(57)【要約】【課題】スピン波分布より大きなエネルギ、大きな電磁力を得る方法。【解決手段】本出願人はスピン波分布の数理は代数上の素数分布の数理と等価、等値な関係にあることを見出し素数分布の数理を正弦波という三角関数で書きそして素数因子を物理因子に変換しスピン波分布の場を物理場として記述するとスピン波分布の場は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束分布の場と等値であることが解かりそして整列作用を定義しスピン波分布の場の方程式を求め方程式を解析することによりスピン波分布の場の境界で大きなエネルギ、大きな電磁力が導かれ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】
スピン波分布により大きなエネルギ、大きな電磁力を得るためにはスピン波分布の数理を構築する必要がありそのためには本出願人はスピン波分布の数理と代数上の素数分布の数理を対比させた数理構築が適切であると考えた。スピン波分布の数理は物理上の数理であり素数分布は代数上の数理であるから無関係と考えられるが素数分布を正弦波で書くことにより素数分布の数理とスピン波分布の数理を結合した数理構築即ち素数分布の正弦波を等価、等値のｅｘｐ関数に置換しｅｘｐ関数の素数因子を物理因子に変換することによりｅｘｐ関数をスピン波分布の場と定義しそしてその場では縦方向の運動と横方向の運動が同時に為されている必要があることを知ることができ、そのような特殊な場はヨウカ水銀滴下によるヨウカ水銀の運動を見る化学実験に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束分布の場であることが解かり従って素数分布の数理とスピン波分布の数理を具体的な物理事象を介して結合した数理構築で書くことができそしてスピン波分布の場の整列作用を定義することによりスピン波分布の場を解とする方程式を書くことができ方程式を解析することによりスピン波分布の場の定められた領域即ち境界で大きなエネルギ、大きな電磁力が導かれることによりスピン波分布より大きなエネルギ、大きな電磁力を得る方法。
【発明の詳細な説明】
【技術分野】
【０００１】
本発明は磁性体のスピン電流が磁場を形成するのに対し、スピン波分布が形成する磁場の数理に注目しスピン波分布の定められた空間から外に仕事を与える大きなエネルギ、外に作用する大きな電磁力を得る方法に関するものである。
【背景技術】
【０００２】
スピン波分布により大きなエネルギ、大きな電磁力を取り出す方法は現段階において本出願人の知る限り見当たらない。
【先行技術文献】
【特許文献】
【０００３】
【特許文献１】特願２０１４−９４９５３
【特許文献２】特願２０１４−０９４９７９
【非特許文献】
【０００４】
【非特許文献１】Ｔｈｅ  Ｒｉｅｍａｎ  Ｈｙｐｏｔｈｅｓｉｓ  紀伊国屋書店
【非特許文献２】基礎数学ハンドブック  森北出版
【非特許文献３】数理物理学の展開  東京図書出版
【発明の概要】
【発明が解決しようとする課題】
【０００５】
スピン波分布及びスピン波分布が影響を及ぼす空間の数理を求めることによりスピン波分布の定められた空間から外に仕事を当る大きなエネルギ、外に作用する大きな電磁力が生み出されることを数理思考と実験事実を対比させて求めることである。
【課題を解決するための手段】
【０００６】
本発明はスピン波分布の表記、スピン波分布が影響を及ぼす空間、尚この空間を素数場と名称すると素数場の数理、素数場の物理方程式並びにその解析、そしてスピン波分布の作成方法などの多くの説明事項を必要とする。
【０００７】
