(57)【要約】【課題】永久磁石から大きな磁場エネルギを取り出す方法。【解決手段】複数の永久磁石の同磁極を点、線、面で接触または近接させたときの磁場即ち素数場は高周波の動磁場に変換しており、そして素数場の物理を求めるため素数場の物理方程式を導きその方程式により素数場には縦方向の運動量と横方向の運動量の積に比例する外に仕事を与えるエネルギ量が導かれそして同一の運動量の素数場を相互作用させると縦方向の運動量の２乗と横方向の運動量の２乗の積に比例する外に仕事を与えるエネルギ量が導かれ、従って素数場を相互作用させることにより課題は解決できる。【選択図】図１
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【特許請求の範囲】
【請求項１】
複数の永久磁石の同磁極を点、線、面で接触または近接させたときの磁場即ち素数場は高周波の動磁場となり、そして素数場は素数磁場、量子素数磁場、境界領域の磁場から構成されそして素数場の物理を求めるため先ず素数磁場の物理を説明する方程式を求めそして素数磁場と量子素数磁場は直交することにより素数磁場の方程式を直交変換即ちπ／２ヒルベルト変換して量子素数磁場の方程式を求めそして素数磁場と量子素数磁場の方程式を１個の方程式にまとめ、この方程式を更に複素平面上の方程式に書き換えると素数場の物理を説明する運動量空間上での物理方程式が求められ、この方程式により素数場の縦方向と横方向の運動量の積に比例する外に仕事を与えるエネルギ量が現れそして同一の運動量の素数場を相互作用させるとエネルギ量の２乗倍が生み出されることが導かれ従って素数場を相互作用させることにより、永久磁石から大きな磁場エネルギを取り出す方法。
【発明の詳細な説明】
【技術分野】
【０００１】
本発明は外にほとんど仕事を与えない永久磁石の磁場エネルギを外に仕事を与える磁場エネルギに変換することにより永久磁石から大きな磁場エネルギを取り出す方法に関するものである。
【背景技術】
【０００２】
永久磁石の磁場エネルギを外に仕事を与えるエネルギに変換する技術は現段階に於いて実用化されていない。
【先行技術文献】
【特許文献】
【０００３】
【特許文献１】特願２０１３−１４１５７７
【特許文献２】特願２０１３−２２１８２６
【特許文献３】特願２０１４−９４９５３
【非特許文献】
【０００４】
【非特許文献１】基礎数学ハンドブック  森北出版
【発明の概要】
【発明が解決しようとする課題】
【０００５】
永久磁石の磁場エネルギを外に仕事を与えるエネルギに変換する方法は特許文献１より、複数の永久磁石の同磁極を点、線、面で接触または近接させたときの磁場即ち素数場を構成すればよいことが既にわかっている。
【０００６】
素数場を2個相互作用させるとエネルギの加算性という自然の考え方より2倍のエネルギが得られると考えられるが素数場のときは1個の素数場のエネルギの2乗倍という大きなエネルギが取り出されると期待できる。
【０００７】
従って発明が解決しようとする課題は素数場を2個相互作用させたとき1個の素数場の磁場エネルギの2乗倍という大きなエネルギが取り出されることを代数式、物理式により説明することにある。
【課題を解決するための手段】
【０００８】
