中心力の仮想世界 逆二乗+逆三乗 ベルトランの定理を問う 中心力の仮想世界 逆二乗+逆三乗 ベルトランの定理を問う R k=1 逆二乗 r=ーーーーーーー k≒1 近日点移動 1-ecoskθ k=整数 多角星
面積速度一定の法則 (角運動量保存の法則)
面積速度一定 h=rV⊥=RU
運動の第一積分 エネルギー積分(エネルギー保存) 面積積分(角運動量保存) 運動の第一積分 エネルギー積分(エネルギー保存) 面積積分(角運動量保存) 単位質量において 1 ・ ・ ーー(r2+r2θ2)+E(r)=C(定数、力学エネ) 2 ( (Vr2+V⊥2)/2+E(r)=C(定数) ) ・ r2θ=h(定数) ( r V⊥ =h(定数、角運動量) )
V⊥ 、Vr の関係 (rV⊥=h) dθ V⊥ r⊿θ≒V⊥ ⊿t → rdθ=V⊥dt ーー=ーー dt r V⊥ 、Vr の関係 (rV⊥=h) dθ V⊥ r⊿θ≒V⊥ ⊿t → rdθ=V⊥dt ーー=ーー dt r ・ dθ V⊥ V⊥2 h ・ ω=θ=ーー=ーー=ーー=ーー V⊥=rθ dt r h r2 dr Vr⊿t≒⊿r → Vrdt=dr ーー=Vr dt ・ dr dV⊥ Vr= r =ーー=ー ーー dt dθ
Vr はーV⊥の角度微分 ・ ・ ・ ¨ rV⊥=h → r2θ=h 2r r θ+r2θ=0 ¨ ・・ ・ ・ ¨ rθ=-2rθ ← 2 r θ+rθ=0 ・ ・ ・ ・ ¨ V⊥=rθ → V⊥=r θ+r θ ・ ・ ・ ・ ・ ・ =r θー2r θ=-r θ dV⊥ d r d θ dV⊥ dr ーーー=ー ーー・ーー → ーーー=ー ーー d t d t d t d θ d t
エネルギー積分は 1 ーー( Vr2 +V⊥2)+E=C 2 エネルギー積分を両辺時間微分 ・ ・ ・ VrVr + V⊥V⊥+E=0
エネルギー積分を角θで微分 dV⊥ d2V⊥ dV⊥ dE dV⊥ ーー ーー + V⊥ ーー + ーー ーー =0 dV⊥ d2V⊥ dV⊥ dE dV⊥ ーー ーー + V⊥ ーー + ーー ーー =0 dθ dθ2 dθ dV⊥ dθ dV⊥ 共通因子 ーーー ≠ 0 で dθ d2V⊥ dE ーー + V⊥ ー ーー =0 dθ2 dV⊥
dE/dV⊥ の変形と軌道部分方程式 dE dE dr d h Ah ーー = ーー ーー=A ーー(ーー)=ー ーー dV⊥ dr dV⊥ dV⊥ V⊥ V⊥2 (Aは中心力加速度 A=dE/dr) よって 次の軌道微分方程式を得る。 d2V⊥ h ーー + V⊥ ー Aーーー =0 dθ2 V⊥ 2
逆二乗+逆三乗の場合(非ベキ型) 軌道微分方程式に代入 逆二乗+逆三乗の場合(非ベキ型) 軌道微分方程式に代入 中心力加速度として B S V⊥2 V⊥ A=―(1+――) =B―― (1+S―― ) r2 r h2 h (B,Sは定数(中心力定数)) を代入 d2V⊥ B BS ――― +V⊥ - ―― - ――V⊥ = 0 dθ2 h h2 整理して d2V⊥ BS B ――― +(1- ――)V⊥ - ―― = 0 dθ2 h2 h
軌道方程式の円運動 へ逆二乗+逆三乗を代入 d2U U3 U2 ーーー = 0 より A= ーー= ーー (遠心力) dθ2 h R 右式右辺は円運動(基本円運動)の遠心力を表す (U=回転速度、R=基本円回転半径h=RU) 逆二乗+逆三乗で基本円運動するとき B S U2 ーー(1+ ーー) = ーー R2 R R
変形してkへ置き換え B S U2 ーー(1+ ーー) = ーー R2 R R B U2 BS ーー = ーー ー ーー R2 R R3 そこで 両辺 U2/R で割り (h=RU) B BS ーー = 1ー ーーーー = k2 RU2 R2U2 B BS ーー = 1ー ーーーー = k2 とおくと hU h2
逆二乗+逆三乗の軌道微分方程式に代入 d2V⊥ BS B ――― +(1- ――)V⊥ - ―― U= 0 dθ2 h2 hU d2V⊥ d2V⊥ BS B ――― +(1- ――)V⊥ - ―― U= 0 dθ2 h2 hU d2V⊥ ――― +k2(V⊥-U) = 0 dθ2 これを解いた解の1例は V⊥= U(1-ecoskθ) R k=1 逆二乗 r =ーーーーーー k≒1 近日点移動 1-ecoskθ k=整数 多角星
R k=1 逆二乗、円錐曲線 r=ーーーーーーー k≒1 近日点移動 1-ecoskθ k=整数 多角星 R k=1 逆二乗、円錐曲線 r=ーーーーーーー k≒1 近日点移動 1-ecoskθ k=整数 多角星
