MATEMÁTICA GRACELI.

NÚMEROS SEQU]ENCIAIS DE GRACELI.

É TODO TIPO DE NÚMERO EM SEQUÊNCIA QUE É PRODUTO DE UM DIVISÃO.

COMO:
PI / 1.1. =
PI / 1.11 =
PI  / 1.111 =

1 / PROGRESSÃO DE TRES [3]. =

4 / 3 . =

E OUTROS

ESTADOS DE ENERGIAS  QUÂNTICO DE GRACELI.

se tem sensibilidades térmicas diferentes conforme os tipos de materiais e tipos de energias que são empregadas, provando assim que os estados de energias e quântico variam conforme são empregadas tipos diferenciados de energias.


ou seja, com amesma temperatura se tem sensibilidades variadas conforme esta temperaura foi produzida sobre um esmo material.

e o mesmo acorre sobre materiais diferenciados.

ou seja, estados de energias variados em mesmos materiais, e também em materiais diferenciados.

X

TERCEIRA QUANTIZAÇÃO PELO SDCTIE GRACELI

TRANS-QUÂNTICA SDCTIE GRACELI, TRANSCENDENTE, RELATIVISTA SDCTIE GRACELI, E TRANS-INDETERMINADA.

FUNDAMENTA-SE EM QUE TODA FORMA DE REALIDADE SE ENCONTRA EM TRANSFORMAÇÕES, INTERAÇÕES, TRANSIÇÕES DE ESTADOS [ESTADOS DE GRACELI], ENERGIAS E FENÔMENOS DENTRO DE UM SISTEMA DE DEZ OU MAIS DIMENSÕES DE GRACELI, E CATEGORIAS DE GRACELI.

FUNÇÃO GERAL GRACELI DA TRANS- INDETERMINALIDADE PELO SDCTIE GRACELI

FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL DO SISTEMA [SDCTIE GRACELI] DE  INTERAÇÕES, TRANSFORMAÇÕES EM CADEIAS, DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.  E DE ESTADOS TRANSICIONAIS =

TRANSFORMAÇÕES ⇔ INTERAÇÕES  ⇔  TUNELAMENTO ⇔ EMARANHAMENTO ⇔ CONDUTIVIDADE  ⇔ DIFRAÇÕES ⇔ estrutura eletrônica, spin, radioatividade, ABSORÇÕES E EMISSÕES INTERNA ⇔  Δ de temperatura e dinâmicas, transições de estados quântico Δ ENERGIAS,  ⇔   Δ MASSA ,   ⇔ Δ  CAMADAS ORBITAIS ,  ⇔  Δ FENÔMENOS  ,  ⇔  Δ  DINÂMICAS,   ⇔  Δ  VALÊNCIAS,   ⇔  Δ BANDAS,  Δ  entropia e de entalpia,  E OUTROS.  

x

 [EQUAÇÃO DE DIRAC].

 + FUNÇÃO TÉRMICA.

   +    FUNÇÃO DE RADIOATIVIDADE

  ,      +   FUNÇÃO DE TUNELAMENTO QUÂNTICO.

  + ENTROPIA REVERSÍVEL 

+      FUNÇÃO DE CONDUÇÃO ELETROMAGNÉTICA

 ENERGIA DE PLANCK

X

• 
  V [R] [MA] =  Δe,M, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM......

  ΤDCG

  X

  Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM......  =
  x
  

  sistema de dez dimensões de Graceli + 

  DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.[como, spins, posicionamento, afastamento, ESTRUTURA ELETRÔNICA, e outras já relacionadas]..
• 
  
• DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
  

  x

  sistema de transições de estados, e estados  de Graceli, fluxos aleatórios quântico, potencial entrópico e de entalpia. [estados de transições de fases de estados de estruturas, quântico, fenomênico, de energias, e dimensional [sistema de estados de Graceli].

  x

número atômico, estrutura eletrônica, níveis de energia 

[comprimento de onda (λ).

onde c, velocidade da luz, é igual a .]

