Formalismo post-newtoniano parametrizado
# Formalismo post-newtoniano parametrizado

El formalismo post-newtoniano es una herramienta de cálculo que expresa las ecuaciones de gravedad de Einstein (no lineales) en términos de las desviaciones de orden más bajo de la ley de gravitación universal de Newton. Esto permite hacer aproximaciones a las ecuaciones de Einstein en el caso de campos débiles. Se pueden agregar términos de orden superior para aumentar la precisión, pero para campos fuertes, a veces es preferible resolver numéricamente las ecuaciones completas. Algunas de estas aproximaciones post-newtonianas son expansiones en un pequeño parámetro, que es la relación entre la velocidad de la materia que forma el campo gravitatorio y la velocidad de la luz, que en este caso es mejor llamada la velocidad de la gravedad. En el límite, cuando la velocidad fundamental de la gravedad se vuelve infinita, la expansión post-newtoniana se reduce a la ley de la gravedad de Newton.

El formalismo post-newtoniano parametrizado o el formalismo PNP (o PPN, por sus siglas en inglés), es una versión de esta formulación que detalla explícitamente los parámetros en los cuales una teoría general de la gravedad puede diferir de la gravedad newtoniana. Se utiliza como una herramienta para comparar la gravedad de Newton y Einstein en el límite en el que el campo gravitatorio es débil y generado por objetos que se mueven lentamente en comparación con la velocidad de la luz. En general, el formalismo PPN se puede aplicar a todas las teorías métricas de la gravitación en las que todos los cuerpos satisfacen el principio de equivalencia de Einstein (EEP). La velocidad de la luz permanece constante en el formalismo de la PPN y asume que el tensor métrico es siempre simétrico.

## Historia

Las primeras parametrizaciones de la aproximación post-newtoniana fueron realizadas por Sir Arthur Stanley Eddington en 1922. Sin embargo, trataron únicamente el campo gravitacional de vacío fuera de un cuerpo esférico aislado. El Dr. Ken Nordtvedt (1968, 1969) amplió esto para incluir siete parámetros. Clifford Martin Will (1971) introdujo una descripción estresada y continua de la materia de los cuerpos celestes.

Las versiones descritas aquí se basan en Wei-Tou Ni (1972), Will y Nordtvedt (1972), Charles W. Misner et al. (1973), y Will (1981, 1993) y tienen diez parámetros.

## Notación beta-delta

Diez parámetros post-newtonianos caracterizan completamente el comportamiento de campo débil de la teoría. El formalismo ha sido una herramienta valiosa en las pruebas de relatividad general. En la notación de Will (1971), Ni (1972) y Misner et al. (1973) tienen los siguientes valores:

| $\gamma$ | ¿Cuánta curvatura del espacio $g_{ij}$ es producida por la unidad de masa en reposo? |
| - | - |
| $\beta$ | ¿Cuánta no linealidad hay en la ley de superposición para la gravedad $g_{00}$? |
| $\beta _{1}$ | ¿Cuánta gravedad es producida por unidad de energía cinética $\textstyle {\frac {1}{2}}\rho _{0}v^{2}$? |
| $\beta _{2}$ | ¿Cuánta gravedad es producida por la unidad de energía potencial gravitatoria $\rho _{0}/U$? |
| $\beta _{3}$ | ¿Cuánta gravedad produce la unidad de energía interna $\rho _{0}\Pi$? |
| $\beta _{4}$ | ¿Cuánta gravedad produce la presión unitaria $p$? |
| $\zeta$ | Diferencia entre la energía cinética radial y transversal sobre la gravedad. |
| $\eta$ | Diferencia entre la tensión radial y transversal sobre la gravedad. |
| $\Delta _{1}$ | ¿Cuánto arrastre los marcos inerciales $g_{0j}$ se produce por el momento de la unidad $\rho _{0}v$? |
| $\Delta _{2}$ | Diferencia entre el momento radial y transversal en el arrastre de marcos inerciales |

$g_{\mu \nu }$es el tensor métrico simétrico de 4 por 4 con los índices $\mu$ y $\nu$ que van de 0 a 3. A continuación, un índice de 0 indicará la hora la dirección y los índices $i$ y $j$ (que van de 1 a 3) indicarán direcciones espaciales.