このような多くの説明事項を解決するためには数学、特に代数学が必要である。その代数学はスピン波分布が他のスピン波分布と相互作用しないと考えることによりスピン波分布は代数上の素数分布とその概念に於いて等価とみなすことができ従って本出願人はスピン波分布の数理と素数分布の数理を等価な関係で結びスピン波分布の数理を導くことにした。以下スピン波分布と素数分布を対比させて順次説明する。
【０００８】
スピン波分布は物理上の事象であり素数分布は言うまでもなく代数上の事象である。従ってこの２つの分布を対比するには少なくとも素数分布の数理的記述が必要である。本出願人は素数分布の数理的記述を次のように考えた。先ず代数上の素数２，３，５，７，１１，１３・・・などに素数番号を付与する。素数２，３，５，７はｋ＝０の素数、１１はｋ＝１，１３はｋ＝２・・・というように。そしてｋ番目の素数をλ（ｋ）と表記しそして素数分布密度の２乗に対応する素数因子をφ（ｋ）としφ（ｋ）＝（ｌｎλ（ｋ）＋Ｃ／２）／λ（ｋ）と定義した。Ｃはオイラ−定数である。φ（ｋ）、λ（ｋ）とその自然対数ｌｎφ（ｋ），ｌｎλ（ｋ）が素数分布の数理の基本因子となる。この基本因子により多くの数論式が成立する。例えば（π／２）Σφ（ｋ）＝ｌｎλ（ｋ）＋Ｃ、（ｌｎλ（ｋ）＋Ｃ／２）＝（π／２）（ｌｎφ（ｋ）＋Ｃ／２）など。しかし素数分布の数理では（φ（ｋ）の２乗）／（３．８／（ｋ＋１）−０．１３）＝ｓｉｎｌｎ（（ｌｎλ（ｋ））（ｌｎλ（ｋ）＋Ｃ））が重要である。このｓｉｎ関数は素数分布に正弦波という周期関数が適用できることを意味する。スピン波分布が正弦波の周期関数で書くことができるとすると素数分布とスピン波分布は結びつく。このｓｉｎ関数は弧度法でλ（〜０）＝２．１２のとき零、λ（０）＝７のとき１、λ（２０）＝８９で零となる。ここで〜０と書いたのは２．１２は素数でないがｋ＝０の素数２に近いことによる。従って区間（ｋ＝０、ｋ＝２０）は区間（０、π）に対応し、素数分布をスピン波分布に対比するときは素数範囲を素数２〜８９の素数分布で考えればよい。つまりスピン波分布は区間（ｋ＝０、ｋ＝２０）の正弦波の１／２周期を順次繰り返した正弦波に対比すると考える。そしてφ（ｋ）と正弦波を結びつける数式はφ（ｋ）＝ｑ（ｋ）ｓｉｎｌｎ（（ｌｎλ（ｋ））（ｌｎλ（ｋ）＋Ｃ））でありｑ（ｋ）＝（ｅｘｐｋ／（π（ｋ＋４））＋ｅｘｐ−ｋ／（ｋ＋１））／ｎπである。ｎはｋが小さいとき２、ｋが大きくなると１に近くなる。この式は素数分布と正弦波という周期関数が１対１の関係で結ばれ従ってスピン波分布に連なることより素数分布とスピン波分布の等価性を説明する。
【０００９】
スピン波分布の数理を求めるには先述したように素数分布の数理を求めることと等価である。素数分布の数理の基本は正弦波という周期関数で書かれること、そしてλ（０）＝７で極値をとることである。スピン波分布が影響を及ぼす空間を素数場と名称したがスピン波分布と素数分布の等価性により素数分布が影響を及ぼす空間も素数場と名称する。素数場のλ（０）＝７で極値をとるということは素数７は素数分布の数理を考えるとき何らかの物理事象と関わりを持つと考えられる。例えば７に近い７．０１５３７により微細構造定数αはｅｘｐ−（ｌｎ７．０１５３７）（ｌｎ７．０１５３７＋Ｃ）により求まり、万有引力定数Ｇはｅｘｐ−（２π×７．０１５３７）（２π×７．０１５３７＋Ｃ）と求まる。つまり素数分布の数理において７．０１５３７は物理事象と関わり合いがあると見なすことができる。７．０１５３７の端数０．０１５３７の存在はｋ≧０の素数の他に素数場ではｋがマイナスの数値をとる場が存在すると推察できる。つまりＣ−λ（−ｋ）＝０．０１５３７を満足するλ（−ｋ）が存在すると考える。λ（−ｋ）は勿論代数上の素数ではない素数対応値である。λ（−ｋ）は上式より０．５６１８３となる。つまり素数場にはｋ≧０と−ｋの素数場が存在する。−ｋのｋは２であることがすでに解かっている。ｋ＝０、ｋ＝−２の素数場が存在すればその中間のｋ＝−１の素数場が存在することも理解できる。ｋ＝−１の素数場はｋ＝０とｋ＝−２の境界であることは容易に理解できる。つまり素数場はｋ≧０、ｋ＝−１、ｋ＝−２の３つの場より構成される。ｋ≧０の素数場を素数磁場、ｋ＝−１の素数場を境界、ｋ＝−２の素数場を量子素数磁場と名称する。