X

• TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI.
• X
• CATEGORIAS DE GRACELI
• T l    T l     E l       Fl         dfG l   

  N l    El                 tf l

  P l    Ml                 tfefel 

  Ta l   Rl

           Ll
           D

X

 [ESTADO QUÂNTICO]

Para um sistema físico composto por partículas de spin zero, existe um potencial de Coulomb blindado que é conhecido como potencial de Yukawa. Tal pontencial é da forma

${\displaystyle V\left(r\right)=-{\frac {g_{s}}{4\pi r}}e^{-{\frac {mrc}{\hbar }}}}$

X

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e que é, claramente, um potencial do tipo central. Na equação acima, ${\displaystyle g_{s}}$ é uma constante (positiva) de acoplamento que configura a intensidade da força efetiva, ${\displaystyle m}$ é a massa da partícula afetada pelo potencial, ${\displaystyle c}$ é a velocidade da luz e ${\displaystyle \hbar }$ a constante de Planck. Naturalmente, podemos mostrar que o potencial ${\displaystyle V(r)}$ está associada a uma força sempre atrativa.

A História[editar | editar código-fonte]

Hideki Yukawa (físico teórico japonês) mostrou na década de 1930 que tal potencial resulta da interação/troca de um campo escalar massivo como o campo de um bóson, também maciço. Uma vez que o mediador do campo correspondente tem um certo alcance, que é inversamente proporcional à massa do mediador de partícula ${\displaystyle m}$^[1]. Dado que o alcance aproximado da força nuclear era conhecido, a equação Yukawa poderia ser utilizada para prever o massa de repouso aproximada da partícula mediadora do campo de força, mesmo antes de ser descoberto. No caso da força nuclear, esta massa foi previsto ser cerca de 200 vezes a massa do elétron, e isto foi mais tarde considerado ser uma previsão da existência do píon, antes de ter sido detectado, em 1947.

Tal potencial tem várias aplicações, incluindo a interacção entre dois núcleos. Dois núcleos podem experimentar forte interação atrativa devido à taxa de câmbio pions carregados, semelhante à forma como duas partículas interagem eletromagneticamente através da troca de fótons. Como o campo eletromagnético é "transportado" por fótons, o campo piônico potencial, expressamente descrito por Yukawa, é "transportado" por pions.

Relação com o potencial de Coulomb[editar | editar código-fonte]

Potencial em função de r

Se tomarmos o limite ${\displaystyle m}$ → ${\displaystyle 0}$ (ou até mesmo a igualdade) no potencial de Yukawa, nós temos

${\displaystyle V\left(r\right)=-{\frac {g_{s}}{4\pi r}}}$

X

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de modo que podemos identificar a equação acima, com a ${\displaystyle g_{s}=Q/}$ε${\displaystyle _{0}}$, como o potencial de Coulomb. Diferentemente do potencial de Yukawa, podemos ver claramente que ${\displaystyle V_{Coulomb}(r)}$ decresce muito lentamente, enquanto que o potencial de Yukawa decresce muito rapidamente (a depender da massa m). Por essa razão, dizemos que o potencial de Yukawa é um potencial de curto alcance, enquanto que o potencial de Coulomb não é. No gráfico que é apresentado ao lado, podemos ver como o potencial de Yukawa comporta-se, com a distância ${\displaystyle r}$, para diferentes valores de ${\displaystyle m}$.

Em física de partículas, processo Drell-Yan é a criação de um fóton virtual a partir da combinação de pártons de dois hádrons que colidem. O subsequente "decaimento" deste fóton em um par de léptons termina a caracterização do processo. No referencial de centro de massa dos hádrons, a combinação de ordem dominante é a aniquilação de um quark de um hádron com um antiquark do outro hádron. Na ordem próxima à dominante há a emissão de um glúon (vulgo termo de aniquilação) além do fóton e também a combinação de um (anti)quark de um hádron com um glúon do outro hádron, formando o fóton virtual mais um (anti)quark (vulgo termo de espalhamento Compton).