En la teoría de Einstein, los valores de estos parámetros se eligen (1) para que se ajuste a la Ley de gravedad de Newton en el límite de velocidades y masas que se aproximan a cero, (2) para garantizar la conservación de la energía, la masa, el momento y el momento angular, y (3 ) para hacer las ecuaciones independientes del sistema de referencia. En esta notación, la relatividad general tiene parámetros PPN $\gamma =\beta =\beta _{1}=\beta _{2}=\beta _{3}=\beta _{4}=\Delta _{1}=\Delta _{2}=1$ y $\zeta =\eta =0$

## Notación alfa-zeta

En la notación más reciente de Will & Nordtvedt (1972) y Will (1981, 1993, 2006) se utiliza un conjunto diferente de diez parámetros de PPN.

    $\gamma =\gamma$
    $\beta =\beta$
    $\alpha _{1}=7\Delta _{1}+\Delta _{2}-4\gamma -4$
    $\alpha _{2}=\Delta _{2}+\zeta -1$
    $\alpha _{3}=4\beta _{1}-2\gamma -2-\zeta$
    $\zeta _{1}=\zeta$
    $\zeta _{2}=2\beta +2\beta _{2}-3\gamma -1$
    $\zeta _{3}=\beta _{3}-1$
    $\zeta _{4}=\beta _{4}-\gamma$
    $\xi$se calcula a partir de $3\eta =12\beta -3\gamma -9+10\xi -3\alpha _{1}+2\alpha _{2}-2\zeta _{1}-\zeta _{2}$

El significado de estos es que $\alpha _{1}$, $\alpha _{2}$ y $\alpha _{3}$ miden la extensión de los efectos de cuadro preferidos. $\zeta _{1}$, $\zeta _{2}$, $\zeta _{3}$, $\zeta _{4}$ y $\alpha _{3}$ mide el fracaso de la conservación de la energía, el momento y el momento angular.

En esta notación, la relatividad general tiene parámetros PPN.

    $\gamma =\beta =1$ and $\alpha _{1}=\alpha _{2}=\alpha _{3}=\zeta _{1}=\zeta _{2}=\zeta _{3}=\zeta _{4}=\xi =0$

La relación matemática entre la métrica, los potenciales métricos y los parámetros PPN para esta notación es:

    ${\begin{matrix}g_{00}=-1+2U-2\beta U^{2}-2\xi \Phi _{W}+(2\gamma +2+\alpha _{3}+\zeta _{1}-2\xi )\Phi _{1}+2(3\gamma -2\beta +1+\zeta _{2}+\xi )\Phi _{2}\\\ +2(1+\zeta _{3})\Phi _{3}+2(3\gamma +3\zeta _{4}-2\xi )\Phi _{4}-(\zeta _{1}-2\xi )A-(\alpha _{1}-\alpha _{2}-\alpha _{3})w^{2}U\\\ -\alpha _{2}w^{i}w^{j}U_{ij}+(2\alpha _{3}-\alpha _{1})w^{i}V_{i}+O(\epsilon ^{3})\end{matrix}}$
    $g_{0i}=-\textstyle {\frac {1}{2}}(4\gamma +3+\alpha _{1}-\alpha _{2}+\zeta _{1}-2\xi )V_{i}-\textstyle {\frac {1}{2}}(1+\alpha _{2}-\zeta _{1}+2\xi )W_{i}-\textstyle {\frac {1}{2}}(\alpha _{1}-2\alpha _{2})w^{i}U-\alpha _{2}w^{j}U_{ij}+O(\epsilon ^{\frac {5}{2}})$
    $g_{ij}=(1+2\gamma U)\delta _{ij}+O(\epsilon ^{2})$

donde se suman los índices repetidos. $\epsilon$ está en el orden de los potenciales, como $U$, la magnitud cuadrada de las velocidades de coordenadas de la materia, etc. $w^{i}$ es el vector de velocidad del sistema de coordenadas PPN Con relación a la media del resto del universo. $w^{2}=\delta _{ij}w^{i}w^{j}$ es la magnitud cuadrada de esa velocidad. $\delta _{ij}=1$ si y solo si $i=j$, $0$ de lo contrario.

