Mostrar código-fonte de Teoria do absorvedor de Wheeler e Feynman

A '''teoria do absorvedor de Wheeler e Feynman''', também chamada '''teoria ''time-symmetric''''', '''teoria do meio absorvente'''<ref name="lapen">[http://www.journal.lapen.org.mx/dec2012/14_LAJPE_728_Rafael_Aleman_preprint_corr_f.pdf Divergencias y singularidades en la escala de Compton]{{Ligação inativa|1={{subst:DATA}} }}. Rafael Andrés Alemañ Berenguer. Lat. Am. J. Phys. Educ. Vol. 6, nº 4, dezembro de 2012, pág. 594-603.</ref> ou '''teoria de ação à distância de Wheeler e Feynman''',<ref>[http://ajlopez.zoomblog.com/archivo/2012/10/10/una-Nota-sobre-Richard-Feynman-2.html Una Nota sobre Richard Feynman (2)]. Ángel "Java" López en Blog.</ref>cujos criadores foram os  [[físico]]s [[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 [[simetria T|inverso do tempo]], tal como as próprias [[equação de campo|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 [[Filosofia do tempo|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 [[autoenergia]]s.

==Resolução de problema de causalidade==
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.<ref name=moore87>{{Citar periódico|autor=R. A. Moore|coautores=T. C. Scott e M. B. Monagan|titulo=Relativistic, many-particle Lagrangean for electromagnetic interactions |jornal=[[Physical Review Letters|Phys. Rev. Lett.]] |volume=59 |numero=5 |paginas=525–527 |ano=1987 |doi=10.1103/PhysRevLett.59.525 |bibcode = 1987PhRvL..59..525M }})</ref><ref>{{Citar periódico|autor=R. A. Moore|coautores=T. C. Scott e M. B. Monagan|titulo=A Model for a Relativistic Many-Particle Lagrangian with Electromagnetic Interactions |jornal=Can. J. Phys. |volume=66 |numero=3 |paginas=206–211 |ano=1988 |doi=10.1139/p88-032 |bibcode=1988CaJPh..66..206M }}</ref> Se considerarmos a [[Função de Lagrange|Lagrangiana]] agindo sobre a partícula um dos campos de tempo simétricos gerados pela partícula 2, temos:
:<math> L_1 = T_1 - \frac{1}{2} \left( (V_R)^2_1 + (V_A)^2_1 \right) </math>
onde <math> T_i </math> é a energia cinética relativística funcional de partícula ''i'', e,<math>(V_R)^i_j </math> e <math>(V_A)^i_j </math> 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:
:<math> L_2 = T_2 - \frac{1}{2} \left( (V_R)^1_2 + (V_A)^1_2 \right).</math>
Foi inicialmente demonstrado com matemática experimental através de [[matemática simbólica]]<ref>{{Citar periódico|autor=T. C. Scott|coautores=R. A. Moore e M. B. Monagan|titulo=Resolution of Many Particle Electrodynamics by Symbolic Manipulation |jornal=[[Computer Physics Communications|Comput. Phys. Commun.]] |volume=52 |numero=2 |paginas=261–281 |ano=1989 |bibcode=1989CoPhC..52..261S |doi=10.1016/0010-4655(89)90009-X }}</ref> e em seguida demonstrado matematicamente<ref name=Scott>{{citar periódico|autor =T. C. Scott|título=Relativistic Classical and Quantum Mechanical Treatment of the Two-body Problem|publicado= Dissertação de Mestrado em matemática, [[Universidade de Waterloo]], Canada (1986) |ano=1986|url=https://www.researchgate.net/publication/281178093_The_Relativistic_Classical_and_Quantum_Mechanical_Treatment_of_the_Two-body_Problem}}</ref> 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 :
:<math> \frac{d F}{d t} = (V_R)^i_j - (V_A)^j_i </math>
ou uma "divergência", como é chamado no [[cálculo das variações]]  , porque em nada contribui para as [[Equação de Euler-Lagrange|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:
:<math> L = \sum_{i=1}^N T_i  - \frac{1}{2} \sum_{i \ne j}^N (V_R)^i_j </math>
em que os potenciais avançados não fazem nenhuma aparência. Além disso, esta apresenta simetria Lagrangiana partícula-partícula.<ref name=moore87/> Para <math> N=2 </math> este Lagrangiana gerará ''exactamente'' as mesmas equações do movimento de  <math> L_1 </math> e <math> L_2 </math> 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.<ref>{{Citar periódico|autor=T. C. Scott|coautores=R. A. Moore|titulo=Quantization of Hamiltonians from High-Order Lagrangians |conferencia=Proceedings of the International Symposium on Spacetime Symmetries |local=Univ. of Maryland |jornal=[[Nuclear Physics (journal)|Nucl. Phys. B]] |numero=Proc. Suppl. |volume=6 |paginas=455–457 |ano=1989 |doi=10.1016/0920-5632(89)90498-2 |bibcode = 1989NuPhS...6..455S }}</ref><ref>{{Citar periódico|autor=R. A. Moore|coautores=T. C. Scott|titulo=Quantization of Second-Order Lagrangians: Model Problem |jornal=[[Physical Review|Phys. Rev. A]] |volume=44|numero=3 |paginas=1477–1484 |ano=1991 |doi=10.1103/PhysRevA.44.1477 |bibcode = 1991PhRvA..44.1477M }}</ref><ref>{{Citar periódico|autor=R. A. Moore|coautores=T. C. Scott|titulo=Quantization of Second-Order Lagrangians: The Fokker-Wheeler-Feynman model of electrodynamics |jornal=[[Physical Review|Phys. Rev. A]] |volume=46|numero=7 |paginas=3637–3645 |ano=1992 |doi=10.1103/PhysRevA.46.3637 |bibcode = 1992PhRvA..46.3637M }}</ref> As soluções numéricas para o problema clássico também foram encontradas.<ref>{{Citar periódico|autor=R. A. Moore|coautores= D. Qi e T. C. Scott|titulo=Causality of Relativistic Many-Particle Classical Dynamics Theories |jornal=Can. J. Phys. |volume=70 |numero=9 |paginas=772–781 |ano=1992 |doi=10.1139/p92-122 |bibcode = 1992CaJPh..70..772M }}</ref> 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]].<ref>{{Citar periódico|autor=T. C. Scott |coautores=D. Andrae |titulo=Quantum Nonlocality and Conservation of momentum|periódico=Phys. Essays |volume=28|numero=3|paginas=374-385|url=http://www.physicsessays.org/browse-journal-2/product/1379-15-t-c-scott-and-d-andrae-quantum-nonlocality-and-conservation-of-momentum.html|ano=2015}}</ref>