Processo Drell-Yan em ordem dominante: um quark de um hádron e um antiquark do outro hádron são aniquilados para formar um fóton virtual que posteriormente decai em um par de lépton-antilépton (ex. múon-antimúon).

X

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O processo s (de slow, lento, em inglês), ou captura lenta de nêutrons é um tipo de nucleossíntese que requer condições de menor densidade neutrônica e menor temperatura nas estrelas que o processo r.[1] Nessas condições o índice de captura neutrônica pelos núcleos é lento se o comparamos com a velocidade de desintegração beta. São obtidos isótopos estáveis movendo-se ao longo do vale de estabilidade dentro da tabela de isótopos. O processo s produz aproximadamente a metade dos elementos mais pesados que o ferro e portanto desempenha um papel importante dentro da evolução química galáctica. O proceso s difere do r, mais rápido, em termos de caminhos de reação e condições de reação. Acredita-se que o processo s ocorra em estrelas mais massivas que o Sol, principalmente nas pertencentes ao ramo assintótico das gigantes (AGB em inglês). A diferença do processo r, que pode dar-se durante segundos em cercanias explosivas, o processo s pode alongar-se por milhares de anos. O grau segundo o qual o processo s faz aumentar o número atômico dos elementos ao longo da tabela isotópica depende essencialmente da capacidade da estrela para produzir nêutrons, e pela quantidade inicial de ferro presente. O ferro é o material de partida necessário para que se dê este tipo de captura neutrônica-desintegração beta, a partir da qual se sintetizam novos elementos.

Fontes de nêutrons[editar | editar código-fonte]

As principais fontes de nêutrons são: 13C + α → 16O + n 22Ne + α → 25Mg + n X

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Se aprecia facilmente qual venha ser a principal fonte de nêutrons e qual a secundária (ver processo triplo-alfa). A fonte principal produz elementos pesados além do Sr e do Y, até chegar ao chumbo nas estrelas com o índice de metalicidade mais baixo. O lugar de produção do componente principal são as estrelas menos massivas do ramo assintótico das gigantes. O componente secundário do processo s abarca elementos do grupo do ferro até o estrôncio e o ítrio, e inicia ao final do ciclo de fusão nuclear do hélio e do carbono nas estrelas mais massivas. O processo s é frequentemente tratado usando a chamada "aproximação local", que dá um modelo teórico das abundâncias dos diferentes elementos baseando-se na suposição de um fluxo neutrônico constante dentro das estrelas, de modo que o quociente de abundâncias seja inversamente proporcional ao quociente de captura neutrônica por seção transversal para cada isótopo. Esta aproximação é, como seu próprio nome indica, somente válida localmente, para isótopos de massas parecidas. Devido aos fluxos neutrônicos relativamente baixos que se esperam para que se dê o processo s (da ordem de 105 a 1011 nêutrons por cm² por segundo), não podem obter-se elementos além dos isótopos radioativos do tório ou urânio. O ciclo que põe fim ao processo S é: 209Bi + n° → 210Bi + γ 210Bi → 210Po + β- 210Po → 206Pb + α X

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É então quando o 206Pb captura três nêutrons dando 209Pb, o qual se desintegra emitindo um elétron dando 209Bi, reiniciando-se o processo. Na física, um pseudopotencial ou potencial efetivo é usado como uma aproximação para a descrição simplificada de sistemas complexos.[1] As aplicações incluem física atômica e dispersão de nêutrons. A aproximação pseudopotential foi introduzido pela primeira vez por Hans Hellmann em 1934.[2]

Pseudopotencial de Fermi[editar | editar código-fonte]

Enrico Fermi introduziu um pseudopotencial, ${\displaystyle V}$, para descrever a dispersão de um nêutron livre por um núcleo.[3] A dispersão é assumida como sendo a dispersão das ondas s, e, portanto, esféricamente simétrica. Portanto, o potencial é dado na função do raio, ${\displaystyle r}$: ${\displaystyle V(r)={\frac {4\pi \hbar ^{2}}{m}}b\,\delta (r)}$, X