【００１０】
従って段落（０００８）で記したようなｋ≧０のときのみの正弦波では素数場は記述できない。ｋ≧０、ｋ＝−１、ｋ＝−２の素数場を考慮した正弦波を求める必要がある。そのためにはｋ＝０の素数は７であると特化する。素数場の数理を求めるには素数磁場と量子素数磁場が重要であり従って３つの素数場の正弦波はλ（０）＝７のとき最大値１、λ（２０）＝８９のとき最小値０をとるようなｋ＝０、ｋ＝−２の素数場の正弦波を求める。そのためにはλ（ｋ）よりφ（ｋ）による記述が都合がよい。このような条件を満足する正弦波を（数式１）に記す。（数式１）の記号ａは素数磁場、記号ｂは量子素数磁場を、そしてφ（ａ｜ｋ）は素数磁場のφ、φ（ｂ｜ｋ）は量子素数磁場のφを表示する。量子素数磁場はｋ＝−２で固定されるからφ（ｂ｜ｋ）はφ（ｂ｜−２）と等値である。λ（０）＝７のφ（ａ｜０）＝０．３１９２、λ（−２）＝０．５６１８３のφ（ｂ｜−２）は絶対値により１．５４であり、この数値により（数式１）はφ（ａ｜０）、φ（ｂ｜−２）のとき１、φ（ａ｜２０）、φ（ｂ｜−２）のとき零となる。そして正弦波の振幅はλ（ａ｜０）のときの素数分布を１、λ（ａ｜２０）のときの素数分布を２０とするｋ関数とするとｋ関数はｅｘｐ（ｋの２乗）／１３５となる。このｋ関数は正規分布関数の逆数の形式をもつ。従って振幅を考慮した正弦波を（数式２）とする。しかし（数式２）はスピン波分布の数理には使いにくい。従って（数式２）を等価な概念をもつｅｘｐ（複素数）の形式に書き換える。そのｅｘｐ関数は（特許文献２）に記したｅｘｐ（−（φ（ａ｜ｋ）＋ｉφ（ｂ｜ｋ））により（数式２）と等価、等値の関係にあるｅｘｐ（−（φ（ａ｜ｋ）＋ｉφ（ｂ｜ｋ））＋π／２）となる。この関係式を（数式３）に記す。但し複素数の絶対値を用いた。このｅｘｐ関数は単純な形式であり取り扱いやすい。尚φ（ａ｜０）＋ｉφ（ｂ｜−２）の偏角はａｒｃｔａｎ１．５４／０．３１９２⇔π／２となりｋ＝０の素数磁場とｋ＝−２の量子素数磁場は直交する。以上により素数分布の数理を導く数式は（数式３）のｅｘｐ関数である。
【００１１】
【数１】
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【００１２】
【数２】
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【００１３】
【数３】
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【００１４】
（数式３）のｅｘｐ関数は単に素数分布の場であると解釈すると、素数分布とスピン波分布の等価関係よりｅｘｐ関数はスピン波分布の場でもある。スピン波分布の場は物理場であるから物理場として書くためにはｅｘｐ関数の素数因子φを物理量に書き換える必要がある。そのためには次のように考える。⇔を対応記号としてφ⇔素数分布密度の２乗⇔スピン分布密度⇔磁気モ−メント分布密度⇔磁束分布密度⇔ベクトルポテンシャル⇔力学的運動量、即ちφを運動量に対応させる。従ってスピン波分布の場を境界も考慮してｅｘｐ−（（ｐ（ａ｜ｋ）＋ｉｐ（ｂ｜ｋ））／ｐ（δ｜−１））＋π／２）と書く。ｐは運動量、δは境界記号である。スピン波分布の場では境界が重要である。境界の素数対応値は０．６７７５、φ（δ｜−１）＝１であることが既に解かっている。そして境界は素数磁場と量子素数磁場の張る平面に直交することも解かっている。即ち素数磁場、量子素数磁場、境界は夫々直交関係にある。
【００１５】