Hay diez potenciales métricos, $U$, $U_{ij}$, $\Phi _{W}$, $A$, $\Phi _{1}$, $\Phi _{2}$, $\Phi _{3}$, $\Phi _{4}$, $V_{i}$ and $W_{i}$una para cada parámetro PPN para asegurar una solución única. 10 ecuaciones lineales en 10 incógnitas se resuelven invirtiendo una matriz de 10 por 10. Estos potenciales métricos tienen formas tales como:

    $U(\mathbf {x} ,t)=\int {\rho (\mathbf {x} ',t) \over |\mathbf {x} -\mathbf {x} '|}d^{3}x'$

que es simplemente otra forma de escribir el potencial gravitatorio newtoniano,

    $U_{ij}=\int {\rho (\mathbf {x} ',t)(x-x')_{i}(x-x')_{j} \over |\mathbf {x} -\mathbf {x} '|^{3}}d^{3}x'$
    $\Phi _{W}=\int {\rho (\mathbf {x} ',t)\rho (\mathbf {x} '',t)(x-x')_{i} \over |\mathbf {x} -\mathbf {x} '|^{3}}\left({(x'-x'')^{i} \over |\mathbf {x} -\mathbf {x} '|}-{(x-x'')^{i} \over |\mathbf {x} '-\mathbf {x} ''|}\right)d^{3}x'd^{3}x''$
    $A=\int {\rho (\mathbf {x} ',t)\left(\mathbf {v} (\mathbf {x} ',t)\cdot (\mathbf {x} -\mathbf {x} ')\right)^{2} \over |\mathbf {x} -\mathbf {x} '|^{3}}d^{3}x'$
    $\Phi _{1}=\int {\rho (\mathbf {x} ',t)\mathbf {v} (\mathbf {x} ',t)^{2} \over |\mathbf {x} -\mathbf {x} '|}d^{3}x'$
    $\Phi _{2}=\int {\rho (\mathbf {x} ',t)U(\mathbf {x} ',t) \over |\mathbf {x} -\mathbf {x} '|}d^{3}x'$
    $\Phi _{3}=\int {\rho (\mathbf {x} ',t)\Pi (\mathbf {x} ',t) \over |\mathbf {x} -\mathbf {x} '|}d^{3}x'$
    $\Phi _{4}=\int {p(\mathbf {x} ',t) \over |\mathbf {x} -\mathbf {x} '|}d^{3}x'$
    $V_{i}=\int {\rho (\mathbf {x} ',t)v(\mathbf {x} ',t)_{i} \over |\mathbf {x} -\mathbf {x} '|}d^{3}x'$
    $W_{i}=\int {\rho (\mathbf {x} ',t)\left(\mathbf {v} (\mathbf {x} ',t)\cdot (\mathbf {x} -\mathbf {x} ')\right)(x-x')_{i} \over |\mathbf {x} -\mathbf {x} '|^{3}}d^{3}x'$

donde $\rho$ es la densidad de la masa en reposo, $\Pi$ es la energía interna por unidad de masa en reposo, $p$ es la presión medida en un marco local que cae libremente momentáneamente en relación con la materia y $\mathbf {v}$ es la velocidad de coordenadas de la materia.

Tensor de tensión-energía para que un fluido perfecto tome forma.