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onde ${\displaystyle \hbar }$ é a constante de Planck dividida por ${\displaystyle 2\pi }$, ${\displaystyle m}$ é a massa, ${\displaystyle \delta (r)}$ é a função delta de Dirac, ${\displaystyle b}$ é o comprimento da dispersão[4] de nêutrons coerente e vinculado, e ${\displaystyle r=0}$ o centro de massa do núcleo. A transformada de Fourier desta função-${\displaystyle \delta }$ leva ao fator de forma constante de nêutrons.[5] Em física de partículas, quarkônio ( de quark + ônio, quarkônio) designa um méson sem sabor que é constituído de um quark e seu próprio antiquark. Exemplos de quarkônio são os J/ψ méson ( um exemplo de charmônio, cc) e o méson ϒ (bottomônio, bb). Por causa da grande massa do quark top do antiquark top, o topônio não existe, desde que esse par quark-antiquark decai através da interação fraca antes mesmo que a interação forte se manifeste criando esse méson. Usualmente o quarkônio refere-se apenas ao charmônio e o bottomônio, e não a algum estado de ligação quark-antiquark de quarks leves. Isso ocorre porque o quarks leves:quark up, quark down e quark strange são muito menos massivos que os quarks pesados como o quark charm,quark bottom e o quark top, e portanto os estados físicos na verdade são vistos em experimentos são misturas de estados de quarks leves na mecânica quântica. A grande diferença de massas entre os quarks charme e inferior e os quarks leves resultam em estados bem definidos em termos de par quark-antiquark de um dado sabor.

Estados de charmônio[editar | editar código-fonte]

Ver artigo principal: J/ψ meson Na tabela a seguir, a mesma partícula pode ser nomeada com a notação espectroscópica ou com a sua massa. Em muitos casos série de excitação são usadas: Ψ' é para a primeira excitação de Ψ (por razões históricas, essa partícula é chamada de partícula J/ψ); Ψ" é o segundo estado de excitação. Nomes na mesma são sinônimos. Alguns do estados são previstos, mas não foram observados; outros não são confirmados. Os números quânticos da partícula X(3872) foi medida recentemente pelo experimento LHCb no CERN[1] . Essa medida lançou luz sobre a sua identidade, excluindo a terceira opção em são: Um candidato para o estado 11D2; Um estado de charmônio híbrido; Uma molécula ${\displaystyle D^{0}{\bar {D}}^{*0}}$. Em 2005, o experimento BaBar anunciou a descoberta de um novo estado: Y(4260). [2][3] CLEO e Belle têm colaborado com essas observações. No começo, Y(4260) foi pensado par ser um estado de charmônio, mas as evidências sugerem que mais explicações exóticas, como a molécula D, uma construção de 4-quark, ou um méson híbrido. Símbolo n2S + 1LJ IG(JPC) Partícula Massa (MeV/c2) [1][ligação inativa] 11S0 0+(0−+) ηc(1S) 2980.3±1.2 13S1 0−(1−−) J/ψ(1S) 3096.916±0.011 11P1 0−(1+−) hc(1P) 3525.93±0.27 13P0 0+(0++) χc0(1P) 3414.75±0.31 13P1 0+(1++) χc1(1P) 3510.66±0.07 13P2 0+(2++) χc2(1P) 3556.20±0.09 21S0 0+(0−+) ηc(2S), or η′ c 3637±4 23S1 0−(1−−) ψ(3686) 3686.09±0.04 11D2 0+(2−+) ηc2(1D)† 13D1 0−(1−−) ψ(3770) 3772.92±0.35 13D2 0−(2−−) ψ2(1D) 13D3 0−(3−−) ψ3(1D)† 21P1 0−(1+−) hc(2P)† 23P0 0+(0++) χc0(2P)† 23P1 0+(1++) χc1(2P)† 23P2 0+(2++) χc2(2P)† ???? 1++† X(3872) 3872.2±0.8 ???? ??(1−−) Y(4260) 4263+8 −9 Notes: * Precisa de confirmação. † Predito mas não identificado ainda. † Interpretado como um estado de charmônio 1−− insípido.