スピン波分布の物理場のｅｘｐ関数より物理場ではｐ（ａ）とｐ（ｂ）の直交より運動は直交している。つまり直交する２つの運動が同時に存在する場がスピン波分布の場であることになる。そのような場は特殊な電磁場以外には考えられない。本出願人はこのような直交する運動が同時になされる場は、ヨウカ水銀滴下によるヨウカ水銀の運動を見る化学実験より、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束分布の場であることを見出している。つまりスピン波分布の場は具体的には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束分布の場である。単純思考により同磁極を接触または近接させるとスピンに揺らぎが生じ、揺らぎは次々にスピンを揺り動かしスピン波が生ずると考えられる。
【００１６】
このようにしてスピン波分布の物理場が求められたことにより次に求めるべきは物理場の方程式、つまり素数場の方程式である。方程式を求めるには先ずスピン波分布の秩序性を考えねばならない。実験事実よりも素数場は整列運動の場である。つまり素数場には何らかの整列作用が働いていると考えられる。整列作用を定義しなければ方程式は記述できない。整列作用を求めるための代数上の手掛かりは構造整列性の概念を含むゼ−タ関数ζ（ｓ）が適切であると考える。素数場でのζ（ｓ）を次のように考える。先ず代数学での基本公式Σ１／Ｎ−ｌｎＮ＝Ｃ（Ｎは正の整数）のＮを８９までの素数に対応させたとき基本公式と同形式の（数式４）が求まる。従って数学的厳密性を抜きにして素数場のζ（ｓ）をζ（ｓ）＝Σ１／（λ（ｋ）のｓ乗）と定義する。ｓは複素数である。そして整列作用をζ（ｓ）の導関数ｄ／ｄｓζ（ｓ）と定義するとｄ／ｄｓζ（ｓ）＝Σ−ｌｎλ（ｋ）／λ（ｋ）のｓ乗＝（ｓ＝０のときΣ−ｌｎλ（ｋ））＝（ｌｎλ（ｋ）⇔｜ｌｎφ（ｋ）｜よりΣｌｎφ（ｋ）＝（∫記号で∫｜ｌｎφ（ｋ）｜ｄφ（ｋ）となる。従って（整列作用）＝∫｜ｌｎφ（ｋ）｜ｄφ（ｋ）＝φ（ｋ）｜ｌｎφ（ｋ）｜−φ（ｋ）と定義する。従って整列作用の物理場記述はφ⇔ｐ対応より∫ｌｎｐ（ｋ）ｄｐ（ｋ）となる。この整列作用の定義より｜ｌｎφ（ｋ）｜は数学的には距離、物理的には位置ｒに対応する。従って素数場の作用表示は∫ｐｄｒではなく∫ｒｄｐとなる。
【００１７】
【数４】
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【００１８】
整列作用が定義できたことにより素数場の方程式を求めそして素数場で生み出されるエネルギを求める。先ず素数場を解とする微分方程式を求める。その基本概念は整列作用には運動の整列作用と位置の整列作用の２つを考え、（素数磁場の整列作用）＋（量子素数磁場の整列作用）＝（境界での相互作用）とするのが自然な考え方である。そして方程式は素数という数の分布を基本としているため数値計算を満足する必要がある。その微分方程式を（数式５）、（数式６）に記す。（数式５）により素数場より外に仕事を与えるエネルギが生み出されることを説明する。そのエネルギは素数磁場、量子素数磁場の主値について求める。主値とは素数磁場ではλ（ａ｜０）＝７、φ（ａ｜０）＝０．３１９２そして整列作用の記号をＳと書くとＳ（ａ｜０）＝０．０４５３２であり、量子素数磁場ではλ（ｂ｜−２）＝０．５６１８３、φ（ｂ｜−２）＝１．５４，Ｓ（ｂ｜−２）＝−０．８７５となる。また境界ではλ（δ｜−１）＝０．６７７５、φ（δ｜−１）＝１，Ｓ（δ｜−１）＝−１となる。何故主値について求めるかというと主値が物理を説明するからである。その例として素数場をｅｘｐ−（φ（ａ｜０）＋ｉφ（ｂ｜−２））と書いて複素数の絶対値により自然界の４つの力の結合定数、そして磁束量子、電気素量が規則性をもって簡単に求めることができる。その数式を（数式７）に記す。（数式７）より主値が物理を説明することがわかりそして力は構造を保有していると考えられる。