Em mecânica dos sólidos é comum analisar as propriedades de vigas com área de seção transversal constante. O teorema de Saint-Venant estabelece que a seção transversal simplesmente conexa (sem furos) com máxima rigidez torsional é um círculo.^[1] É nomeado em memória do matemático francês Adhémar Jean Claude Barré de Saint-Venant.

Dado um domínio simplesmente conexo D no plano com área A, sendo

\rho

o raio e

\sigma

a área de seu maior círculo inscrito, a rigidez torsional P de D é definida por

P=4\sup _{f}{\frac {\left(\iint \limits _{D}f\,dx\,dy\right)^{2}}{\iint \limits _{D}\left({f_{x}}^{2}+{f_{y}}^{2}\right)\,dx\,dy}}.

x

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

Aqui o supremo é tomado sobre todas as funções continuamente diferenciáveis nulas sobre o contorno de D. A existência deste supremo é uma consequência da desigualdade de Poincaré.

Saint-Venant^[2] conjecturou em 1856 que para todos os domínios D de igual área A o círcular tem a maior rigidez torsional, isto é

P\leq P_{\text{circle}}\leq {\frac {A^{2}}{2\pi }}.

x

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

Uma prova rigorosa desta desigualdade foi dada em 1948 por George Pólya.^[3] Outra prova foi dada por Harold Davenport.^[4] Uma prova mais geral e uma estimativa

P<4\rho ^{2}A

foi dada por Makai.^[1]

x

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

x
TRANSFORMAÇÕES ⇔ INTERAÇÕES ⇔ TUNELAMENTO ⇔ EMARANHAMENTO ⇔ CONDUTIVIDADE ⇔ DIFRAÇÕES ⇔ 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.

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

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

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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.
x
sistema de transições de estados, e estados de Graceli, fluxos aleatórios quântico, potencial entrópico e de entalpia.
x
TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
X
T l   T l    E l      Fl        dfG l
N l   El             tf l
P l   Ml           tfefel
Ta l   Rl
         Ll
D

O Teorema Virial estabelece que a energia cinética média de um sistema de partículas é igual ao seu virial para os casos em que o valor médio de G seja constante (

\langle {\frac {dG}{dt}}\rangle =0

\langle T\rangle =S=-{\frac {1}{2}}\left\langle \sum _{{k=1}}^{{N}}{\mathbf {F}}_{{k}}\cdot {\mathbf {r}}_{{k}}\right\rangle

^[1].

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

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

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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.
x
sistema de transições de estados, e estados de Graceli, fluxos aleatórios quântico, potencial entrópico e de entalpia.
x
TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
X
T l   T l    E l      Fl        dfG l
N l   El             tf l
P l   Ml           tfefel
Ta l   Rl
         Ll
D

Considere-se a seguinte quantidade física:

G=\sum _{{k=1}}^{{N}}{\mathbf {p}}_{{k}}\cdot {\mathbf {r}}_{{k}}

x

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

onde

{\mathbf {r}}_{{k}}

{\mathbf {p}}_{{k}}

são o vetor posição e o vetor momento, respectivamente, da k-ésima partícula de um sistema de partículas. O virial

S

de um conjunto de

N

partículas é definido de tal forma que

S=-{\frac {1}{2}}\left\langle \sum _{{k=1}}^{{N}}{\frac {d{\mathbf {p}}_{{k}}}{dt}}\cdot {\mathbf {r}}_{{k}}\right\rangle =-{\frac {1}{2}}\left\langle \sum _{{k=1}}^{{N}}{\mathbf {F}}_{{k}}\cdot {\mathbf {r}}_{{k}}\right\rangle

x

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

onde o símbolo

\left\langle \right\rangle

representa a média temporal da grandeza por ele encerrada ao longo do intervalo de tempo adequado à situação, tipicamente o período de oscilação em movimentos periódicos.

A expressão "virial" deriva do Latim, vis, viris, palavra para "força" ou "energia" e foi cunhada por Rudolf Clausius (1822-1888) em 1870.

