MODES DE PLASMA D’OSCILLATION COHÉRENTE COLLECTIVE EN ENVIRONNEMENT SUPPORT DE TROUS NOIRS ET STRUCTURE SOUS VIDE – PROCESSUS QUANTIQUES EN CONSIDÉRANT LE COUPLE SPATIAL ET LES FORCES DE CORIOLIS

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RL Amoroso, B. Lehnert et JP Vigier ( éd. ) Beyond The Standard Model : Searching For Unity In Physics, 279-331.© 2005 The Noetic Press, imprimé aux États-Unis d’Amérique. MODES DE PLASMA D’OSCILLATION COHÉRENTE COLLECTIVE EN ENVIRONNEMENT SUPPORT DE TROUS NOIRS ET STRUCTURE SOUS VIDE – PROCESSUS QUANTIQUES EN CONSIDÉRANT LE COUPLE SPATIAL ET LES FORCES DE CORIOLIS N. Haramein ¶ et EA Rauscher § ¶ The Resonance Project Foundation, haramein@theresonanceproject.org § Laboratoire de recherche Tecnic, 3500 S. Tomahawk Rd., Bldg. 188, Apache Junction, AZ 85219 États-Unis

Extrait

Les principales forces entraînant les trous noirs, les étoiles à neutrons, les pulsars, les quasars et la dynamique des supernovae ont certaines similitudes avec les mécanismes des systèmes moins tumultueux tels que les galaxies, la dynamique stellaire et planétaire. Ils impliquent des processus gravitationnels, électromagnétiques et des particules uniques et collectives. Nous examinons le collectif structures cohérentes du plasma et leurs interactions avec le vide. Dans cet article, nous présentons une équation d’équilibre et, en particulier, l’équilibre entre les systèmes gravitationnels extrêmement effondrés et leur environnement énergétique environnant milieux plasmatiques. La dynamique des milieux plasmatiques, la structure du vide et la couplage des forces électromagnétiques et gravitationnelles avec l’inclusion du couple et des phénomènes de Coriolis comme décrit par la solution Haramein-Rauscher aux équations de champ d’Einstein. La nature exotique des trous noirs complexes implique non seulement le trou noir lui-même, mais les milieux plasmatiques environnants. Les principales forces impliquées sont intenses forces d’effondrement gravitationnelles, champs électromagnétiques puissants, impulsion de charge et de rotation angulaire. Nous trouvons solutions de plasma soliton ou magnéto-acoustique aux équations relativistes de Vlasov résolues au voisinage du trou noir ergosphères. Des états collectifs de phonons ou de plasmon des champs de plasma sont donnés. Nous utilisons le formalisme hamiltonien décrire les états collectifs de la matière et les processus dynamiques au sein du plasma permettant de déduire un possible une structure de vide polarisée et une physique unifiée.

INTRODUCTION

Dans cet article, nous présentons un modèle généralisé de l’équilibre entre les champs gravitationnel et électromagnétique près ou à l’ergosphère d’un trou noir. A. Einstein, [1] JA Wheeler [2] et de nombreux autres chercheurs ont tenté de réduire les concepts de gravitation et d’électromagnétisme aux principes de la géométrie. Comme c’est bien connu, la géométrisation de la gravité a rencontré un grand succès, tandis que cette dernière tentative d’électromagnétisme a rencontré de nombreuses difficultés. Dans le cas d’un trou noir, la charge des ions les plus lourds, par séparation des charges sera plus proche de l’ergosphère que les ions négatifs ou les électrons. La polarisation du champ électrique se produira par son émission du corps ou du système en rotation. Le magnétisme se produira dans le vide induit par la polarisation par la rotation d’un corps gravitationnel tel qu’un pulsar ou un trou noir. Ce modèle et l’interaction générale entre l’électromagnétisme et la gravité est fondamentale et implique les détails de la physique à plusieurs corps et la structure du vide. Le vide est un source potentielle d’électrons, de positrons ainsi que d’autres particules lorsqu’ils sont activés par une source d’énergie polarisante [3]. Notre approche nouvelle et unique de développement de l’équation relativiste de Vlasov, formulée et résolue dans le la proximité des trous noirs décrit bien les phénomènes électromagnétiques d’un plasma dense sous forte champ gravitationnel. Dans les conditions gravitationnelles extrêmes d’un trou noir, les photons sont piégés en étant fortement courbé par le champ gravitationnel décrit par la courbure de l’espace. Interaction entre les médias extérieurs et les l’intérieur d’un trou noir peut se produire en raison de la polarisation de l’état du vide, c’est-à-dire les propriétés du vide, angulaire momentum du trou noir (métrique Kerr) et chargé (métrique Kerr-Newman) ainsi que le couplage du champ magnétique par polarisation de l’état du plasma sous vide Le champ gravitationnel tournant sous vide engendre des forces électromagnétiques qui sont données par 1. ω × │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ ∝ gceB 3 où e est la charge sur l’électron, c est la vitesse de la lumière, g est l’accélération gravitationnelle locale et ω est la vitesse angulaire de rotation du corps ou trou noir. Le terme ω × g est analogue à un gravitationnel terme gyroscopique. Si Esc ν est la vitesse d’échappement d’un électron sur l’horizon des événements d’un trou noir, puis cÉchap ~ ν . L’espace très courbé d’un trou noir génère un champ magnétique et de charge plus élevé, souvent observé près d’un pulsar. 279