（数式５）の方程式を主値についてｌｎｐ⇔ｒよりＨをハミルトニアン，Ｅを全エネルギとしてＨ⇔Ｅの形式に書くと（数式８）となる。つまり主値について素数場の全エネルギは２πＣｐ（ａ｜０）ｐ（ｂ｜−２）となる。このエネルギ表示はｐ（ａ｜０）、ｐ（ｂ｜−２）が同時に存在する場即ち境界上のエネルギであり従ってこのエネルギ表示を境界に移すと２πＣ×０．３１９２ｐ（δ｜−１）×１．５４ｐ（δ｜−１）×（（１／２π）の２乗）〜πＣ×（ｐ（δ｜−１）の２乗）×（（１／２π）の２乗）となる。しかしこのエネルギ表示は相対的な表示であることはいうまでもない。この表示にはスピン波分布の作成に同磁極接触または近接させた永久磁石を用いたときの永久磁石の磁束密度の大きさの情報は何も入っていない。従ってスピン波分布の作成に永久磁石を用いたときの全エネルギを次のように定める。全エネルギ＝πＣ×（ｐ（δ｜−１）の２乗）×（永久磁石の磁束密度Ｂの２乗）／（Ｂの境界上の相対的大きさＢ（δ｜−１）の２乗）。Ｂ（δ｜−１）は次のように考える。Ｂ（δ｜−１）を１／（ｒ（δ｜−１）の２乗）に対応させるとｒ（δ｜−１）⇔ｌｎｐ（δ｜−１）⇔ｌｎφ（δ｜−１）よりφ（δ｜−１）＝１であるからＢ（δ｜−１）＝∞となり不都合な結果となる。従ってφ（δ｜−１）＝１は物理的には修正する必要がある。そのためにはλ（δ｜−１）＝０．６７７５を物理的に修正しなければならない。素数７が７．０１５３７のとき物理を説明したようにλ（δ｜−１）が物理を説明するためにはλ（δ｜−１）⇔０．６７７５−（１／２）×０．０１５３７＝０．６７とする必要がある。１／２としたのは境界には素数磁場と量子素数磁場との２つがあるからである。λ（δ｜−１）＝０．６７の��きφ（δ｜−１）＝１．０２８である。従ってｒ（δ｜−１）⇔ｌｎ１．０２８＝０．０２７６となり従って１／ｒ（δ｜−１）の２乗〜１３１０と導かれる。つまり境界の磁束密度の相対的大きさは１３１０となる。従って永久磁石の１個のスピン波が境界で生み出すエネルギはπＣ×（ｐ（δ｜−１）の２乗）×（（１／２π）の２乗）×（（Ｂ／１３１０）の２乗）となる。このエネルギ表示により具体的に１Ｔ（テスラ）の磁束密度の永久磁石１モルから境界に生み出される全エネルギは（ｐ（δ｜−１）の２乗）⇔２×１／２×（荷電子の質量）×（荷電子の平均的速さの２乗）として計算すると約２４０ＫＪ／モルとなる。但し荷電子の質量は９．１×１０のマイナス２８乗（ｇ）、荷電子の平均的速さは１０の８乗（ｃｍ／ｓｅｃ）、１モルの価電子数を１０の２３乗個とした。つまり素数場の境界上で大きなエネルギが生み出される。磁束密度１Ｔの永久磁石の単位体積あたりの磁場エネルギは数Ｊ程度であることと比較すると素数場の生み出すエネルギは極めて大きい。素数場の境界での大きなエネルギはスピン波分布によるものであり従ってこのエネルギがすべて外に仕事を与えるとき永久磁石の磁性は完全に失われる。素数場が同磁極接触又は近接させた永久磁石のときの境界を（図１）に記す。素数場の境界で大きなエネルギが生み出されることの実験事実は、同磁極を接触させた磁束密度１Ｔの永久磁石を金属アルミニュウムで囲い導電率を上昇させるため水酸化ナトリウムで弱アルカリ性にした水溶液にその金属アルミニウムで囲った永久磁石を配置すると水は電気分解されて勢いよく水素と酸素を生ずる。このときの化学熱力学におけるギブスエネルギの変化は理論的には２３７ＫＪ／モルである。このエネルギは１Ｔの１モルの永久磁石がスピン波分布により生み出すエネルギとほとんど同値である。従って素数場は大きなエネルギを生み出すことが化学実験よりも説明できる。以上により同磁極を接触または近接させたときの磁束分布の場即ちスピン波分布の場の定められた領域即ち境界で大きなエネルギが得られる。
【００１９】
【数５】
