MECÂNICA DE ANCELMO L. GRACELI GENERALIZADA QUÂNTICA com tensor de Graceli [1.744]

MECÂNICA DE ANCELMO L. GRACELI -QUÂNTICA GENERALIZADA COM TENSOR DE GRACELI.

$G_{\mu \nu }\$ = TENSOR DE ANCELMO L. GRACELI.

$G$

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

[EQUAÇÃO FUNDAMENTAL RELACIONANDO TENSOR DE GRACELI [ $G_{\mu \nu }\$ ], E OPERADOR DO GRACELI.[ $G$

TENSOR DE ANCELMO L. GRACELI.

O TENSOR DE GRACELI REPRESENTA OSCILAÇÕES, ONDULAÇÕES, VARIAÇÕES, TRANSFORMAÇÕES VIBRAÇÕES , ETC EM RELAÇÃO AO TEMPO, OU DENTRO DE UM SISTEMA QUÂNTICO.

COMO ESFERAS VIBRANDO E INTERAGINDO, OSCILANDO, EM ENTROPIA, DENTRO DE SISTEMAS DE CAMPOS E SISTEMAS TÉRMICOS, ETC.

OU MESMO UM SACO PLÁSTICO CHEIO DE ÁGUA, UMA TARRAFA AO SER JOGADA AO MAR, ETC.

$G_{\mu \nu }\$ $G_{\mu \nu }\$ ω $G$ * $ψ$ / ${\mathcal {T}}$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$

$G_{\mu \nu }\$ ω $G$ * $ψ$ / ${\mathcal {T}}$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$

$G_{\mu \nu }\$ $ψ$ ω $G$ * / ${\mathcal {T}}$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$

MECÂNICA QUÂNTICA ENTRÓPICA DE ANCELMO L. GRACELI.

ENTROPIDINÂMICA QUÂNTICA GRACELI.

POSTULADOS.

1] SISTEMAS ENTRÓPICOS QUANDO INSERIDOS UNS DENTRO DE OUTROS, TENDEM A VARIAR E EQUALIZAR EM INTENSIDADE CONFORME OS TIPOS, ENERGIAS, TEMPERATURAS , ESTADOS FÍSICOS, E POTENCIAIS, E ELETROMAGNETISMO DE CADA UM.. E CONFORME O OPERADOS DE GRACELI [ $G$

2] FORMANDO ASSIM, ESTADOS ENTRÓPICOS. OU ESTADOS ENTROPIDINÂMICOS E OU QUÂNTICOS.

3] FORMANDO ASSIM, TENSORES ENTRÓPICOS.

ALGUMAS EQUAÇÕES.

ENTROPIA QUÂNTICA GENERALIZADA DE ANCELMO L. GRACELI.

$G_{\mu \nu }\$ = TENSOR DE ANCELMO L. GRACELI.

$G$ $G_{\mu \nu }\$ $G$ $\lambda$ $\psi ^{*}$ $T_{\mu \nu }$ ${\frac {h}{m_{e}c}}$ ] [ $S=k\cdot \ln \Omega$ ] $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

Uma analogia comumente utilizada para explicar o fenômeno do tunelamento quântico consiste em se imaginar uma colina e um trenó subindo em direção ao seu cume. À medida que o trenó vai subindo a colina, parte de sua energia cinética transforma-se em energia potencial gravitacional U. Quando o cume da colina é atingido, o trenó tem energia potencial Ub. Se a energia mecânica inicial E do trenó for maior que Ub, o trenó poderá chegar até o outro lado da colina. Contudo, se E for menor que Ub, a física clássica garante que não existe a possibilidade de o trenó ser encontrado do outro lado da colina. Na mecânica quântica, porém, existe uma probabilidade finita de que esse trenó apareça do outro lado, movendo-se para a direita com energia E, como se nada tivesse acontecido. Dizemos que a colina se comporta como uma barreira de energia potencial, exemplificando de maneira simplista o efeito Túnel.^[9]

Considerando um elétron e a densidade de probabilidade $\Psi$ da onda de matéria associada a ele, pode-se considerar três regiões: antes da barreira potencial (região I), a região de largura L da barreira (região II) e uma região posterior à barreira (região III). A abordagem da mecânica quântica é baseada na equação de Schrödinger, a qual tem solução para todas as três regiões. Nas regiões I e III, a solução é uma equação senoidal, enquanto na segunda a solução é uma função exponencial. Nenhuma das probabilidades é zero, embora na região III a probabilidade seja bem baixa.^[5]

O coeficiente de transmissão (T) de uma determinada barreira é definido como uma fração dos elétrons que conseguem atravessá-la. Assim, por exemplo, se T= 0,020, isso significa que para cada 1000 elétrons que colidem com a barreira, 20 elétrons (em média) a atravessam e 980 são refletidos.

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

Por causa da forma exponencial da equação acima, o valor de T é muito sensível às três variáveis de que depende: a massa m da partícula, a largura L da barreira e a diferença de energia (Ub – E) entre a energia máxima da barreira e a energia da partícula. Constatamos também pelas equações que T nunca pode ser zero

$G_{\mu \nu }\$ $G_{\mu \nu }\$ $G$ $T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

O fenômeno da desintegração espontânea do núcleo de um átomo com a emissão de algumas radiações é chamado de radioatividade. A radioatividade transforma núcleos instáveis fazendo surgir as radiações α, β e γ.

A lei fundamental do decaimento radioativo afirma que a taxa de decaimento é proporcional ao número de núcleos que ainda não decaíram:

$N=N_{o}.e^{-\lambda .t}$

Esta é a equação da lei básica para a radioatividade.

A medida da intensidade da radioatividade é feita em duas unidades que são:

Curie: Definido como a quantidade de material radioativo que

dá $3,7\times 10^{10}$ desintegrações por segundo.

Rutherford (Rd): é definido como a quantidade de substância radioativa que dá $10^{6}$ desintegrações por segundo.

Quantização da radioatividade

O decaimento radioativo é um processo que envolve conceitos de probabilidade. Partículas dentro de um átomo têm certas probabilidades de decair por unidade de tempo de uma maneira espontânea. A probabilidade de decaimento é independente da vida previa da partícula. Por exemplo se N(t) é considerado o número de partículas como função do tempo, então, temos a taxa de decaimento sendo proporcional a N.^[4]

Formulando matematicamente temos:

${\frac {-dN(t)}{dt}}=\lambda N$

A constante de proporcionalidade tem dimensão inversamente proporcional ao tempo.

$N(t)=N_{0}e^{-\lambda t}$

onde $N_{0}$ é o número inicial de partículas. O número de partículas de um dado elemento decai exponencialmente numa taxa diretamente proporcional ao elemento. Define-se a vida média de um elemento como

$\tau ={\frac {1}{\lambda }}$

Tendo um exemplo de muitas partículas, 1/e delas (cerca de 37,8%) não decairão após um tempo $\tau$ . Na Física Nuclear trabalha-se com o conceito de vida média, que é o tempo depois do qual a amostra se reduziu à metade.^[4]

Relacionando essas duas quantidades, assim temos:

$e^{-t1/2/\tau }={\frac {1}{2}}\Rightarrow t1/2=\tau \ln 2$

$G_{\mu \nu }\$ $N=N_{o}.e^{-\lambda .t}$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$

$G_{\mu \nu }\$ ${\frac {-dN(t)}{dt}}=\lambda N$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$

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