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Dans un trou noir, la gravité est si forte que l’espace est si fortement incurvé que le gaz des milieux interstellaires est comprimé et devient dense, et comme tout gaz chaud, émet un rayonnement sous forme d’ondes radio, de lumière visible et x -rays. Cet effet de champ électromagnétique à travers l’horizon des événements agit à travers les effets de l’état de vide la polarisation corrèle les effets externes et internes et peut donc résoudre le paradoxe de l’information de sorte que les informations entrant dans un trou noir sont conservées avec charge, la quantité de mouvement angulaire et les informations sont transformées par le trou noir. Les trous noirs agissent comme une source d’énergie de générateur électrique de quasars qui émettent la lumière d’un ensemble galaxie. Bien sûr, le trou noir stocke l’énergie du champ gravitationnel et, comme l’a suggéré R. Penrose, stocke également beaucoup d’énergie dans sa rotation. À mesure que l’effondrement se produit, plus d’énergie est générée pour alimenter le quasar [3]. La dynamique du plasma dans la région externe génère des gradients de champ électrique et donc un flux de courant et induit des champs magnétiques intenses à travers l’ergosphère. L’horizon des événements est étiré et agit comme une sphère conductrice avec un la résistivité, par exemple, ayant une impédance de 377 Ω . Des lignes de force magnétiques traversent la sphère, excitant son surface avec des courants de Foucault produisant une traînée sur la sphère. Les lignes de force ne traversent pas l’horizon mais s’enroulent et, pour un système rotatif, ils finissent par se pincer sous forme de boucles. Des effets astrophysiques sur les trous noirs se produisent par les effets de leurs états excités du plasma dense sur le vide. Pour 377 Ω , un champ électrique de 377 des volts seraient nécessaires pour faire passer un ampère de courant sur une surface carrée sur l’horizon des événements. Cette valeur est choisi, pour le bien de cette image, analogue aux champs de la Terre. Il est intéressant de noter que le magnétohydrodynamique et les forces de Coriolis des comportements collectifs du plasma dans cette image sont similaires à la processus de formation de taches solaires et d’éjection coronale sur notre soleil. Par la suite, examen attentif des trous noirs ergospheres structures peuvent révéler des régions de flux magnétique élevée et x émissions -ray ressemblant à la tache activité trouvée sur notre star locale. Bien sûr, le mouvement du champ magnétique par les processus dynamiques près d’un trou noir génère un champ électrique qui peut nous donner une méthode quantitative pour décrire les mécanismes de transfert d’énergie. Dans le cas d’une rotation rapide trou noir magnétisé, le champ électrique généré près de l’horizon des événements peut produire d’énormes différences de tension entre les pôles du corps en rotation et sa région équatoriale. Jusqu’à 10 20 volts peuvent être générés par les lignes de champ s’étiraient à l’horizon des événements, ce qui faisait que le système agissait comme une énorme batterie. Le champ magnétique les lignes transportent le courant qui est entraîné par la différence de tension vers les parties éloignées d’un quasar, qui sont liées par le les lignes de champ magnétique et la polarisation de l’état du vide dans son environnement, produisant un gigantesque circuit à courant continu. Les charges positives remontent les lignes de champ depuis les régions équatoriales de la surface et sont équilibrées par le courant des lignes de champ polaire aux lignes équatoriales. Les propriétés complexes du plasma sous tension alimentent les jets de gaz ionisés qui ont été observés émergeant des noyaux des quasars, des supernovae et des galaxies, s’étirant de nombreuses années-lumière dans l’espace. Le plasma peut agir comme s’il était gelé autour des lignes de champ magnétique, où les électrons subir une rotation gyroscopique. Alors que les lignes de force magnétique traversent l’ergosphère, de l’énergie est déposée dans plasma intervenant, l’accélérant vers l’extérieur contre le fort champ magnétique. Ce processus est équilibré par gravité dans le vide de l’horizon des événements du trou noir. Par conséquent, un équilibre est maintenu à certaines phases de l’effondrement stabilité, où l’équilibre énergétique se produit. Les processus de la magnéto-électrodynamique du plasma avec un grand champ magnétique dans le fort champ gravitationnel de un trou noir agit comme un générateur / moteur magnétique. Les forces de Coriolis générées dans le plasma se produisent en raison de la l’accélération de rotation ainsi que le champ gravitationnel du trou noir. Comme nous l’avons démontré en détail, la les propriétés de moment résultent du terme de couple dans le tenseur d’énergie de contrainte d’Einstein [4]. L’accélération résultante produit des biais électromagnétiques dans les états électron-positon dans le vide produisant la polarisation du vide que nous démontrons ici et en référence [5]. Cela nécessite que nous incluions le champ magnétique dans le Équation de Vlasov [6]. C’est le cas du champ magnétique puissant qui nous donne la dynamique du générateur de dynamo affichée par trous noirs galactiques et supernovae. Des phénomènes d’ondes de choc et d’ondes d’étrave peuvent se produire à cause du plasma violent des éruptions dans un champ magnétique puissant et des phénomènes d’ondes d’arc peuvent se produire lorsque le trou noir est associé à un deuxième corps astrophysique dans lequel les deux échangent des lignes magnétiques de flux et de champs de plasma [7]. Nous et d’autres avons décrit ailleurs la manière dont la force forte et les forces gravitationnelles peuvent devenir équilibré grâce au formalisme de la relation entre la chromodynamique quantique (QCD) et quantique électrodynamique (QED). Les forces fortes et électro-faibles sont liées par le modèle des quarks. Ce modèle utilise l’existence de mini trous noirs de l’unité Planck [8]. On peut ainsi décrire la forme de la dynamique du plasma tenseur d’énergie en traitant son effet par les forces de Coriolis. Ces forces motrices accélératrices activent le plasma la dynamique et, par conséquent, l’effet du vide se manifeste à travers l’effet du terme de couple dans l’énergie de contrainte tenseur. C’est la manière dont le tenseur énergie-contrainte est modifié que nous détaillons dans les références [3,4]. Par conséquent le terme de couple dans le tenseur d’énergie de contrainte donne en fait le modèle d’Einstein-Vlasov plus détaillé et précis car le plasma peut être utilisé dans cette approche [9,10].