逆二乗(k=1) R r=-------- 1-ecosθ U: 基本円運動速度 角度θで回転 v: ( =eU) 一定方向を向く R r=-------- 1-ecosθ U: 基本円運動速度 角度θで回転 v: ( =eU) 一定方向を向く ケプラーの第4法則? といってもおかしくない V⊥: 絶対値 U(1ーecosθ) 動径垂直方向 V r : 絶対値 eUsinθ 動径方向
円錐曲線の接線定理(仮称) 「円錐曲線接線の任意 長さを動径垂直方向と 短軸方向へ分解した長 さ成分の比は常に円錐 曲線の離心率になる。」 例:楕円 離心率 0<e<1
逆二乗+逆三乗の解析 k=3/2
逆二乗+逆三乗の解析 k=2
逆二乗+逆三乗のベクトル分解 逆二乗+逆三乗の中心力系では、動径垂直成分と
逆二乗+逆三乗(k≠1) R r= ------- 1-ecoskθ (1+(k-1)ecoskθ)U : 角度θで回転 R r= ------- 1-ecoskθ (1+(k-1)ecoskθ)U : 角度θで回転 keU :大きさ一定、角度(k-1)θで回転 V⊥: 絶対値 U(1ーecoskθ) 動径垂直方向 V r : 絶対値 keUsinkθ 動径方向
逆二乗+逆三乗 k=1~4.5 step 0.5
ベルトランの定理 アプス角180/mが引力中心からの距離によらない(常に閉軌道になる)ためには、その型はベキ型でなければならない。 一次の近似 ベキ型の中で満たされるべき引力法則は逆二乗か調和型のどちらかである。 高次の近似
逆二乗+逆三乗 アプス角 180/k 動径垂直方向への進行から、次の動径垂直方向への進行までの動径がつくる角
再び 軌道部分方程式 d2u f h2 ーー + h2u ー ーー =0 dθ2 u2 V⊥ =hu(=RU/r) で置き換えると 再び 軌道部分方程式 d2u f h2 ーー + h2u ー ーー =0 dθ2 u2 V⊥ =hu(=RU/r) で置き換えると d2V⊥ h ーー + V⊥ ー Aーーー =0 dθ2 V⊥ 2
ベルトランの定理の場合(ベキ型のみ) 乱れた円運動 一次の近似 ベルトランの定理の場合(ベキ型のみ) 乱れた円運動 一次の近似 V⊥=U+x (x≪U) とおく (r=h/V⊥ 半径の乱れ) 軌道微分方程式に代入、A0を円運動の遠心力(A0=U2/R) として h=RU=U3/A0 また dV⊥/dθ=dx/dθ、 を用い W(V⊥ )=A/V⊥2 として d2x U3 ーー + U+ x =ーーW(U+x) dθ2 A0
ベルトランの定理の場合(ベキ型のみ) 乱れた円運動 一次の近似2 ベルトランの定理の場合(ベキ型のみ) 乱れた円運動 一次の近似2 W(U+x)の微分形から、次の近似ができる。 W(U+x)ーW(U) W‘(U+x) ≒ ーーーーーーーーーー x これより U3 U3 ーーW(U+x)≒ーー(W(U) +xW‘(U+x)) A0 A0 UW‘(U) =U+(ーーーーーー)x W(U)
ベルトランの定理の場合(ベキ型のみ) 乱れた円運動 一次の近似3 ベルトランの定理の場合(ベキ型のみ) 乱れた円運動 一次の近似3 軌道微分方程式 は次の近似ができる d2x UW‘(U) ーー + x ー ーーーーー x ≒ 0 dθ2 W(U) UW‘(U) m2=1 - ーーーーーーとおくと W(U) d2x ーー + m2x ≒ 0 dθ2
m2=1- ーーーー より ーーーー= ーーー W(U) W(U) V⊥ ベキ型になる。 ベルトランの定理 乱れた円運動 一次の近似4 ベルトランの定理 乱れた円運動 一次の近似4 mがV⊥ (h/動径r、含むU=h/基本円半径R)に 関係しなければアプス角は軌道半径によって変化しない。 この条件は UW‘(U) W‘(U) 1-m2 m2=1- ーーーー より ーーーー= ーーー W(U) W(U) V⊥ この条件を満たすためには W(V⊥) =μV⊥1-m2 よって力は A=μV⊥3-m2 =μ/r m2ー3 ベキ型になる。
ベルトランの定理 乱れた円運動 高次の近似 2μ2U-2m2-1m4(m2-1)(m2-4)=0 ベルトランの定理 乱れた円運動 高次の近似 一次の理論より中心力はベキ型とされ,さらに三次の理論から(途中省略) 2μ2U-2m2-1m4(m2-1)(m2-4)=0 の条件が導かれる。この式を満たすmは m=0(アプス角 無限大) → 逆三乗 m=1(アプス角 180°)→ 逆二乗 m=2(アプス角 90°)→ 調和型 の3っつでこのうちアプス角無限大はアプス角がないに等しい 結論2:ベキ型の中で満たされるべき引力法則は 逆二乗か調和型のどちらかである。