先ず課題を解決するための手段を記述する前に確認事項を記す。複数の永久磁石の同磁極を点、線、面で接触または近接させたときの磁場即ち素数場の永久磁石の電子には整列スピン波が生じ従って磁気モ−メントは振動することにより素数場は高周波の動磁場に変換し従って素数場は外に仕事を与える磁場となる。そして以下に記すことは数理解析により証明する必要があるがここでは概略的に記す。スピン波、または磁気モ−メントの振動に伴い磁束には自然の原理より何らかの整列作用が及ぼされる。その整列作用は幾何的には磁束をル−プに為す作用であり、物理的には磁束ル−プを階層構造に為す作用と考えるのが自然である。そして磁束ル−プ、または階層構造を安定に配列するための原理的幾何構造は数理モデルとして考えると磁束分布のエントロピを最小にするト−ラス、球面である。そして磁束はト−ラス、球面の中心部と面上に分布する。面上の磁束分布の磁場を素数磁場、中心部の磁束分布の磁場を量子素数磁場と名称する。そして素数磁場と量子素数磁場に挟まれた領域には磁束分布が存在しない境界領域がある。従って素数場は素数磁場、量子素数磁場、境界領域の３つの磁場より構成される。そして素数磁場の幾何構造分布、磁束分布は代数上の素数２，３，５，７，１１などの素数分布と等価な関係で結ばれ、量子素数磁場の幾何構造分布、磁束分布は素数対応値０，５６１８２９５の分布と等価な関係で結ばれる。素数場の磁束分布と代数上の素数分布、即ち物理的分布と数論的分布が何故等価であるのかは数理的に解明する必要があるが概略的には素数場の磁束ル−プはそれ以上分割されないし、また磁束分布には整列作用が働いていることより、代数上の素数分布と理念上等価であると考えられることによる。そして素数磁場の磁束分布と量子素数磁場の磁束分布は直交している。
【０００９】
以上の確認事項をふまえて課題を解決するために以下に記す思考過程により説明する。先ず特許文献３に記した素数磁場の方程式について素数磁場の位相をπ／２変換して量子素数磁場の方程式を求める。π／２変換は特許文献２に記したヒルベルト変換を用いる。そして素数磁場と量子素数磁場を同時に記述する素数場の方程式を導く。そして素数場の方程式を等価、等値の複素平面上の素数場の方程式に書き換える。複素平面上の素数場の方程式により素数場を2個相互作用させたとき1個の素数場の磁場エネルギの2乗倍のエネルギが生み出されることを説明する。
【００１０】
以下具体的に説明する。特許文献３に記した素数磁場の方程式（数式１）の素数磁場の位相をπ／２ヒルベルト変換して量子素数磁場の方程式を求める。ここで（数式１）をπ／２ヒルベルト変換する前段階として素数場を記述する素数因子、素数因数を記す。先述したとおり素数磁場の幾何構造分布、磁束分布は代数上の素数分布と等価である。従って素数をλ（ｋ）と表示すると、λ（ｋ）とはｋ番目の素数を意味する。例えばｋ＝０の素数を２，３，５，７と定義しｋ＝1の素数を１１、ｋ＝２の素数を１３等などと定義する。そしてλ（ｋ）の関数φ（ｋ）をφ（ｋ）＝（ｌｎλ（ｋ）＋Ｃ／２）／λ（ｋ）と定義するとφ（ｋ）は素数分布密度の2乗に対応する素数因子となる。φ（ｋ）が本発明では重要な因子となる。但しＣはオイラ−定数である。そして量子素数磁場の幾何構造分布、磁束分布は先述したとおり素数対応値λ（ｋ）＝０，５６１８２９５である。そのときのｋはｋ＝−２である。ここで素数分布と素数場の磁束分布、つまり代数と物理を結合する素数は何であるかを求めておく必要がある。例えばｋ＝0の素数７に補正（Ｃ−０，５６１８２９５）をプラスした７，０１５３７により関数値ｅｘｐ−（ｌｎ７，０１５３７）×（ｌｎ７，０１５３７＋Ｃ）は微細構造定数αを与え、そして関数値ｅｘｐ−（ｌｎ2π×７，０１５３７）×（ｌｎ２π×７，０１５３７＋Ｃ）は万有引力定数Ｇを与える。従って素数磁場のとき素数分布と磁束分布を結合する素数は７であるとする。