プランク輻射と電子の正規分布を結ぶ式 hν=mc^2(γー1)

Slides:



Advertisements
Similar presentations
HBSP モデル上での 行列積を求めるアルゴリ ム 情報論理工学 吉岡健太.
Advertisements

エリスワームホール時空における ダスト流解とそのシャドウ Yamaguchi University Takayuki Ohgami, Nobuyuki Sakai ブラックホール地平面勉強会 10 月 4,5 日 湯田温泉.
『わかりやすいパターン認 識』 第 5 章 特徴の評価とベイズ誤り確率 5.4 ベイズ誤り確率と最近傍決定則 発表日: 5 月 23 日(金) 発表者:時田 陽一.
無機化学 I 後期 木曜日 2 限目 10 時半〜 12 時 化学専攻 固体物性化学分科 北川 宏 301 号室.
プレチャレンジ at 宇都宮高校 日本物理学会 NPO 物理オリンピック日本委 員会 Japan Physics Olympiad J PhO 2014 年 3 月 15 日 プランク定数を測る ( 2005 年第2チャレンジ実験コンテスト 課題)
宇宙ジェット形成シミュレー ションの 可視化 宇宙物理学研究室 木村佳史 03S2015Z. 発表の流れ 1. 本研究の概要・目的・動機 2. モデルの仮定・設定と基礎方程式 3. シンクロトロン放射 1. 放射係数 2. 吸収係数 4. 輻射輸送方程式 5. 結果 6. まとめと今後の発展.
乱れた磁場中を運動する 相対論的粒子からの放射 宇宙進化グループ 寺木悠人. 目次 1、本研究のモチベーション 2、モデルと定式化 3、計算結果 4、議論 5、まとめ.
Determining Optical Flow. はじめに オプティカルフローとは画像内の明る さのパターンの動きの見かけの速さの 分布 オプティカルフローは物体の動きの よって変化するため、オプティカルフ ローより速度に関する情報を得ること ができる.
電子物性第1 第4回 ーシュレーディンガーの波動方程式ー 電子物性第1スライド4-1 目次 2 はじめに 3 Ψがあると電子がある。
生体分子解析学 2017/3/2 2017/3/2 機器分析 分光学 X線結晶構造解析 質量分析 熱分析 その他機器分析.
電磁気学C Electromagnetics C 7/27講義分 点電荷による電磁波の放射 山田 博仁.
較正用軟X線発生装置のX線強度変化とスペクトル変化
第5回 黒体放射とその応用 東京大学教養学部前期課程 2013年冬学期 宇宙科学II 松原英雄(JAXA宇宙研)
電子物性第1 第5回 ー 原子の軌道 ー 電子物性第1スライド5-1 目次 2 はじめに 3 場所の関数φ 4 波動方程式の意味
第5回 黒体放射とその応用 東京大学教養学部前期課程 2012年冬学期 宇宙科学II 松原英雄(JAXA宇宙研)
学年 名列 名前 福井工業大学 工学部 環境生命化学科 原 道寛 名列____ 氏名________
学年 名列 名前 福井工業大学 工学部 環境生命化学科 原 道寛 名列____ 氏名________
電磁気学Ⅱ Electromagnetics Ⅱ 7/17講義分 点電荷による電磁波の放射 山田 博仁.
相対論的輻射流体力学における 速度依存変動エディントン因子 Velocity-Dependent Eddington Factor in Relativistic Photohydrodynamics 福江 純@大阪教育大学.
第2課 黒体輻射とカラー 2.1. 黒体輻射の式 熱平衡にある振動数νの輻射を考える。 フォトンの個数は常に揺らいでいる
重力レンズ効果を想定した回転する ブラックホールの周りの粒子の軌道
3次元での回転表示について.
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
2.伝送線路の基礎 2.1 分布定数線路 2.1.1 伝送線路と分布定数線路 集中定数回路:fが低い場合に適用
前回の内容 結晶工学特論 第5回目 Braggの式とLaue関数 実格子と逆格子 回折(結晶による波の散乱) Ewald球