    $T^{00}=\rho (1+\Pi +\mathbf {v} ^{2}+2U)$
    $T^{0i}=\rho (1+\Pi +\mathbf {v} ^{2}+2U+p/\rho )v^{i}$
    $T^{ij}=\rho (1+\Pi +\mathbf {v} ^{2}+2U+p/\rho )v^{i}v^{j}+p\delta ^{ij}(1-2\gamma U)$

## Cómo aplicar PPN

En Will (1981, 1993) se pueden encontrar ejemplos del proceso de aplicar el formalismo PPN a teorías alternativas de la gravedad. Es un proceso de nueve pasos:

* Paso 1: identifique las variables, que pueden incluir: (a) variables gravitacionales dinámicas como la métrica $g_{\mu \nu }$, campo escalar $\phi$, campo vectorial $K_{\mu }$, campo de tensor $B_{\mu \nu }$ y así sucesivamente; (b) variables geométricas anteriores, como una métrica de fondo plano $\eta _{\mu \nu }$, función de tiempo cósmico $t$, y así sucesivamente; (c) variables de materia y campo no gravitacional.
* Paso 2: Establecer las condiciones de los límites cosmológicos. Supongamos una cosmología isotrópica homogénea, con coordenadas isotrópicas en el marco de descanso del universo. Una solución cosmológica completa puede o no ser necesaria. Llame a los resultados $g_{\mu \nu }^{(0)}=\operatorname {diag} (-c_{0},c_{1},c_{1},c_{1})$, $\phi _{0}$, $K_{\mu }^{(0)}$, $B_{\mu \nu }^{(0)}$.
* Paso 3: Obtenga nuevas variables de $h_{\mu \nu }=g_{\mu \nu }-g_{\mu \nu }^{(0)}$, with $\phi -\phi _{0}$, $K_{\mu }-K_{\mu }^{(0)}$ or $B_{\mu \nu }-B_{\mu \nu }^{(0)}$ si es necesario.
* Paso 4: Sustituya estas formas en las ecuaciones de campo, manteniendo solo los términos que sean necesarios para obtener una solución final consistente para $h_{\mu \nu }$. Sustituya el tensor de tensión de fluido perfecto para las fuentes de materia.
* Paso 5: Resuelva para $h_{00}$ to $O(2)$. Suponiendo que esto tiende a cero lejos del sistema, uno obtiene la forma $h_{00}=2\alpha U$ donde $U$ es el potencial gravitacional newtoniano y $\alpha$ puede ser una función complicada incluyendo la "constante" gravitacional $G$. La métrica newtoniana tiene la forma $g_{00}=-c_{0}+2\alpha U$, $g_{0j}=0$, $g_{ij}=\delta _{ij}c_{1}$. El trabajo en unidades donde la "constante" gravitacional medida hoy lejos de la materia gravitatoria es la unidad, así que establezca $G_{\mathrm {today} }=\alpha /c_{0}c_{1}=1$.
* Paso 6: De las versiones linealizadas de las ecuaciones de campo, resuelva de $h_{ij}$ to $O(2)$ y $h_{0j}$ a $O(3)$.
* Paso 7: Resuelva para $h_{00}$ a $O(4)$. Este es el paso más complicado, que involucra todas las no linealidades en las ecuaciones de campo. El tensor de tensión-energía también debe expandirse al orden suficiente.
* Paso 8: Convertir a coordenadas cuasi-cartesianas locales y al calibre PPN estándar.
* Paso 9: Al comparar el resultado de $g_{\mu \nu }$ con las ecuaciones presentadas en PPN con parámetros alfa-zeta, lea los valores de los parámetros de PPN.

## Comparaciones entre teorías de la gravedad.

Se puede encontrar una tabla que compara los parámetros PPN para 23 teorías de la gravedad en Alternativas a los parámetros PPN de relatividad general para un rango de teorías.

La mayoría de las teorías métricas de la gravedad se pueden agrupar en categorías. Las teorías escalares de la gravitación incluyen teorías conformes planas y teorías estratificadas con segmentos espaciales ortogonales en el tiempo.

En teorías conformes planas como la teoría de la gravedad de Nordström, la métrica viene dada por $\mathbf {g} =f{\boldsymbol {\eta }}$ y para esta métrica $\gamma =-1$, que violentamente No está de acuerdo con las observaciones. En teorías estratificadas como la teoría de Yilmaz de la gravitación, la métrica viene dada por $\mathbf {g} =f_{1}\mathbf {d} t\otimes \mathbf {d} t+f_{2}{\boldsymbol {\eta }}$ y para esta métrica $\alpha _{1}=-4(\gamma +1)$, que también discrepa violentamente con las observaciones.