そして素数７を基準にして4π回転して元に戻る数理モデルを考えると（７／４π）×（１＋（1／√π）×（Ｃ−０，５６１８２９５））＝０，５６１８２９５となる。但し（１＋（1／√π）×（Ｃ−０，５６１８２９５）は素数分布と磁束分布を結合する結合因数または補正項である。但し（1／√π）は他の幾何学量１とか√２とか√π等として用いることもできる。従って素数分布と磁束分布を結合する素数は素数磁場のときは素数７、量子素数磁場のときは素数対応値０，５６１８２９５でありこれらの数値を素数磁場、量子素数磁場の主値と定義する。特にλ（０）＝7、φ（０）＝０，３１９２、λ（−２）＝０，５６１８２９５、φ（−２）＝１，５４が素数場を解析する上で重要な数値となる。そして特許文献３に記したように｜ｌｎφ（ｋ）｜は素数場の2点間の距離ｒに対応する素数因子であり、整列作用を∫｜ｌｎφ（ｋ）｜ｄφ（ｋ）と定義することによりφ（ｋ）は物理的には運動量ｐに対応する素数因子となる。以上の準備の下に本論でのヒルベルト変換を考える。ヒルベルト変換は（数式２）と書かれる。本論では素数磁場と量子素数磁場の直交変換であるから（数式２）のｃｏｔの項は１となる。本論でのヒルベルト変換の変換式を求めるために下記に記す数値計算を満足する数式を参考とする。ｋ≧０のときｆ（μ）⇔φ（ｋ）、ｆ（μ−π／２）⇔1／（（φ（ｋ）−π／２）の2乗）という置換式を考えるとｆ（μ）＝（1／２）×（（1／（√２のｋ／4乗））×ｆ（μ−π／２）という等式となる。従ってμ−π／２＝σと置換するとヒルベルト変換記号Ｈを用いてＨφ（μ）＝（1／２）×1／（√２のｋ／４乗）×∫（1／（φ（σ）の2乗）ｄφ（σ）というヒルベルト変換式となる。またｋ＝−２のときはｆ（σ）⇔φ（−２）、ｆ（σ−π／２）⇔1／（ｆ（μ）の２乗）⇔1／（φ（０）の2乗）と置換するとｆ（σ）＝（1／2π）×（1／（ｆ（μ）の2乗）＝（1／2π）×（1／（φ（０）の2乗）という等式となる。従ってＨφ（σ）＝（1／2π）×∫1／（φ（μ）の2乗）ｄφ（μ）というヒルベルト変換式となる。但しμ、σは縦方向と横方向を意味する記号である。以上により素数磁場と量子素数磁場の本論でのヒルベルト変換式を（数式３）に記す。（数式３）のＨ変換式により（数式１）の素数磁場を量子素数磁場に移す。但しＨ変換は位相変換とする。先ず素数磁場の幾何構造分布の位相変換はＨｒ（μ）＝（1／２）×∫1／（ｒ（σ）の2乗）ｄｒ（σ）＝（−1／２）（1／ｒ（σ））、そして磁束分布の位相変換はＨｓｉｎ（（ｒ（μ）の2乗）／（2π＋δ））＝（1／２）×∫（1／（ｃｏｓ（ｒ（σ）の2乗／（2π＋δ））の2乗）ｄ（ｒ（σ）の2乗）＝（1／２）×（2π＋δ）×ｔａｎ（（ｒ（σ）の2乗）／（2π＋δ））となる。従って素数磁場を（π／２）Ｈ変換した量子素数磁場の方程式は（数式４）となる。（数式４）は（数式１）の素数磁場の方程式と同じように（磁気モ−メント）×（量子素数磁場）＝（電気エネルギ）という物理式を意味している。そして素数磁場の方程式（数式１）と量子素数磁場の方程式（数式4）を一つにまとめて素数場の方程式を（数式５）とする。尚このとき素数磁場と量子素数磁場は直交しているので素数場を複素数で表示する。（数式５）の電位差Ｖに方向性記号μ、σを付与しないのは素数場の電位差は素数磁場と量子素数磁場の縦方向と横方向の変位により現れるからＶ（μ）とＶ（σ）は同値とする。従って（数式５）の電位差Ｖには方向性記号は付与しない。（数式５）が素数場の方程式としての正当性を得ているか検証してみる。