagens. Primeiro ele possibilita uma fácil unificação da teoria da relatividade geral com outras teorias de campo clássicas (como por exemplo a equações de Maxwell, que é também formulada em termos de ação. Neste processo a derivação de uma ação identifica um candidato natural para o acoplamento do termo fonte da métrica de campos. Segundo, a ação possibilita uma fácil identificação da energia conservada através teorema de Noether pelo estudo simétrico da ação.

Na relatividade geral, a ação é normalmente definida como uma função de campo e a conexão é dada pela conexão de Levi-Civita. O formalismo de Cartan da relatividade geral define a métrica e a conexão como sendo independentes, o que torna possível de se incluir campos de matéria fermiônica com spin não inteiros.

Derivação das equação de campo de Einstein[editar | editar código-fonte]

Suponha que toda ação da teoria seja dada pelo termo de Einstein-Hilbert mais um termo ${\mathcal {L}}_{\mathrm {M} }$ que descreva qualquer campo de matéria que apareça na teoria.

S=\int \left[{1 \over 2\kappa }\,R+{\mathcal {L}}_{\mathrm {M} }\right]{\sqrt {-g}}\,\mathrm {d} ^{4}x

O princípio de Hamilton então indica que a variação destas ações com respeito à métrica inversa é zero, ou seja

{\begin{aligned}0&=\delta S\\&=\int \left[{1 \over 2\kappa }{\frac {\delta ({\sqrt {-g}}R)}{\delta g^{\mu \nu }}}+{\frac {\delta ({\sqrt {-g}}{\mathcal {L}}_{\mathrm {M} })}{\delta g^{\mu \nu }}}\right]\delta g^{\mu \nu }\mathrm {d} ^{4}x\\&=\int \left[{1 \over 2\kappa }\left({\frac {\delta R}{\delta g^{\mu \nu }}}+{\frac {R}{\sqrt {-g}}}{\frac {\delta {\sqrt {-g}}}{\delta g^{\mu \nu }}}\right)+{\frac {1}{\sqrt {-g}}}{\frac {\delta ({\sqrt {-g}}{\mathcal {L}}_{\mathrm {M} })}{\delta g^{\mu \nu }}}\right]\delta g^{\mu \nu }{\sqrt {-g}}\,\mathrm {d} ^{4}x.\end{aligned}}

Já que estas equação devem obedecer qualquer variação $\delta g^{\mu \nu }\$ , isto implica que

{\frac {\delta R}{\delta g^{\mu \nu }}}+{\frac {R}{\sqrt {-g}}}{\frac {\delta {\sqrt {-g}}}{\delta g^{\mu \nu }}}=-2\kappa {\frac {1}{\sqrt {-g}}}{\frac {\delta ({\sqrt {-g}}{\mathcal {L}}_{\mathrm {M} })}{\delta g^{\mu \nu }}},

é a equação de movimento para o campo métrico. O lado direito desta equação é, por definição, proporcional ao tensor de energia-momento,

T_{\mu \nu }:={\frac {-2}{\sqrt {-g}}}{\frac {\delta ({\sqrt {-g}}{\mathcal {L}}_{\mathrm {M} })}{\delta g^{\mu \nu }}}=-2{\frac {\delta {\mathcal {L}}_{\mathrm {M} }}{\delta g^{\mu \nu }}}+g_{\mu \nu }{\mathcal {L}}_{\mathrm {M} }.