特殊相対性理論での光のドップラー効果と光行差
原子核物理学 第4講 原子核の液滴模型.
準光速ロケットでのブラックホール旅行における時間の遅れ
大阪工業大学 情報科学部 情報科学科 学生番号 A03-017 犬束 高士
黒体輻射とプランクの輻射式 1. プランクの輻射式  2. エネルギー量子 プランクの定数(作用量子)h 3. 光量子 4. 固体の比熱.
アインシュタインの光電効果と ド・ブロイの物質波
前期量子論 1.電子の理解 電子の電荷、比電荷の測定 2.原子模型 長岡モデルとラザフォードの実験 3.ボーアの理論 量子化条件と対応原理
マイケルソン・モーレーの実験の検証 マイケルソン・モーレーの実験ではもう一つの往復光を垂直方向に分けて行った。
分布定数回路(伝送線路)とは 電圧(電界)、電流(磁界)は回路内の位置に依存 立体回路 TE, TM波
g-2 実験 量子電磁力学の精密テスト と 標準理論のかなた
ミンコフスキー時空間 双曲筒 s2= x2+y2ーc2t2 双曲皿 s2= c2t2+y2ーx2 世界円筒 静止 s2 =x2+y2
電磁気学C Electromagnetics C 5/28講義分 電磁波の反射と透過 山田 博仁.
古典論 マクロな世界 Newtonの運動方程式 量子論 ミクロな世界 極低温 Schrodinger方程式 ..
卒業論文 重力波のデータ解析における 分散処理の必要性
黒体輻射 1. 黒体輻射 2. StefanのT4法則、 Wienの変位測 3. Rayleigh-Jeansの式
カオス水車のシミュレーションと その現象解析
相対論的すれ違い効果 山本文隆  長崎県立島原高等学校 H30 日本物理教育学会 香川大会 8・12.
前回の講義で水素原子からのスペクトルは飛び飛びの「線スペクトル」
メンバー 梶川知宏 加藤直人 ロッケンバッハ怜 指導教員 藤田俊明
電磁気学C Electromagnetics C 7/17講義分 点電荷による電磁波の放射 山田 博仁.
原子核物理学 第2講 原子核の電荷密度分布.
4次元時空間(複素数)と ミンコフスキー時空間(実数)の差異
3次元での回転表示について.
基本システムのボード線図 ボード線図による基本システムの同定
量子力学の復習(水素原子の波動関数) 光の吸収と放出(ラビ振動)
光電効果と光量子仮説  泊口万里子.
電磁気学Ⅱ Electromagnetics Ⅱ 7/11講義分 点電荷による電磁波の放射 山田 博仁.
2.4 Continuum transitions Inelastic processes
電磁気学Ⅱ Electromagnetics Ⅱ 6/9講義分 電磁場の波動方程式 山田 博仁.
パイプ風鈴の振動理論 どの様な振動をしているか。周波数は何で決まるか。 (結論) ・振動数は棒の長さLの二乗に反比例する。
電磁気学Ⅱ Electromagnetics Ⅱ 8/11講義分 点電荷による電磁波の放射 山田 博仁.
偏光X線の発生過程と その検出法 2004年7月28日 コロキウム 小野健一.
1:Weak lensing 2:shear 3:高次展開 4:利点 5:問題点
宇 宙 その進化.
これらの原稿は、原子物理学の講義を受講している
回帰分析(Regression Analysis)
2・1・2水素のスペクトル線 ボーアの振動数条件の導入 ライマン系列、バルマー系列、パッシェン系列.
大阪工業大学 情報科学部 情報システム学科 学生番号 B02-014 伊藤 誠
電磁気学Ⅱ Electromagnetics Ⅱ 7/16講義分 点電荷による電磁波の放射 山田 博仁.
研究紹介:山形大学物理学科 宇宙物理研究グループ 柴田研究室
生体分子解析学 機器分析 分光学 X線結晶構造解析 質量分析 熱分析 その他機器分析.
ベクトル関数の回転(カール、ローティション)
電磁気学Ⅱ Electromagnetics Ⅱ 7/10講義分 点電荷による電磁波の放射 山田 博仁.
振幅は 山の高さ=谷の深さ A x A.
陽子の中のSeaクォーク 柴田研究室 02M01221 渡辺 崇 [内容] 1.Seaクォークとは 2.β崩壊とクォーク
Presentation transcript:

プランク輻射と電子の正規分布を結ぶ式 hν=mc^2(γー1) プランク輻射と電子の正規分布を結ぶ式 hν=mc^2(γー1)

光子1個のエネルギーは 電子1個の運動エネルギー差に等しい 光の振動数νと電子速度βの関係 光子1個のエネルギーは 電子1個の運動エネルギー差に等しい  光の振動数νと電子速度βの関係 hν光=m電子C2(γ-1) フォトン    電子 エネルギー エネルギー

    電子正規分布曲線とプランク輻射の公式  1) プランク輻射の公式 から 正規分布 導出    Edν光=Aν光3dν光/(exp(Bν光)-1)    (A,Bは定数・・⑯) B=h/kT  に hν光=mc2(γ-1)を代入、  dν光=jγ3βdβ の関係も用い(j,a,bは定数)               γ3(γー1)3β      Edβ=a ーーーーーーーーーdβ           exp(b(γー1))-1        j=mc2/h、b=mc2/kT、

 a = 3: s = 500: b = 1: ss = 0.000005: aa = 0.0000000046  px = 100: py = 600: pxx = 450       Line (px, py)-(px, py - 500):Line (pxx, py)-(pxx, py - 500)       For t = 0.4 To 1.2 Step 0.1       f1 = 0: f2 = 0       For i = 1 To 7500     v = i / 10000: af = Sqr(1 - v ^ 2): gm = 1 / af : w = i * 300   j = a * s ^ 4 * gm ^ 3 * (gm - 1) ^ 3 * v / (Exp(b * s * (gm - 1) / t) - 1)   k = aa * ss * w ^ 3 / (Exp(b * ss / t * w) - 1)   x = px + i / 10: xx = pxx + i / 8: y = py - j: yy = py - k   If ij >= j And f1 = 0 Then Line (x, y)-(x, py): f1 = 1   If ik >= k And f2 = 0 Then Line (xx, yy)-(xx, py), RGB(255, 0, 0): f2 = 1   If k >= ik Then n = k: vx = xx     PSet (x, y): PSet (xx, yy), RGB(255, 0, 0)     ij = j: ik = k   Next i     Line (vx, py)-(vx, py - n), RGB(255, 0, 0)   Next t    図1とそれを描かせるV.B.プログラム

エネルギー分布                                                横軸:左:電子速度、右:光の振動数      

  粒子分布                                奥行:電子、光子1個のエネルギー 横軸:左:電子速度、右:光の振動数

    2) 正規分布曲線からプランク輻射の公式 へ      正規分布曲線      E=exp(-(β-βmax)2/2σ)(σ=β変曲点-βmax)      のβをνで表すとプランク輻射のグラフを得る。         β2=1-(νコンプ/(ν光+νコンプ))2   さらにβをλで表し、β2=1-(λ光/( λ光+ λ コンプ))2   エネルギ最大時波長 λmax は βmax  に対応。   ウィーンの法則( Tλmax=一定 )        T は  βmax2/2 に比例  (β≪1の近似)   後者は 熱源電子群の平均運動量を示す。   古典的熱源での温度と運動エネルギーの関係も成立

正規分布曲線からプランク方程式へ hν=mc2(γー1)  正規分布曲線からプランク方程式へ       hν=mc2(γー1)

結論 正規分布はエネルギー分布に対して 行われている。 速い電子(振動が大きいもの)は、縄張りが大きく、従って逆に密度が低い  行われている。  速い電子(振動が大きいもの)は、縄張りが大きく、従って逆に密度が低い  ⇒ 粒子分布が、正規分布にならない  ⇒ 粒子数×各速度の個々のエネルギー     が正規分布になる

    真空中の巨大なエネルギー                     「時間波」      相対論とアインシュタインの関係から導出。      基底状態では「時間波」のみコンプトン振動  電子(物質)により相対論的に揺さぶる       電子波(物質波) 、うなりとしての 光波 同時発生    物質波と時間波はローレンツ変換可能        時間波は物質波の基底状態

相対論で用いられる簡単な公式 使用公式 β=運動速度(対光速)として α=√1-β2 γ=1/√1-β2 ローレンツ変換係数 使用公式 β=運動速度(対光速)として     α=√1-β2  γ=1/√1-β2                        ローレンツ変換係数       α2 =1-β2     α2 +β2 =1                (cos2θ+sin2θ=1)      1=γ2-γ2β2   1+γ2β2 =γ2    単位双曲線、エネルギー運動量関係  ( 1+tan2θ=1/cos2θ)

設 定 電子波の振動ν電子、電子波の波長 λ電子 V=ν電子λ電子 と置く h;プランク定数、ν;振動数、λ;波長、 設    定     電子波の振動ν電子、電子波の波長 λ電子        V=ν電子λ電子     と置く   h;プランク定数、ν;振動数、λ;波長、 m;電子質量、C;光速として     コンプトン波長    λコンプ=h/mC、    コンプトン振動数   νコンプ=mC2/h        なお   νコンプλコンプ=C  と仮定。