m=2 の一次の近似は近似的 調和型 を一次の近似で書き直すと d2 V⊥ d2 x x=V⊥-U、―――=――― を用い dθ2 dθ2 m=2 の一次の近似は近似的 調和型 を一次の近似で書き直すと d2 V⊥ d2 x x=V⊥-U、―――=――― を用い dθ2 dθ2 d2V⊥ U3 ―――+V⊥-U+U(1-―――)=0 dθ2 V⊥3 d2 x 3U2x ―――+x+U(―――――)≒0 dθ2 (U+x)3 d2 x d2x ―――+x+3x=―――+22x≒0 dθ2 dθ2
m=1 と m=0 は近似なしで成立 逆二乗 一次の式 d2V⊥ d2x ―――+V⊥- U =0 ――― + x = 0 dθ2 dθ2 逆二乗 一次の式 d2V⊥ d2x ―――+V⊥- U =0 ――― + x = 0 dθ2 dθ2 逆三乗 一次の式 ―――=0 ――― = 0
d2V⊥ ――― +k2(V⊥-U) = 0 dθ2 ベルトランの定理 一次の近似 〔xは十分に小さい、近似式〕 d2x 逆二乗+逆三乗 〔恒等式、近似なし〕 d2V⊥ ――― +k2(V⊥-U) = 0 dθ2 ベルトランの定理 一次の近似 〔xは十分に小さい、近似式〕 d2x ーー + m2x ≒ 0 dθ2 V⊥ =U+xだから 全く等価な式 である
光速渦による圧力差としての重力1 FN分子 1 Nm 1 圧力Prは Pr=ーーー=ー・ーー ・<V2>=-ρ<V2> ι2 3 ι3 3 FN分子 1 Nm 1 圧力Prは Pr=ーーー=ー・ーー ・<V2>=-ρ<V2> ι2 3 ι3 3 (Nmは立方体全質量、ι3は体積、密度ρ=Nm/ι3) 圧力差(傾度力、単位水平距離に対する圧力の変化量)は Pr1-Pr2 1 (ρ1-ρ2) F傾度力=ーーーーーー=--・ーーーーーー<V2> L 3 L 1 dρ F傾度力=ρa=ーー・ーーー<V2> 3 dL
光光速速渦エ テーーテ ール
光速渦による圧力差としての重力 光速エ-テルの二乗平均速度 C2/2 光速渦による圧力差としての重力 光速エ-テルの二乗平均速度 C2/2 光速エ-テルの2乗平均速度<V2>を求めると、 仮定からの V=Ccosθ を利用、ωを角速度として 1 T 1 T <V2>=--∫ V2dt=--∫ C2cos2ωtdt T 0 T 0 C2 T C2 1 T =--∫ (1+cos2ωt)dt=--[t+ーー sin2ωt] 2T 0 2T 2ω 0 C2 =ーーー 2
光速渦による圧力差としての重力3 万有引力の法則(Lの逆二乗に比例)より GM a(L)=- ーー L2 GM a(L)=- ーー L2 万有引力と光速エーテル二乗速度を傾度力に代入し GM 1 dρ C2 ーρーー=ーー・ーーー・ーー L2 3 dL 2
光速渦による圧力差としての重力4 整理して dρ 6GM dL ーー =- ーーー・ーー ρ C2 L2 整理して dρ 6GM dL ーー =- ーーー・ーー ρ C2 L2 Lが無限大(渦が巻かない平坦時の光速エーテル)のときの媒体密度をρ0として、両辺積分すると 6GM logρ-logρ0=- ーーー C2L 6GM すなわち ρ(L)=exp(- ーーー )ρ0 C2L
光速渦による圧力差としての重力5 渦の中心に行くとき光速渦は風船状に膨らむその比率 ρ0 /ρ 6GM =exp(ーーー) C2L
光速渦による圧力差としての重力6 渦の中心に行くとき ρ0 GM 6GM ーーー A = ーーexp(ーーー ) ρ(L) L2 C2L ρ0 GM 6GM ーーー A = ーーexp(ーーー ) ρ(L) L2 C2L 6GM/C2L≪1 のとき ρ0 GM 6G2M2 ーーー A ≒ ーー + ーーーー ρ(L) L2 C2L3 逆二乗+逆三乗の力が生まれる
光速渦による圧力差としての重力7 近日点移動(閉型)の場合kは1よりわずかに小さく、そのために近日点の位置が1回転で Δθ=2π(1-k) だけ回ることになる。 B=GM、S=6GM/C2 となるからkは R S k=(ーーーー)1/2 ≒ 1- ーー (∵S≪R) R+S 2R πS 6πGM 従って Δθ=2π(1-k)≒ーーー =ーーーー R C2R これは、一般相対性理論で求められた値と全く一致。