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Ces perturbations turbulentes diffusent et se propagent souvent transversalement aux lignes de force magnétiques. Beaucoup plus haut les termes d’ordre et un certain nombre de constantes de couplage ne se prêtent pas directement à une approche analytique et nécessitent simulations informatiques. Dans de telles conditions gravitationnelles et électromagnétiques variables, des modèles peuvent émerger sous des interactions cycliques mais aussi de grandes instabilités dynamiques imprévisibles se produiront. Nos équations d’onde doivent accueillir ces deux cas. Certaines des approches analytiques les plus détaillées peuvent être trouvées dans la référence [5]. nous décrire des exemples de systèmes de plasma de trous noirs pour les phénomènes stellaires et de supernovae. Dans cet article, nous exprimons en détailler les équations d’équilibre entre le système d’effondrement gravitationnel et le plasma environnant. Équilibre les systèmes agissent dans des systèmes couplés par thermo-plasma et gravitationnels qui obéissent à des structures uniques dans l’espace, dont certaines nous présentons dans ce volume. Nous pouvons traiter le champ électromagnétique en termes d’harmoniques sphériques comme une approximation. Nous avons résolu Équation de courbure de champ d’Einstein avec un terme centrifuge qui découle du terme de couple dans l’énergie de contrainte terme tenseur et terme source et démontrent une possible équation d’équilibre à l’horizon des événements [3,4]. Le haut champ magnétique d’étoiles à neutrons d’environ 14 10 Gauss, et éventuellement les trous noirs agissent également pour diriger et repousser plasma contre l’accrétion à la surface de l’horizon des événements. Nous trouvons des états de plasma soliton ou magnéto-acoustique comme Solutions aux équations relativistes du plasma de Vlasov résolues au voisinage d’une ergosphère de trou noir.