アインシュタインの関係等 アインシュタインの関係(光、物質共) E=hν、P=h/λ ・・・・・・・・・・・① エネルギー運動量関係      E=hν、P=h/λ  ・・・・・・・・・・・① エネルギー運動量関係    古典的   E古典=P2/2m ・・・・・・・・②     相対論的 E相対2-P2C2=m02C4 ・・③  E相対 と E古典の間には β≪1 で次の関係  E相対=√m02C4+P2C2≒m0C2+E古典 ・④

(永年方程式、波動方程式時空共1次微分等) (1)電子(粒子)、相対論の場合 (hν電子)2-(h/λ電子)2C2=m02C4 ディラック方程式の基盤  (永年方程式、波動方程式時空共1次微分等)  1) V=ν電子λ電子=C の仮定で解くと 非成立    左辺=(hν電子)2-(hν電子)2=0 、 右辺=m02C4 ≠0 

2)相対論的関係(時空間距離一定等)比較 (β;電子速度、γ=1/√1-β2) E相対2 - P2C2 = m2C4 より      γ2     - γ2β2  = 1                               (β;電子速度、γ=1/√1-β2)   E相対2 - P2C2 = m2C4  より (E/mC2)2-(P/mC)2= 1      ∴  E=γmC2、 P=γβmC ・・・・ ⑧         相対論的エネルギー  相対論的運動量   ( γmC2)2-( γmCβ)2C2=m2C4

    ⑧式にアインシュタインの関係①を代入 hν電子=γmc2 、h/λ電子=γmcβ・・・・・⑨ よって ν電子=γmc2/h=γνコンプ ・・・・・・・・ ⑩   λ電子=h/γmcβ=λコンプ/γβ・・・・ ⑪   このとき電子波速度は      V電子=ν電子λ電子=c/β・・・・・・・・・・・・・・⑫

式の意味を考察 ⑪式で Cβ=v (電子速度) として λ電子=λコンプ/γβ=h/γmCβ=h/γmv βが十分に小さいとき(γ≒1)   ⑪式で Cβ=v (電子速度) として   λ電子=λコンプ/γβ=h/γmCβ=h/γmv  βが十分に小さいとき(γ≒1)     λ電子≒h/mv  ; ド・ブロイ波   ( λ電子=h/γmv を 相対論的ド・ブロイ波                             と再定義 )

電子波(物質波)速度 ⑫式で V電子=C/β という速度 β=1 ;光速 0<β<1;超光速 β=0;無限大 C/βという速度の世界線 ⑫式で  V電子=C/β という速度   β=1 ;光速 0<β<1;超光速  β=0;無限大  C/βという速度の世界線    運動電子のローレンツ空間座標と一致  1個の電子を取り巻く電子波はその電子の運動状態に応じてあたかも瞬時に(時間差なしに)真空すべてにバラ撒かれているかのよう。

物質波

時間波とは (⑩式) ν電子=γνコンプ という電子波の振動数は 電子が光速に達しない限り存在し続けることを意味する。 時間波とは (⑩式) ν電子=γνコンプ  という電子波の振動数は   電子が光速に達しない限り存在し続けることを意味する。   仮にβ=0でも振動数は消えずコンプトン振動として残る。ただしこのとき   β=0 で 波長、伝達速度ともに無限大     V=C/β=∞ λ電子=V/ν電子=∞ しかし振動数(時間波)だけは有限で残る。

Ψ=Aexp(-2πi(X/λ電子-tν電子))・⑫ ⑫式にX=γ(X‘+βCt’)、t=γ(t‘+βX’/C)代入        熱源の系(S系、擬似絶対静止系)       Ψ=Aexp(-2πi(X/λ電子-tν電子))・⑫      ⑫式にX=γ(X‘+βCt’)、t=γ(t‘+βX’/C)代入        また λ電子=λコンプ/γβ 、ν電子=γ νコンプ も戻すと     →  電子の静止系(S‘系へローレンツ変換)    Ψ=Aexp(-2πi(γ(X‘+βCt’)/λ電子                                                         -γ(t‘+βX’/C)ν電子)) =Aexp(-2πi(X‘(γ/λ電子-γβν電子/C)                                               +t‘(γβC/λ電子-γν電子)))      =Aexp(-2πi(X‘(γ2β -γ 2 β)/λコンプ                                                +t‘(γ 2β 2-γ 2)νコンプ)) =Aexp(2πiνコンプ t‘) ・⑬(時間波のみ)