｜ｌｎφ（ｋ）｜は先述したとおり幾何学的には素数場の2点間の距離に対応する。素数場の磁束は整列分布しているから単純に考えると磁束は素数場で定義される幾何学量である面積要素に比例すると考えてよい。つまり磁束は物理的には｜ｌｎφ（ｋ）｜の2乗に対応させることができる。つまり磁場＝磁束／面積の定義から考えると素数場は量子化されていると考えることができる。このことは素数場の表示に整数ｋが導入していることからも当然の帰結である。従って磁束を§記号で表示すると§⇔｜ｌｎφ（ｋ）｜の2乗の対応となる。（数式５）の演算子ｄ／ｄ§は整列作用∫｜ｌｎφ（ｋ）｜ｄφ（ｋ）の指数関数を解としたときｄ／ｄ§はφ（ｋ）に対応する。従ってｄ／ｄ§を素数場の主値により幾何平均として数値化すると√（素数磁場のφ（ｋ）の主値）×（量子素数磁場のφ（ｋ）の主値）＝√０，３１９２×１，５４＝０，７、そして（数式５）の行列のｄｅｔは複素数の絶対値計算により０，７となり一致する。従って（数式５）は一見複雑であるが数値計算上からも素数場の方程式を表示している。そして（数式５）の意味する物理内容は、素数場の運動量は幾何構造分布のときは1／ｒ（μ）または1／（ｒ（σ）の3乗）に比例し、磁束分布のときはｃｏｓ（ｒ（μ）の2乗）または（ｓｅｃ（ｒ（σ））の2乗）の2乗に比例することである。
【００１１】
【数１】
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【００１２】
【数２】
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【００１３】
【数３】
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【００１４】
【数４】
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【００１５】
【数５】
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【００１６】
（数式５）は素数場の幾何構造分布、磁束分布に関する二つの解をもつ微分方程式であり従って素数場全体の物理内容を把握しにくい。従って素数磁場、量子素数磁場、境界領域即ち素数場全体の物理内容を説明する方程式に書き換える。そのためには（数式５）の全体を複素平面に移して（数式5）の微分方程式を複素微分方程式に書き換える。そのためには（数式5）の微分演算子ｄ／ｄ§を素数因子の微分演算子に書き換える。§は｜ｌｎφ（ｋ）｜の2乗に対応するのでｄ／ｄ§＝（1／２｜ｌｎφ（ｋ）｜）φ（ｋ）ｄ／ｄφ（ｋ）と書き換えて，２｜ｌｎφ（ｋ）｜ｄ／ｄ§＝φ（ｋ）ｄ／ｄφ（ｋ）という演算子を考える。そして２｜ｌｎφ（ｋ）｜を（数式５）の素数磁場、量子素数磁場に組み入れる。つまり素数磁場のとき２｜ｌｎφ（ｋ）｜×ｅｘｐ（（２／π）ｒ（μ））×ｅｘｐ（−Ｃｓｉｎ（ｒ（μ）の２乗）／（２π＋δ））となりこれを主値により計算すると（ｅｘｐ０，８２６）×（ｅｘｐ−０，７２７）×（ｅｘｐ−０，１２９）＝ｅｘｐ−０，０３となる。０，０３は整列作用表示で主値計算により０，０３＝２（√２Ｃ）／π∫｜ｌｎφ（μ）｜ｄφ（μ）となる。同様な考え方で量子素数磁場のとき主値により（（２ｌｎφ（ｋ）｜）のｉ乗）×ｅｘｐ（ｉ／（πｒ（σ））×ｅｘｐ（ｉ（Ｃ／２）（２π＋δ）ｔａｎ（ｒ（σ）の２乗／（２π＋δ））となり主値計算により（ｅｘｐ−０，１４４６ｉ）×（ｅｘｐ０，７３７ｉ）×（ｅｘｐ−０，０５３８ｉ）＝ｅｘｐ０，５３６６ｉとなる。