Uma das grandes utilidades do teorema do virial se deve ao fato de que ele permite que a energia cinética total seja calculada mesmo para sistemas complicados que não têm uma solução exata, tais como aqueles considerados em mecânica estatística. Por exemplo, o teorema do virial pode ser usado para derivar o teorema da equipartição, a equação de Clapeyron para os gases ideais ou mesmo para calcular o limite de Chandrasekhar para a estabilidade de estrelas anãs brancas.

sexta-feira, 23 de agosto de 2019

INÉRCIA GRACELI QUÂNTICA.

QUANDO UM SISTEMA OU ESTADO QUÂNTICO NÃO ALTERA O SEU ESTADO DE ENERGIA, INTERAÇÕES , OU MESMO DE TRANSFORMAÇÕES DENTRO DE UM SISTEMA SDCTI -GRACELI -CADEIAS DE INTERAÇÕES E DIMENSÕES FENOMÊNICAS.

OBSERVAÇÃO.

[COISA IMPOSSÍVEL DE ACONTECER PARA O SISTEMA SDCTI - GRACELI - CADEIAS DE INTERAÇÕES E DIMENSÕES FENOMÊNICAS].

O ENTRELAÇAMENTO QUÂNTICO VARIA CONFORME O SDCTI-GRACELI -CADEIAS DE INTERAÇÕES E DIMENSÕES FENOMÊNICAS.

O MESMO ACONTECE PARA O PRINCÍPIO DA INCERTEZA, O DA EXCLUSÃO DE PAULI, EPR, E TUNELAMENTO QUÂNTICO.

A teoria do absorvedor de Wheeler e Feynman, também chamada teoria time-symmetric, teoria do meio absorvente^[1] ou teoria de ação à distância de Wheeler e Feynman,^[2]cujos criadores foram os físicos Richard Feynman e John Archibald Wheeler, é uma interpretação da eletrodinâmica que parte da ideia de que uma solução para as equações de campo eletromagnético tem que ser simétrica em relação ao inverso do tempo, tal como as próprias equações de campo. A razão disso é principalmente a importância da simetria T na Física. De fato não há razão aparente para que tal simetria deva ser quebrada e, portanto, uma direção do tempo não tem privilégios em relação à outra. Assim, uma teoria que respeite essa simetria parece mais elegante do que teorias em que se tem que eleger arbitrariamente uma direção do tempo como preferida em relação às demais.

Outra ideia-chave reminiscente do princípio de Mach e atribuída a Hugo Tetrode é a de que partículas elementares atuam sobre outras partículas elementares, que não elas próprias. Isso imediatamente remove o problema das autoenergias.

Resolução de problema de causalidade[editar | editar código-fonte]

T.C. Scott e R.A. Moore demonstraram que a aparente falta de causalidade, causada pela presença de avançado potenciaus de Liénard-Wiechert na sua formulação original pode ser removido através da fusão a sua teoria dentro de uma formulação totalmente relativista eletrodinâmica muitos de corpo, em termos de potenciais retardados apenas sem as complicações de a parte de absorção da teoria.^[3]^[4] Se considerarmos a Lagrangiana agindo sobre a partícula um dos campos de tempo simétricos gerados pela partícula 2, temos:

L_{1}=T_{1}-{\frac {1}{2}}\left((V_{R})_{1}^{2}+(V_{A})_{1}^{2}\right)

x

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

onde

T_{i}

é a energia cinética relativística funcional de partícula i, e,

(V_{R})_{j}^{i}

(V_{A})_{j}^{i}

são, respectivamente, os potenciais retardados e avançado de Liénard-Wiechertagindo em partícula j dos campos eletromagnéticos gerados por partícula relativista i. Por outro lado, a lagrangiana correspondente para partícula 2 fez sinal por partícula 1 é:

L_{2}=T_{2}-{\frac {1}{2}}\left((V_{R})_{2}^{1}+(V_{A})_{2}^{1}\right).