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【００２０】
【数６】
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【００２１】
【数７】
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【００２２】
【数８】
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【００２３】
次に素数場の定められた領域で大きな電磁力が得られることを説明する。段落（００１８）で記したようにスピン波分布の場が同磁極接触または近接させたときの磁束分布の場のとき、場の境界の磁束密度の相対的大きさはＢ（δ｜−１）⇔１／（ｒ（δ｜−１）の２乗）⇔１／（ｌｎφ（δ｜−１）の２乗）⇔１／（（ｌｎ１．０２８）の２乗）〜１３１０と導いた。数値１３１０は何に対しての相対的大きさかというとｒ⇔ｌｎφ＝１に対してである．ｌｎφ＝１は何を意味するかというと、作用∫｜ｌｎφ｜ｄφ＝φ｜ｌｎφ｜−φを考えたときｌｎφ＝１は作用＝０となるから従って素数場の作用は零即ち素数場の存在しない通常の磁場即ち通常の永久磁石の磁束密度が１のときを意味する。つまり素数場の境界の磁束密度の相対的大きさ１３１０は通常の永久磁石の磁束密度１に対する相対的大きさである。従って素数場の境界では極めて大きな磁束密度が生み出され従って大きな電磁力が生み出されていることになる。そして素数磁場の磁束密度の相対的大きさを１／（ｒ（ａ｜０）の２乗）⇔１／（｜ｌｎ０．３１９２｜の２乗）＝０．７６６８、量子素数磁場の磁束密度の相対的大きさを１／（ｒ（ｂ｜−２）の２乗）⇔１／（ｌｎ１．５４の２乗）＝５．３６３７とすると（境界の磁束密度の相対的大きさ）／（素数磁場の磁束密度の相対的大きさ）＝１３１０／０．７６６８〜１７００、（境界の磁束密度の相対的大きさ）／（量子素数磁場の磁束密度の相対的大きさ）＝１３１０／５．３６３７〜２４４となる。いづれにしても境界では大きな電磁力が現れる。境界で大きな電磁力が現れることについての実験事実は、飽和水溶液よりかなり低い低濃度の電解質溶液をビ−カ−に入れその溶液中に同磁極接触または近接させた永久磁石即ち素数場を配置し一夜放置すると境界に電解質が沈積する。このような現象は定常状態ではありえないことであり、この実験事実は境界に大きなク−ロン力が作用していることを説明する。またビ−カ−内の極低濃度の銅イオンと酸素イオンが溶け込んでいる溶液中に素数場を吊るして一夜放置するとビ−カ−の底に酸化銅が数本のスパイラル形状で沈積する。このような現象も定常状態ではありえないことであり、この実験事実は境界に大きなロ−レンツ力が作用していることを説明する。このような実験事実よりもスピン分布の場の定められた領域即ち境界で大きな電磁力が得られる。
【００２４】
以上の記述すべてを要約する。スピン波分布により大きなエネルギ、大きな電磁力を得るためには先ずスピン波分布の数理を構築する必要がありそのためには本出願人はスピン波分布の数理と代数上の素数分布の数理を対比させた数理構築が適切であると考えた。スピン波分布は物理上の数理でありそして素数分布は代数上の分布理論であるから無関係と考えられるが本出願人は素数分布を正弦波で書くことにより素数分布の数理とスピン波分布の数理を結合した数理、即ち素数分布の正弦波を等価、等値なｅｘｐ関数に置換しｅｘｐ関数の素数因子を物理因子に変換することによりｅｘｐ関数をスピン波分布の場と定義しそしてその場では縦方向の運動と横方向の運動が同時に為されていることを知ることができ、そのような特殊な場は、ヨウカ水銀滴下によるヨウカ水銀の運動を見る化学実験に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束分布の場即ち素数場であることが解かり従って素数場はスピン波分布の場と等値であると定義でき従って素数分布の数理とスピン波分布の数理は結合しそしてスピン波分布の場の整列作用を定義することによりスピン波分布の場を解とする素数場の方程式を書くことができ方程式を解析することによりスピン波分布の場即ち素数場の定められた領域即ち境界で大きなエネルギ、大きな電磁力が導かれることによりスピン波分布より大きなエネルギ、大きな電磁力を得る方法が解決できる。