X

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Estados de bottomônio[editar | editar código-fonte]

Ver artigo principal: Méson upsilon Na tabela a seguir, a mesma partícula pode ser nomeada com a notação espectroscópica ou com a sua massa. Muitas desses estados são previstos, mas não foram identificado; outros não são confirmados. Símbolo n2S+1LJ IG(JPC) Partícula Massa (MeV/c2)[2][ligação inativa] 11S0 0+(0−+) ηb(1S) 9390.9±2.8 13S1 0−(1−−) Υ(1S) 9460.30±0.26 11P1 0−(1+−) hb(1P) 13P0 0+(0++) χb0(1P) 9859.44±0.52 13P1 0+(1++) χb1(1P) 9892.76±0.40 13P2 0+(2++) χb2(1P) 9912.21±0.40 21S0 0+(0−+) ηb(2S) 23S1 0−(1−−) Υ(2S) 10023.26±0.31 11D2 0+(2−+) ηb2(1D) 13D1 0−(1−−) Υ(1D) 13D2 0−(2−−) Υ2(1D) 10161.1±1.7 13D3 0−(3−−) Υ3(1D) 21P1 0−(1+−) hb(2P) 23P0 0+(0++) χb0(2P) 10232.5±0.6 23P1 0+(1++) χb1(2P) 10255.46±0.55 23P2 0+(2++) χb2(2P) 10268.65±0.55 33S1 0−(1−−) Υ(3S) 10355.2±0.5 33PJ 0+(J++) χb(3P) 10530±5 (stat.) ± 9 (syst.)[4] 43S1 0−(1−−) Υ(4S) or Υ(10580) 10579.4±1.2 53S1 0−(1−−) Υ(10860) 10865±8 63S1 0−(1−−) Υ(11020) 11019±8 Notas: * Resultados preliminares.necessita de confirmação. O estado χb (3P) foi o primeiro estado de partícula descoberto no Large Hadron Collider. O artigo sobre essa descoberta foi submetido no arXiv em 21 de dezembro de 2011.[4][5] Em abril de 2012, experimentos DØ no Tevatron confirmaram o resultado em um artigo publicado em Phys. Rev. D.[6][7]

X

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QCD e quarkônio[editar | editar código-fonte]

A computação das propriedades dos mésons na cromodinâmica quântica (QCD) é totalmente não pertubativa. Como resultado, o único método geral disponível é uma computação direta usando técnicas do retículo QCD (LQCD). Contudo, outras técnicas são efetivas para quarkônios pesados. Os mésons de quarks leves movem-se em velocidades relativísticas, já que a massa do estado de ligação é muito maior que a massa do quark. Contudo, a velocidade dos quarks charm e bottom em seus respectivos quarkônios é suficiente pequena, então efeitos relativísticos afetam essem estados, porém menos. A velocidade estimada é de 0.3 vezes a velocidade da luz para o charmônio e 0.1 vezes a velocidade da luz para o bottomônio. A computação pode ser aproximada por uma expansão em poderes de v/c e v2/c2. Essa técnica é chamada QCD não relativística (NRQCD). NRQCD também tem sido quantizada como a teoria de retículo gauge, que providencia outra técnica para cálculos de LQCD para se usar. Boas aceitações da massa do bottomônio, e isso provê um dos melhores testes não perturbativos do LQCD. Para as medidas de massa do charmônio a aceitação não é muito boa, mas a comunidade LQCD está ativamento trabalhando em desenvolver as suas técnicas. O trabalho também tem sido feito em cálculos de propriedades de quarkônio e estados de transição entre estados.