x

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

Foi inicialmente demonstrado com matemática experimental através de matemática simbólica^[5] e em seguida demonstrado matematicamente^[6] de que a diferença entre um potencial retardado de partícula i agir sobre partícula j, e o potencial avançado de j partícula agindo sobre a partícula i é simplesmente um tempo total derivado :

{\frac {dF}{dt}}=(V_{R})_{j}^{i}-(V_{A})_{i}^{j}

x

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

ou uma "divergência", como é chamado no cálculo das variações , porque em nada contribui para as equações de Euler-Lagrange. Assim, através da adição da quantidade adequada de derivados de tempo total para estes lagrangianas, os potenciais avançados podem ser eliminados. O Lagrangeano para o problema dos N-Corpos é, portanto:

L=\sum _{i=1}^{N}T_{i}-{\frac {1}{2}}\sum _{i\neq j}^{N}(V_{R})_{j}^{i}

x

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

em que os potenciais avançados não fazem nenhuma aparência. Além disso, esta apresenta simetria Lagrangiana partícula-partícula.^[3] Para

N=2

este Lagrangiana gerará exactamente as mesmas equações do movimento de

L_{1}

L_{2}

e, conseqüentemente, a física do problema é preservada. Assim, do ponto de vista de um observador do lado de fora da visualização relativista problema n-corpo , tudo é causal. No entanto, se isolar as forças que atuam sobre um corpo particular, o potencial avançado faz a sua aparição. Esta reformulação do problema vem com um preço: o N-corpo Lagrangiana depende de todas as derivadas temporais das curvas traçadas por todas as partículas ou seja, o Lagrangiano é a ordem infinita. No entanto, sob simetria troca de partículas totais e Generalized Momenta (resultante da definição de uma ordem de Lagrange infinito) são conservados. O recurso que pode parecer uma não-local é que o princípio de Hamilton é aplicada a um sistema de muitas partículas relativista como um todo, mas isso é o máximo que se pode ir com a teoria clássica (não da mecânica quântica). No entanto, muito progresso foi feito em examinar a questão não resolvida da quantização da teoria.^[7]^[8]^[9] As soluções numéricas para o problema clássico também foram encontradas.^[10] Note também que esta formulação recupera a lagrangiana de Darwin de que a equação Breit foi originalmente derivada, mas sem os termos dissipativos. [4] Isso garante acordo com a teoria ea experiência até, mas não incluindo o desvio de Lamb. Uma vantagem importante de sua abordagem é a formulação de uma canônica impulso generalizado totalmente preservado, tal como apresentado em artigo de revisão abrangente à luz do paradoxo EPR.^[11]

quinta-feira, 22 de agosto de 2019

Lei de Gay-Lussac refere-se à diferentes leis nomeadas em homenagem ao cientista francês Joseph Louis Gay-Lussac (1778-1850) e que tratam das propriedades dos gases. As leis de Gay-Lussac se aplicam tanto quimicamente, quanto fisicamente no comportamento dos gases.

Índice

1ª Lei: Proporções Volumétricas[editar | editar código-fonte]

O estudo da transformação isovolumétrica (abaixo), resultou na Lei Volumétrica de Gay-Lussac. É também conhecida pela lei da combinação de volumes ou lei das proporções volumétricas constantes, e é utilizada, em maior parte, no ramo da química. Tem relação com o estudo dos volumes dos gases que participam de uma reação química. Tem o seguinte enunciado:
"Gases nas mesmas condições de pressão e temperatura, seus volumes mantém-se em proporções fixas."
Os valores dos volumes em uma reação química são diferentes dos valores matemáticos.
Em relação a transformação volumétrica, a lei de Gay-Lussac diz, em resumo, além da proporção volumétrica dos gases, quando medidos na mesma temperatura e pressão, serem constantes, há também uma razão de números inteiros, em geral pequenos, existente entre os volumes dos gases reagente e os produtos da reação química.