【００２５】
従って課題を解決するための手段は、素数分布の数理とスピン波分布の数理を等価、等値とみなしたときの数理思考と段落（００２３）に記した化学実験であり数理思考と化学実験によりスピン波分布の場の定められた領域即ち境界で外に仕事を与える大きなエネルギ、外に作用する大きな電磁力が生み出されることにより課題は解決できる。
【発明の効果】
【００２６】
本発明はスピン波分布により生み出されるエネルギの供給を目的とするものであり、従って永続的なエネルギの供給の効果を有する。
【００２７】
本発明はスピン波分布の場の定められた領域即ち境界で大きな電磁力が生み出されることより荷電粒子の運動の制御に効果を有する。
【図面の簡単な説明】
【００２８】
【図１】スピン波分布の場が同磁極接触または近接させた永久磁石のときの素数磁場、量子素数磁場、境界を示す図である。
【図２】スピン波分布の場の磁束ル−プ並びに運動ル−プを示す図である。
【発明を実施するための形態】
【００２９】
外に仕事を与える大きなエネルギ、外に作用する大きな電磁力を生み出すスピン波分布の場の作成方法の一つは、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ることにより得られるので技術的には容易である。
【００３０】
スピン波分布の場の磁束分布の幾何構造は素数分布の数理の代数幾何学的解釈、そしてヨウカ水銀の滴下実験による運動形態により縦方向と横方向のル−プであることが解かっている。（図２）にスピン波分布の場の磁束ル−プ並びに運動ル−プを記す。
【００３１】
｜ｌｎφ（ｋ）｜⇔ｒ（ｋ）とφ（ｋ）⇔ｐ（ｋ）のスピン波分布の場での変換様式は（数式９）の行列式により求めることができる。（数式９）よりスピン波分布の場の位置変換は斜交変換、運動量変換は直交変換となる。
【００３２】
【数９】
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【００３３】
スピン波分布の場での運動は縦方向と横方向であり従って力の作用も縦方向と横方向に配位し、その合成力は平面と一定の角度で整列するからスピン波分布の場に磁性体とか荷電体を配置すると回転力を得て回転運動する。
【００３４】
スピン波分布の場には大きなエネルギが生み出されるからこのエネルギを力学的エネルギとか電気エネルギとして取り出すことにより無公害のエネルギ源となる。
【００３５】
スピン波分布の場には大きな電磁力が生み出されるからこの場に化学物質を配置すると化学物質の物理的、化学的物性の変化が生ずる。
【００３６】
従って発明を実施するための形態は無公害のエネルギ源の確保、化学物質の物性変化に利用することなどである。
【産業上の利用可能性】
【００３７】
スピン波分布の場で生み出される大きなエネルギは電力としてそして大きな電磁力は化学物質製造の触媒としての利用可能性がある。
【符号の説明】
【００３８】
１  素数磁場
２  量子素数磁場
３  境界
４  永久磁石
５  縦方向の磁束ル−プ並びに運動ル−プ
６  横方向の磁束ル−プ並びに運動ル−プ
【図１】
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【図２】
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