時間波 物質波と時間波はローレンツ変換可能  時間波は物質波        の基底状態

時間波と物質波 =真空中の巨大エネルギー=  時間波と物質波    =真空中の巨大エネルギー=

真空空間には時間関数のみの振動が定常的に存在 これを「時間波」と仮称。「時間波」は モデル1 コンプトン振動数で振動、波長、速度とも無限大   真空空間には時間関数のみの振動が定常的に存在      これを「時間波」と仮称。「時間波」は モデル1 コンプトン振動数で振動、波長、速度とも無限大  (速度無限大は最初から振動が空間に存在することと等価)   ⇒ 速度∞ ⇒ 光速に比べ十分に速い   ⇒ 距離∞ ⇒ 粒子に対し十分に大きい世界 モデル2  電子(物質)の運動は、ある構造を持った光速エーテルを揺さぶりド・ブロイの 電子波 を同時放出。    速度はC/βでローレンツ空間軸に一致

光速 エーテル シュレディンガー波に関係? cos2θ+sin2θ =cos2θーi2sin2θ   cos2θ+sin2θ  =cos2θーi2sin2θ =(cosθ+isinθ)(cosθ-isinθ) 不確定性原理に関係? ⊿運動量×⊿位置=h  mc ×(h/mc)=h

直線上媒体の  ローレンツ変換的変化 光速エーテルの基底状態に対して周期は α倍 短くなる ⇒振動数は γ倍 増える

4.電子の運動と光発生のメカニズム 基底状態に対し電子の運動状態(β>0)は振動数  ν電子=γνコンプ、βが小さければ周りの基底状態の  振動数に対し うなり的効果 が表れる可能性がある。  νうなり=ν電子β-ν電子0=(γ-1)νコンプ=mC2(γ-1)/h  よって  hνうなり=mc2(γ-1)・・・・・・・・・・・・・・⑭  このνうなり を光の振動数ν光 に対比させると       hν光=mc2(γ-1)・・・・・・・・・・・・・・・・⑮  電子1個のエネルギー遷移(運動エネルギー) が光子1個のエネルギーに置き換わる。

時間波、物質波の合成波と光

結論 揺らいだ時間波は 基底「時間波」 との間にうなり 効果を生じ、 光パルスとして放出 される。 光子エネルギ-hν      揺らいだ時間波は 基底「時間波」 との間にうなり 効果を生じ、 光パルスとして放出 される。       光子エネルギ-hν                 = 電子エネルギ-の遷移          = 球面パルス波の表面エネルギー       広がりが大きくても小さくても総和は一定            E=hν光=mC2(γ-1)      光子は仮想的で、光は全て波として取り扱える。

空間の時間波的媒体

光、古典的電子 (1)光の場合 ③式において m=0 相対論的に E=PC の関係。①式充たす。 (2)電子(物質)古典論の場合、①②式より    (1)光の場合 ③式において m=0        相対論的に  E=PC の関係。①式充たす。    (2)電子(物質)古典論の場合、①②式より   hν電子=(h/λ電子)2/2m・・・・・・・・・・・・・・・⑤  この関係はシュレディンガー方程式の基盤を成す。        ih(∂ψ/∂t)/2π=hν電子ψ          1次微分          ーh2(∂2ψ/∂x2) /4π2 = (h/λ電子)2ψ  2次微分    ⑤を V=ν電子λ電子=c という仮定の下に解くと    λ電子= h/2mc=λコンプ/2 ・・・・・・・・・・・・・・⑥    ν電子=c/(h/2mc)=2mc2/h=2νコンプ ・・⑦

朝永振一郎博士 星の光が光が波ならば、星のきらめきを網膜が捉えて像が見えるまでに数年かかる 光が粒子(光子)ならばエネルギーが十分で、一瞬にして網膜が捉える  →エネルギーが反応に十分な隗になるなら、固まりそのものはマバラになる。     星の像は見えたり見えなかったり? 真空中に巨大エネルギーが存在し、その一部を電子が共鳴現象等として利用するならば、光が波であっても瞬時に星の像を見ることができる 光電効果も光の共鳴現象として説明可能

プランク輻射と電子の正規分布を 結ぶ式 hν=mc^2(γー1)   プランク輻射と電子の正規分布を           結ぶ式 hν=mc^2(γー1) 長崎県立小浜高等学校 山本文隆  日本物理学会 第72回年次大会(2017) 於大阪大学 18aB23-9