そして主値により０，５３６６ｉ＝ｉ（２√２Ｃ）／π∫｜ｌｎφ（σ）｜ｄφ（σ）となる。従って（数式５）での素数磁場と量子素数磁場の異なる表示は統一されてｅｘｐ（∫｜ｌｎφ（μ）｜ｄφ（μ）＋ｉ∫｜ｌｎφ（σ）｜ｄφ（σ））という単純な形式に表示できる。従って素数場がこのような単純な複素形式で表示できることからφ（ｋ）についても複素表示を考える。つまりφ（ｋ）＝φ（μ）＋ｉφ（σ）と複素表示にする。φ（μ）＋ｉφ（σ）は主値により指数形式に書くと（π／２）ｅｘｐｉθ（但しθは角度７８，５）となる。つまり主値についてφ（μ）＋ｉφ（σ）は複素平面での動径の長さはπ／２である。また素数場の２点間の距離を｜ｌｎφ（μ）｜＋｜ｌｎφ（σ）｜とすると主値計算によりほぼπ／２となる。以上のことは素数場に幾何構造が存在することを間接的に説明する。φ（ｋ）の複素表示によりφ（ｋ）ｄ／ｄφ（ｋ）は（φ（μ）＋ｉφ（σ））∂／∂（φ（μ）＋ｉφ（σ））に書き換えられる。∂／∂（φ（μ）＋ｉφ（σ））＝１／２（∂／∂φ（μ）−ｉ∂／∂φ（σ））により（数式５）は単純な複素微分方程式（数式６）に書き換えられる。（数式５）の右辺の行列の固有値と（数式６）の固有値は主値により０，８４と一致している。（数式６）は境界即ちφ（μ）＝φ（σ）＝１のときも成立している。従って（数式６）は素数場全体を表示している。しかし（数式６）の素数場には素数因子｜ｌｎφ（μ）｜とか｜ｌｎφ（σ）｜という距離に対応する幾何学量が入っている。素数場の物理を求めるには素数場を運動量空間として記述するのが好ましい。従って（数式６）の｜ｌｎφ（μ）｜、｜ｌｎφ（σ）｜を消去する。つまり∫｜ｌｎφ（μ）｜ｄφ（μ）＋ｉ∫｜ｌｎφ（σ）｜ｄφ（σ）から｜��ｎφ（μ）｜，｜ｌｎφ（σ）｜を消去したい。∫｜ｌｎφ（μ）｜ｄφ（μ）＋ｉ∫｜ｌｎφ（σ）｜ｄφ（σ）＝−（φ（μ）＋ｉφ（σ））＋（φ（μ）｜ｌｎφ（μ）｜＋ｉφ（σ）｜ｌｎφ（σ）｜）より（φ（μ）｜ｌｎφ（μ）｜＋ｉφ（σ）｜ｌｎφ（σ）｜）の項は主値計算により指数形式では１／（ｌｎπの２乗）ｅｘｐｉθ（但しθは角度６０）と表示され、また実数部φ（μ）｜ｌｎφ（μ）｜はφ（μ）の微小変化に対しほとんど等値となることよりこの項は定数とみなし主値計算により√Ｃとする。これにより｜ｌｎφ（μ）｜、｜ｌｎφ（σ）｜は消去できた。従って素数場は簡単にｅｘｐ−（２√２Ｃ／π）（φ（μ）＋ｉφ（σ）−√Ｃ）となる。従ってｚ＝φ（μ）＋ｉφ（σ）と書くと（数式６）は（数式７）に書き換えられる。（数式７）の解ｅｘｐ（−ｚ＋√Ｃ）は主値により（数式８）に記すように基礎物理量である微細構造定数αとか万有引力定数Ｇを導く。
【００１７】
【数６】
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【００１８】
【数７】
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【００１９】
【数８】
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【００２０】
