b'\n_START_ARTICLE_\nFormalismo post-newtoniano parametrizado\n_START_PARAGRAPH_\nEl formalismo post-newtoniano es una herramienta de c\xc3\xa1lculo que expresa las ecuaciones de gravedad de Einstein (no lineales) en t\xc3\xa9rminos de las desviaciones de orden m\xc3\xa1s bajo de la ley de gravitaci\xc3\xb3n universal de Newton. Esto permite hacer aproximaciones a las ecuaciones de Einstein en el caso de campos d\xc3\xa9biles. Se pueden agregar t\xc3\xa9rminos de orden superior para aumentar la precisi\xc3\xb3n, pero para campos fuertes, a veces es preferible resolver num\xc3\xa9ricamente las ecuaciones completas. Algunas de estas aproximaciones post-newtonianas son expansiones en un peque\xc3\xb1o par\xc3\xa1metro, que es la relaci\xc3\xb3n 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 l\xc3\xadmite, cuando la velocidad fundamental de la gravedad se vuelve infinita, la expansi\xc3\xb3n post-newtoniana se reduce a la ley de la gravedad de Newton._NEWLINE_El formalismo post-newtoniano parametrizado o el formalismo PPN, es una versi\xc3\xb3n de esta formulaci\xc3\xb3n que detalla expl\xc3\xadcitamente los par\xc3\xa1metros en los cuales una teor\xc3\xada 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 l\xc3\xadmite en el que el campo gravitatorio es d\xc3\xa9bil y generado por objetos que se mueven lentamente en comparaci\xc3\xb3n con la velocidad de la luz. En general, el formalismo PPN se puede aplicar a todas las teor\xc3\xadas m\xc3\xa9tricas de la gravitaci\xc3\xb3n 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 m\xc3\xa9trico es siempre sim\xc3\xa9trico.\n_START_SECTION_\nHistoria\n_START_PARAGRAPH_\nLas primeras parametrizaciones de la aproximaci\xc3\xb3n post-newtoniana fueron realizadas por Sir Arthur Stanley Eddington en 1922. Sin embargo, trataron \xc3\xbanicamente el campo gravitacional de vac\xc3\xado fuera de un cuerpo esf\xc3\xa9rico aislado. El Dr. Ken Nordtvedt (1968, 1969) ampli\xc3\xb3 esto para incluir siete par\xc3\xa1metros. Clifford Martin Will (1971) introdujo una descripci\xc3\xb3n estresada y continua de la materia de los cuerpos celestes._NEWLINE_Las versiones descritas aqu\xc3\xad se basan en Wei-Tou Ni (1972), Will y Nordtvedt (1972), Charles W. Misner et al. (1973), y Will (1981, 1993) y tienen diez par\xc3\xa1metros.\n_START_SECTION_\nComparaciones entre teor\xc3\xadas de la gravedad.\n_START_PARAGRAPH_\nSe puede encontrar una tabla que compara los par\xc3\xa1metros PPN para 23 teor\xc3\xadas de la gravedad en Alternativas a los par\xc3\xa1metros PPN de relatividad general para un rango de teor\xc3\xadas._NEWLINE_La mayor\xc3\xada de las teor\xc3\xadas m\xc3\xa9tricas de la gravedad se pueden agrupar en categor\xc3\xadas. Las teor\xc3\xadas escalares de la gravitaci\xc3\xb3n incluyen teor\xc3\xadas conformes planas y teor\xc3\xadas estratificadas con segmentos espaciales ortogonales en el tiempo._NEWLINE_En teor\xc3\xadas conformes planas como la teor\xc3\xada de la gravedad de Nordstr\xc3\xb6m, la m\xc3\xa9trica viene dada por  y para esta m\xc3\xa9trica  , que violentamente No est\xc3\xa1 de acuerdo con las observaciones. En teor\xc3\xadas estratificadas como la teor\xc3\xada de Yilmaz de la gravitaci\xc3\xb3n, la m\xc3\xa9trica viene dada por  y para esta m\xc3\xa9trica , que tambi\xc3\xa9n discrepa violentamente con las observaciones._NEWLINE_Otra clase de teor\xc3\xadas son las teor\xc3\xadas cuasil\xc3\xadneas como la teor\xc3\xada de la gravitaci\xc3\xb3n de Whitehead. Para estos .  Las magnitudes relativas de los arm\xc3\xb3nicos de las mareas de la Tierra dependen de  y , y las mediciones muestran que las teor\xc3\xadas cuasilineales no est\xc3\xa1n de acuerdo con las observaciones de las mareas de la Tierra._NEWLINE_Otra clase de teor\xc3\xadas m\xc3\xa9tricas es la teor\xc3\xada bim\xc3\xa9trica. Para todos estos  no es cero. Por la precesi\xc3\xb3n del giro solar, sabemos que , y que efectivamente elimina las teor\xc3\xadas bim\xc3\xa9tricas._NEWLINE_Otra clase de teor\xc3\xadas m\xc3\xa9tricas son las teor\xc3\xadas del tensor escalar, como la teor\xc3\xada de Brans-Dicke. Para todos estos, . El l\xc3\xadmite de  significa que  tendr\xc3\xada que ser muy grande, por lo que estas teor\xc3\xadas son cada vez menos probables a medida que mejora la precisi\xc3\xb3n experimental._NEWLINE_La clase principal final de las teor\xc3\xadas m\xc3\xa9tricas son las teor\xc3\xadas vectoriales del tensor. Para todos estos, la "constante" gravitacional var\xc3\xada con el tiempo y  no es cero. Los experimentos con rayos l\xc3\xa1ser lunares restringen fuertemente la variaci\xc3\xb3n de la "constante" gravitacional con el tiempo y , por lo que estas teor\xc3\xadas tambi\xc3\xa9n parecen improbables._NEWLINE_Existen algunas teor\xc3\xadas m\xc3\xa9tricas de la gravedad que no encajan en las categor\xc3\xadas anteriores, pero tienen problemas similares.'