tqoaiG =[hc][T/IEEpei [it]=[pTEMRLD] e[fao][ itd][iicee]tetdvd [pe] cee [caG].]
tqoaiG =Trajetórias quântica oscilatórias aleatórias indeterminadas Graceli.
Temperatura dividido por isótopos e estados físicos e estados potenciais de energias e isotopos = emissões, fluxos aleatórios de ondas, interações de íons, cargas e energias estruturas, tunelamentos e emaranhamentos, transformações e decaimentos, vibrações e dilatações, potencial eletrostático, condutividades, entropias e entalpias. categorias e agentes de Graceli.
h e = índice quântico e velocidade da luz.
[pTEMRD] = POTENCIAL TÉRMICO, ELÉTRICO, MAGNÉTICO, RADIOATIVO, DINÂMICO]..
um sistema gravitacional quântico Graceli que varia conforme energias, potenciais, estruturas, fenômenos, interações e transformações.
Ainda em 1961, no livro Gravitation: An Introduction to Current Research (John Wiley, p. 227), os fisicos norte-americanos R. L. Arnowitt, Stanley Deser (n.1931) e Misnerapresentaram a formulação hamiltoniana da Geometrodinâmica (ADM) da TRG. Assim, ao quantizarem essa Teoria, eles mostraram a finitude da auto-energia de uma partícula na mesma e, portanto, poderiam usar técnicas não-perturbativas na GQ. Em 1962 (Journal ofMathematical Physics 3, p. 566), Newman e o cosmólogo inglês Roger Penrose (n.1931) introduziram na TRG um formalismo envolvendo quantidades spinoriais. Ainda em 1962 (Nuovo Cimento 26, p. 53), o físico israelense Asher Peres (1934-2005) usou a formulação ADM e deduziu a equação de Hamilton-Jacobi para a TGR e, daí, ela passou a ser conhecida como da Equação de Einstein-Hamilton-Jacobi ou Equação de Peres:
g-1/2[(1/2) gab gcd - gac gbd] (
S/gab) (S/gcd) + g1/2 R
S/gab) (S/gcd) + g1/2 R tqoaiG =[hc][T/IEEpei [it]=[pTEMRLD] e[fao][ itd][iicee]tetdvd [pe] cee [caG].]
onde g é o determinante da métrica (gij) 3-ADM [g = det (gij)], S é a ação e R é a curvatura dessa 3-geometria. Note que essa equação traduz a propagação de S (“cristas de onda”) no superespaço.
Um novo aspecto da QG foi apresentado por Penrose, em 1963 (Physical ReviewLetters 10, p. 66), ao considerar a hipótese de que o espaço poderia decorrer de uma estrutura quântica combinatorial e, desse modo, seus estudos levaram às redes de spin, como veremos mais adiante. No entanto, como essa ideia quantizava apenas o grupo de rotações (que envolve momento angular) e não o grupo de Lorentz (base das Teorias Especial e Geral da Relatividade), Penrose desenvolveu uma nova técnica (twistors, semelhantes aos spinores na TQC) para tratar das questões assintóticas nessas Teorias Relativistas. É interessante destacar que Penrose estava interessado em estudar a estrutura global do espaço-tempo e as equações de campos que descrevem partículas com massa de repouso nula, pois as mesmas são invariantes por uma transformação conforme, que é uma operação matemática que conserva a mesma forma de uma figura original. Destaque-se que, também em 1963 (Acta Physical Polonica 24, p. 697), o físico norte-americano Richard Philips Feynman (1918-1988; PNF, 1965) usou seu formalismo quântico para calcular as amplitudes das transições quânticas gravitacionais. Em 1964 (Physics Letters 9, p. 357; Physical ReviewB135, p. 1049; B140, p. 516), o físico norte-americano Steven Weinberg (n.1933; PNF, 1979) estudou a probabilidade de emissão de ondas gravitacionais (grávitons) usando a Mecânica Quântica.
Equação de Wheeler-DeWitt(EW-DW) (em notação atual):
,tqoaiG =[hc][T/IEEpei [it]=[pTEMRLD] e[fao][ itd][iicee]tetdvd [pe] cee [caG].]
onde G é a constante gravitacional, Λ é o termo cosmológico, r(t) = R(t) s, sendo s um fator de escala, γ = 1 para a radiação gravitacional , γ = 0 para a matéria gravitacional, c
0 é uma constante, k = 0, + 1, -1, dependendo da geometria (plana, esférica e hiperbólica), e 
é o operador hamiltoniano forçado (“constraint”) da TRG. Essa equação se aplica apenas ao campo gravitacional (
) e não para uma partícula em movimento nesse mesmo campo. Essa diferença é a mesma que acontece entre o campo eletromagnético maxwelliano e o movimento de uma partícula carregada nesse campo.
0 é uma constante, k = 0, + 1, -1, dependendo da geometria (plana, esférica e hiperbólica), e é o operador hamiltoniano forçado (“constraint”) da TRG. Essa equação se aplica apenas ao campo gravitacional () e não para uma partícula em movimento nesse mesmo campo. Essa diferença é a mesma que acontece entre o campo eletromagnético maxwelliano e o movimento de uma partícula carregada nesse campo.
a emissão de partículas por parte de um BN, hoje conhecida como radiação (efeito) Hawking, foi completada por Hawking, em 1975 (Communications in Mathematical Physics 43, p. 199), em um trabalho no qual deduziu a célebre fórmula para a entropia de um buraco negro (SBN) que, no caso de ele ser esfericamente simétrico, tem a forma: SBH = 8π2 M2 (kB G/h c), hoje conhecida como Fórmula de Bekenstein-Hawking (FB-H), expressão que claramente que a entropia por unidade massa (SBN/M) é proporcional à massa M do buraco negro, confirmando o que Hawking havia sugerido no artigo de 1974 (visto acima), ou seja, que um BN poderia irradiar. Registre-se que um resultado análogo a esse foi encontrado, ainda em 1975, em trabalhos independentes de Robert M. Wald (Communications in Mathematical Physics 45, p. 9) e L. Parker (Physical Review D12, p. 1519). Observe-se que, em 1996 (Physics Letters B379, p. 99), a origem microscópica da FB-H foi discutida pelos físicos Strominger e o iraniano-norte-americano Cumrun Vafa (n.1960) por intermédio da Teoria de Cordas; neste artigo eles mostraram que os BN são corpos complexos, feitos de estruturas quânticas multidimensionais: as D-branas. Para outros detalhes sobre os buracos negros, ver: Kip S. Thorne, Black Holes & Time Warps (W. W. Norton & Company, 1994).
SBH = 8π2 M2 (kB G/h c),
tqoaiG =[hc][T/IEEpei [it]=[pTEMRLD] e[fao][ itd][iicee]tetdvd [pe] cee [caG].]
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