{{Referências|col=2}}

==Referências principais==
*{{citar periódico|último =J. A.  Wheeler |primeiro =R. P.  Feynman |título=Interaction with the Absorber as the Mechanism of Radiation |periódico=[[Reviews of Modern Physics]] |volume=17 |número=2–3 |páginas=157–161 |ano=1945 |doi=10.1103/RevModPhys.17.157 |bibcode = 1945RvMP...17..157W }}
*{{citar periódico|último =J. A. Wheeler |primeiro =R. P. Feynman |título=Classical Electrodynamics in Terms of Direct Interparticle Action |periódico=Reviews of Modern Physics |volume=21 |número=3 |páginas=425–433 |ano=1949 |doi=10.1103/RevModPhys.21.425 |bibcode = 1949RvMP...21..425W }}

==Ver também==
*[[Causalidade]]
*[[Não localidade]]
*[[Equação da onda]]
*[[Equações de Maxwell]]
*[[Eletrodinâmica quântica]]
*[[Entrelaçamento quântico]]
*[[Interpretação transacional]]
*[[Retrocausalidade]]
*''[[The Feynman Lectures on Physics]]''

==Ligações externas==
*[http://www2.uol.com.br/vyaestelar/interpretacao_transacional.htm O que é intepretação transacional], por Osvaldo Pessoa Jr.


{{Richard Feynman}}
{{Esboço-física}}

[[Categoria:Eletromagnetismo]]
[[Categoria:Richard Feynman]]