（数式７）は素数場の代数構造の複素微分方程式である。求めたいのは（数式７）の物理式としての複素微分方程式である。（数式７）のｚ＝φ（μ）＋ｉφ（σ）と√（φ（μ）＋ｉφ（σ））（φ（μ）−ｉφ（σ））は絶対値により等値とし、そして定数係数２√２Ｃ／πを省略すると（数式７）はより簡単にｄ／ｄｚ＝（１／２）（∂／∂φ（μ）−ｉ∂／∂φ（σ））と∂／∂φ（μ）⇔｜ｌｎφ（μ）｜、∂／∂φ（σ）⇔｜ｌｎφ（σ）｜の対応より（数式７）は主値による計算を満足する（１／２）（∂／∂φ（μ）−ｉ∂／∂（σ））ｅｘｐ（−ｚ＋√Ｃ）＝−√（２／π）（｜ｌｎφ（μ）｜−ｉ｜ｌｎφ（σ）｜）ｅｘｐ（−ｚ＋√Ｃ）となる。そして｜ｌｎφ（μ）｜⇔ｒ（μ）、｜ｌｎφ（σ）｜⇔ｒ（σ）の対応と絶対値により｜ｌｎφ（μ）｜−ｉ｜ｌｎφ（σ）｜＝√（ｒ（μ）の２乗）＋（ｒ（σ）の２乗）となり√（ｒ（μ）の２乗）＋（ｒ（σ）の２乗）は素数場の物理的な２点間の距離即ちベクトルｒを意味する。そしてφ（μ）を縦方向の素数場の運動量Ｐ（μ）、φ（σ）を横方向の素数場の運動量Ｐ（σ）に対応させる。曲面上でのＰ（μ）とＰ（σ）のベクトルの外積を考えるとＰ（μ）×Ｐ（σ）は曲面上の点から中心方向のベクトルとなる。つまりＰ（μ）×Ｐ（σ）はベクトルｒと一致する。即ち複素場である素数場では代数構造√（｜ｌｎφ（μ）｜の２乗）＋（｜ｌｎφ（σ）｜の２乗）∝φ（μ）φ（σ）そして物理構造√（ｒ（μ）の２乗）＋（ｒ（σ）の２乗）∝Ｐ（μ）Ｐ（σ）が成立する。この比例関係は主値計算による数論上からも√（｜ｌｎφ（μ）｜の２乗）＋（｜ｌｎφ（σ）｜の２乗）＝（（π／２）の２乗）φ（μ）φ（σ）が成立することからも説明できる。尚先述したとおり素数場には素数磁場と量子素数磁場に挟まれた境界が存在し境界のφは１であるとした。境界のφをφ＝（φ（μ）／（π／２）＋ｉφ（σ）／（π／２））と定義し主値について計算するとφ＝１となる。この境界のφ＝１を物理的には境界の運動量Ｐ（０）＝１として物理式に組み入れる。以上により代数構造の複素微分方程式（数式７）を主値による数値計算を満足する物理式に書き換えると（数式９）となる。（数式９）は素数場を運動量空間とみなしたときの物理方程式であり素数場１個からＰ（μ）Ｐ（σ）に比例するエネルギが生み出されることを示している。そして素数場の運動量が同一の素数場を相互作用させたときの物理方程式を（数式１０）に記す。（数式９）と（数式１０）により素数場を相互作用させたとき１個の素数場のエネルギの２乗倍のエネルギが生み出される。
【００２１】
【数９】
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【００２２】
【数１０】
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【００２３】
以上の記述をまとめると、複数の永久磁石の同磁極を点、線、面で接触または近接させたときの磁場即ち素数場は高周波の動磁場となりそして素数場は素数磁場、量子素数磁場、境界領域から構成され、素数場の物理を求めるために先ず素数磁場の物理を説明する方程式を求めそして素数磁場と量子素数磁場は直交することにより素数磁場の方程式を直交変換即ちπ／２ヒルベルト変換して量子素数磁場の方程式を求めそして素数磁場と量子素数磁場の方程式を１個の方程式にまとめ、この方程式を更に複素平面上の方程式に書き換えると素数場の物理を説明する運動量空間上での素数場の物理方程式が求められ、この方程式により素数場の縦方向の運動量と横方向の運動量の積に比例するエネルギ量が生み出され、そして同一の運動量の素数場を相互作用させるとエネルギ量の２乗倍が生み出されることにより課題は解決できる。
【００２４】