Variações do tensor de curvatura, do tensor de Ricci e do escalar de Ricci[editar | editar código-fonte]

Para calcular as variações do escalar de Ricci calcula-se primeiro a variação do tensor de curvatura e a variação do tensor de Ricci. O tensor de curvatura é definido como

{R^{\rho }}_{\sigma \mu \nu }=\partial _{\mu }\Gamma _{\nu \sigma }^{\rho }-\partial _{\nu }\Gamma _{\mu \sigma }^{\rho }+\Gamma _{\mu \lambda }^{\rho }\Gamma _{\nu \sigma }^{\lambda }-\Gamma _{\nu \lambda }^{\rho }\Gamma _{\mu \sigma }^{\lambda },

Já que o tensor de curvatura depende apenas da conexão de Levi-Civita $\Gamma _{\mu \nu }^{\lambda }$ , a variação do tensor de curvatura pode ser calculado como,

\delta {R^{\rho }}_{\sigma \mu \nu }=\partial _{\mu }\delta \Gamma _{\nu \sigma }^{\rho }-\partial _{\nu }\delta \Gamma _{\mu \sigma }^{\rho }+\delta \Gamma _{\mu \lambda }^{\rho }\Gamma _{\nu \sigma }^{\lambda }+\Gamma _{\mu \lambda }^{\rho }\delta \Gamma _{\nu \sigma }^{\lambda }-\delta \Gamma _{\nu \lambda }^{\rho }\Gamma _{\mu \sigma }^{\lambda }-\Gamma _{\nu \lambda }^{\rho }\delta \Gamma _{\mu \sigma }^{\lambda }.

Agora temos $\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\rho }$ que é a diferença de duas conexões, isto é um tensor e pode-se calcular isto como derivadas convariantes,

\nabla _{\lambda }(\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\rho })=\partial _{\lambda }(\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\rho })+\Gamma _{\sigma \lambda }^{\rho }\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\sigma }-\Gamma _{\nu \lambda }^{\sigma }\delta \Gamma _{\sigma \mu }^{\rho }-\Gamma _{\mu \lambda }^{\sigma }\delta \Gamma _{\nu \sigma }^{\rho }

Observa-se agora que a expressão da variação do tensor de curvatura acima é igual à diferença de ambos os termos,

\delta R^{\rho }{}_{\sigma \mu \nu }=\nabla _{\mu }(\delta \Gamma _{\nu \sigma }^{\rho })-\nabla _{\nu }(\delta \Gamma _{\mu \sigma }^{\rho }).

Agora pode-se obter a variação do tensor de curvatura de Ricci simplesmente pela contração dos dois índices da variação do tensor de curvatura,

\delta R_{\mu \nu }\equiv \delta R^{\rho }{}_{\mu \rho \nu }=\nabla _{\rho }(\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\rho })-\nabla _{\nu }(\delta \Gamma _{\rho \mu }^{\rho }).

O escalar de Ricci é definido como

R=g^{\mu \nu }R_{\mu \nu }.\!

Logo sua variação com respeito a métrica inversa $g^{\mu \nu }$ é obtida por

{\begin{aligned}\delta R&=R_{\mu \nu }\delta g^{\mu \nu }+g^{\mu \nu }\delta R_{\mu \nu }\\&=R_{\mu \nu }\delta g^{\mu \nu }+\nabla _{\sigma }\left(g^{\mu \nu }\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\sigma }-g^{\mu \sigma }\delta \Gamma _{\rho \mu }^{\rho }\right)\end{aligned}}

Na segunda linha utilizou-se o último resultado obtido para a variação de curvatura de Ricci e a compatibilidade métrica do convariante derivativo, $\nabla _{\sigma }g^{\mu \nu }=0$ .

O último termo $\nabla _{\sigma }(g^{\mu \nu }\delta \Gamma _{\nu \mu }^{\sigma }-g^{\mu \sigma }\delta \Gamma _{\rho \mu }^{\rho })$ é uma derivada total e pelo teorema de Stokes obtem-se,

{\frac {\delta R}{\delta g^{\mu \nu }}}=R_{\mu \nu }.

Variação do determinante[editar | editar código-fonte]

A formula de Jacobi para diferenciação entre determinantes, nos dá:

\,\!\delta g=g\,g^{\mu \nu }\delta g_{\mu \nu }

ou pode-se transformar num sistema de coordenadas, onde $g_{\mu \nu }\!$ é diagonal e então aplica-se o produto para se diferenciar os fatores da diagonal principal.