Otra clase de teorías son las teorías cuasilíneas como la teoría de la gravitación de Whitehead. Para estos $\xi =\beta$. Las magnitudes relativas de los armónicos de las mareas de la Tierra dependen de $\xi$ y $\alpha _{2}$, y las mediciones muestran que las teorías cuasilineales no están de acuerdo con las observaciones de las mareas de la Tierra.

Otra clase de teorías métricas es la teoría bimétrica. Para todos estos $\alpha _{2}$ no es cero. Por la precesión del giro solar, sabemos que $\alpha _{2}<4\times 10^{-7}$, y que efectivamente elimina las teorías bimétricas.

Otra clase de teorías métricas son las teorías del tensor escalar, como la teoría de Brans-Dicke. Para todos estos, $\gamma =\textstyle {\frac {1+\omega }{2+\omega }}$. El límite de $\gamma -1<2,3\times 10^{-5}$ significa que $\omega$ tendría que ser muy grande, por lo que estas teorías son cada vez menos probables a medida que mejora la precisión experimental.

La clase principal final de las teorías métricas son las teorías vectoriales del tensor. Para todos estos, la "constante" gravitacional varía con el tiempo y $\alpha _{2}$ no es cero. Los experimentos con rayos láser lunares restringen fuertemente la variación de la "constante" gravitacional con el tiempo y $\alpha _{2}<4\times 10^{-7}$, por lo que estas teorías también parecen improbables.

Existen algunas teorías métricas de la gravedad que no encajan en las categorías anteriores, pero tienen problemas similares.

## Precisión a partir de pruebas experimentales.

Límites en los parámetros de PPN Will (2006) y Will (2014)

| Parámetro | Límite | Efectos | Experimentos |
| - | - | - | - |
| $\gamma -1$ | $2,3$ x $10^{-5}$ | Retraso de tiempo, deflexión de la luz | Seguimiento de cassini |
| $\beta -1$ | $8$ x $10^{-5}$ | Cambio perihelio | Cambio perihelio |
| $\beta -1$ | $2,3$ x $10^{-4}$ | Efecto de Nordtvedt con suposición$\eta _{N}=4\beta -\gamma -3$ | Efecto Nordtvedt |
| $\xi$ | $4$ x $10^{-9}$ | Precesión de giro | Púlsares de milisegundos |
| $\alpha _{1}$ | $1$ x $10^{-4}$ | Polarización orbital | Alcance láser lunar |
| $\alpha _{2}$ | $2$ x $10^{-9}$ | Polarización orbital | Alineación del eje solar con la eclíptica. |
| $\alpha _{3}$ | $4$ x $10^{-20}$ | Auto aceleración | Estadísticas de reducción de pulsar |
| $\eta _{N}$ | $9$ x $10^{-4}$ | Efecto Nordtvedt | Rango láser lunar |
| $\zeta _{1}$ | $0,02$ | Límites de PPN combinados | Límites PPN combinados |
| $\zeta _{2}$ | $4$ x $10^{-5}$† | Aceleración de púlsar binario | PSR 1913+16 |
| $\zeta _{3}$ | $1$ x $10^{-8}$ | La tercera ley de Newton | Aceleración lunar |
| $\zeta _{4}$ | $0,006$‡ | — | Experimento de crucero |

† Will, C. M. (10 de julio de 1992). «¿Se conserva el impulso? Una prueba en el sistema binario PSR 1913 + 16 (Is momentum conserved? A test in the binary system PSR 1913 + 16)». Astrophysical Journal Letters 393 (2): L59–L61. Bibcode:1992ApJ...393L..59W. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/186451.

‡ Basada en $6\zeta _{4}=3\alpha _{3}+2\zeta _{1}-3\zeta _{3}$ de Will (1976, 2006). Teóricamente es posible que un modelo de gravedad alternativo omita este límite, en cuyo caso el límite es $|\zeta _{4}|<0,4$ de Ni (1972).