従って課題を解決するための手段はヒルベルト変換論、複素関数論により素数場の物理方程式を求めその方程式により運動量が同一の素数場を相互作用させることにある。
【発明の効果】
【００２５】
本発明は永久磁石より大きな電気エネルギが得られることによりクリ−ンなエネルギ源としての効果を有する。
【図面の簡単な説明】
【００２６】
【図１】同一の運動量の素数場２個を相互作用させた図である。
【発明を実施するための形態】
【００２７】
本発明は代数上の素数分布と素数場という磁場が等価な関係で結ばれるという思考を基準にして導いたものである。特に素数因子φ（ｋ）を運動量Ｐに、｜ｌｎφ（ｋ）｜を距離ｒに対応させて素数場の物理を構成したものであり従って運動量保存の法則、エネルギ保存の法則、角運動量保存の法則の概念を素数因子の代数が表現している必要がある。素数因子が主値について数値計算を満足している数式を（数式１１）に記す。（数式１１）は素数場の物理法則を数式化したものである。
【００２８】
【数１１】
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【００２９】
磁束密度１Ｔの１個の素数場が外に仕事を与えるエネルギは特許文献１より２１８ＫＪ／ｍｏｌである。２個相互作用させると約４７，０００ＫＪ／ｍｏｌという大きなエネルギとなる。このエネルギは永久磁石の磁場エネルギと比較すると比較できないような大きなエネルギである。何故素数場はこのような大きなエネルギを生み出すのかについては、マクロ的には素数場の縦方向と横方向の運動量の配位は磁束の縦方向と横方向の配位と等価であるから素数場では磁束は接近するか接触を為すと考えられ、磁束間の接近、接触は電磁理論より大きなエネルギが生み出されるからである。ミクロ的には素数場の磁束振動により生み出されるｅ§（０）ω（ｅは電気素量、§（０）は磁束量子、ωは角振動数）によると考えられる。
【００３０】
素数場で生み出される大きな磁場エネルギは機械的エネルギ、化学的エネルギ、電気エネルギ等に変換可能である。前述した磁束密度１Ｔの相互作用の素数場で生み出されるエネルギ４７，０００ＫＪ／ｍｏｌはあくまで計算値であり、そして２個の素数場が完全に密着した状態のときの数値であり、現実に於いてはこのような密着した状態からエネルギを取り出すことは困難である。しかし４７、０００ＫＪ／ｍｏｌの２〜３％即ち１，０００ＫＪ／ｍｏｌ程度のエネルギが取り出されるとしたら電圧換算で１０ボルト近くとなりこれでも大きな電気エネルギとなる。従って相互作用の素数場で生み出される大きな磁場エネルギを電圧に変換し電力として利用するのが効果的である。
【００３１】
１，０００ＫＪ／ｍｏｌのエネルギを例えば水素の荷電子に与えると約１０ｅＶとなり、これは水素の電離エネルギ１３，６ｅＶとほぼ等しい。従って相互作用の素数場は水素原子をプラズマ化する。このように相互作用の素数場は化学物質をプラズマ化する効果を有する。
【００３２】
永久磁石の材質はフェライト、ネオジが適している。磁束密度は大きいほうがより大きなエネルギを生み出す。相互作用のときの永久磁石はその材質、形状、磁束密度、保持力は同一のものであることが好ましい。
【００３３】
（図１）に同一の運動量の素数場２個を点接触により相互作用させた図を記す。
【産業上の利用可能性】
【００３４】
クリ−ンなエネルギとしての電力供給の利用可能性がある。
【符号の説明】
【００３５】
１  点接触させた永久磁石
【図１】
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