2ª Lei: Transformação Isovolumétrica[editar | editar código-fonte]

É também conhecida por isocórica^[1] ou isomérica, e ocorre quando o volume de um dado gás permanece constante, mas com variações de temperatura que acarretam em variações de pressão. Também relaciona o volume de substâncias gasosas antes e depois da ocorrência de reações químicas. Tem o seguinte enunciado:
"Para uma certa massa fixa de gás, com seu volume constante, sua pressão é diretamente proporcional à sua temperatura."
Tem-se então a relação:
${\frac {P}{T}}=k_{PT}\quad \therefore \quad P\propto T$
$x$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
onde:
$P$ é a pressão do gas.
$T$ é a temperatura termodinâmica.
$k_{PT}$ é uma constante.
Portanto para comparar a mesma substância em estados diferentes (estando de acordo com as condições acima) afirma-se que:
${\frac {P_{1}}{T_{1}}}={\frac {P_{2}}{T_{2}}}\qquad \mathrm {ou} \qquad {P_{1}}{T_{2}}={P_{2}}{T_{1}}$
$x$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
Em uma transformação isovolumétrica, o aumento da pressão do gás ocorre devido ao aumento das colisões entre moléculas, quando a temperatura aumenta. Esse efeito pode ser notado, por exemplo, nos pneus de borracha, pois quando a sua temperatura aumenta, a pressão no interior dos pneus também se eleva. Daí então a importância da calibragem regular dos pneus, a fim de regular os níveis de pressão.
Essa relação entre variáveis foi publicada em 1802, baseada no estudo desenvolvido cerca de 20 anos antes pelo também francês Jacques Charles, à quem foi atribuída a descoberta da relação entre temperatura e volume de um certo gás, com pressão constante, conhecida por '''Lei de Charles''. Devido à essa semelhança, é comumente encontrado na literatura a nomenclatura "Lei de Gay-Lussac e Charles".A semelhança entre leis também permitiu que Gay-Lussac e Lord Kelvin estabelecessem o valor de zero absoluto de temperatura, resultando assim na criação da escala Kelvin.^[2]

3ª Lei: Transformação Isobárica[editar | editar código-fonte]

É uma das leis das transformações gasosas, cujo enunciado diz:
"Em uma transformação isobárica, para uma certa massa gasosa, volume e temperatura são diretamente proporcionais."
Obtendo, assim, a seguinte relação:
${\frac {V_{1}}{T_{1}}}={\frac {V_{2}}{T_{2}}}$
$x$

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

x
TRANSFORMAÇÕES ⇔ INTERAÇÕES  ⇔ TUNELAMENTO ⇔ EMARANHAMENTO ⇔ CONDUTIVIDADE  ⇔ DIFRAÇÕES ⇔ 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.

$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$ +

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

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

$\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}$ +

+   $\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}$

$E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx$

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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.
x
sistema de transições de estados, e estados de Graceli, fluxos aleatórios quântico, potencial entrópico e de entalpia.
x
TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
X
T l   T l    E l      Fl        dfG l
N l   El             tf l
P l   Ml           tfefel
Ta l   Rl
         Ll
D
Para a compreensão da Lei de Gay-Lussac, considere um gás em um recipiente com uma tampa que seja móvel. Dessa forma, se aquece o gás, deixando a tampa livre. Com o aumento da temperatura, é possível notar a expansão do gás, resultando na elevação da tampa e, em consequência, o aumento do volume. Então, se a temperatura aumenta, o volume também deve aumentar. E vice-versa. Para que a pressão permaneça constante.

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Lei de Gay-Lussac no SDCTI GRACELI -CADEIAS DE INTERAÇÕES E DIMEN . FENOM.

quinta-feira, 22 de agosto de 2019

Lei de Gay-Lussac refere-se à diferentes leis nomeadas em homenagem ao cientista francês Joseph Louis Gay-Lussac (1778-1850) e que tratam das propriedades dos gases. As leis de Gay-Lussac se aplicam tanto quimicamente, quanto fisicamente no comportamento dos gases.

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1ª Lei: Proporções Volumétricas[editar | editar código-fonte]

2ª Lei: Transformação Isovolumétrica[editar | editar código-fonte]

3ª Lei: Transformação Isobárica[editar | editar código-fonte]

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