II. TURBULENCE DYNAMIQUE À LA SURFACE DE L’ÉVÉNEMENT HORIZON ET L’ÉQUILIBREÉQUATION

Il est clair que l’interface à la surface d’une étoile à neutrons en rotation, d’un pulsar ou d’un trou noir et des milieux environnants peut être très turbulent. De grandes charges d’énergie, thermique, de charge, de matière et de moment angulaire se produisent. Excitation les modes dans les milieux plasmatiques peuvent devenir assez importants. Pour les petites excitations, l’approche standard consiste à décomposer le les modes turbulents en une somme de modes linéaires, mais ce n’est pas possible dans notre cas parce que le système est tellement non linéaire. Dans les phénomènes d’excitation élevée, qui dépassent l’énergie thermique, la condition de non-linéarité exige que le divers modes d’excitation se couplent les uns aux autres de diverses manières. Prenons un exemple de vague couplage en mode résonnant pour les vecteurs d’onde λ 1 ≡ k où λ est la longueur d’onde et l’amplitude de l’onde () kU . le condition pour le couplage de mode de résonance d’onde, nous pouvons exprimer comme ( ) () () kkkk ω ω ω = ′ + ′ – ayant une dominante fréquence, ω qui est satisfaite pour les vecteurs d’onde, k et k ′ . La théorie de la turbulence donne une équation cinétique d’onde non linéaire de la forme de l’amplitude de l’onde 2. () () () ( ) () () () () 2 2 2 2 2 2 , , 2 kUkUkkBkUkkUkkAkUktkUkk ′ ′ Σ + ′ ′ – │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ ′ Σ + = ′ ′ γ ∂ ∂ où A ( kk ′ , ) et B ( kk ′ , ) sont les coefficients de couplage qui décrivent les modes résonnant et non résonnant du processus de couplage, respectivement, et le coefficient γ est le taux de croissance linéaire. Pour 1 / << ω γ nous avons les faibles théorie de la turbulence. Dans notre cas, nous traiterons de la théorie des turbulences élevées 1 / >> ω γ qui porte plus termes de couplage et est donc plus complexe. Les propriétés des milieux du plasma dans l’équation d’équilibre se produisent dans la région approximative de l’événement horizon. Notre équation de force d’équilibre pour la dynamique du trou noir, dans des interactions complexes, relie la gravité et force électromagnétique. La force dominante est la principale force d’attraction vers l’effondrement gravitationnel. Opposé il existe des forces pour le système Kerr-Newman dans lequel les forces de rotation centrifuge et de Coriolis sont entraînées par le spin et dynamique des particules chargées et terme de couple dans le tenseur d’énergie de contrainte d’Einstein. En général, nous ne nous préoccuperons pas nous-mêmes avec les interactions des particules individuelles et traitons principalement de la dynamique des particules collectives. Bien que ces les processus de particules collectives découlent de particules individuelles et leur action de masse, actuellement, on en sait beaucoup sur leur action de masse, et nous pouvons utiliser ces formulations pour notre objectif actuel. La physique dynamique des trous noirs implique des processus thermodynamiques ainsi que des processus électrodynamiques et gravitationnels phénomènes d’effondrement. En considérant les solutions Kerr et Kerr-Newman, nous pouvons aborder le concept de rayonnement et l’énergie absorbée dans un système qui s’effondre. Si une étoile superdense ou un amas stellaire s’effondre, tourne et est chargé, les possibilités de la matière complexe près du trou noir est beaucoup plus compliquée et est donc beaucoup système dynamique plus intéressant. En général, un tel système est beaucoup plus observable, comme une radiographie et visible source, car il existe un horizon d’événements rotatif fini avec une ergosphère «à action tidale». En général, on considère que la charge nette sur les systèmes d’effondrement stellaire et galactique est relativement faible mais une séparation extrême des charges internes peut se produire. Cependant, le phénomène majeur est la rotation du système, d’où


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la solution Kerr est souvent utilisée. La quantité de mouvement angulaire du système génère des forces de type Coriolis et celles-ci les types de forces entraînent les courants convectifs. Quelques exemples sur terre sont les courants océaniques et ionosphériques ainsi que dynamique magnétosphérique. De plus, la migration des taches solaires est affectée par les marées de type Coriolis et les phénomènes plasmatiques. Cette se produit également dans les structures stellaires et quasar. Des forces de type similaire peuvent entraîner des plasmons de matière stellaire près des trous noirs résultant de l’action de la marée ergosphérique. Des schémas de flux de matière et de courant peuvent se produire dans le nord et le sud hémisphères qui peuvent être rétrécis (ou pincés) à l’équateur [6]. Les processus radiatifs peuvent être exprimés par Équation de Stephan-Boltzmann, où l’énergie est liée à la température 4 T = E a et 3. 3 4 5 3 vRune π = où R est la constante du gaz et v est la fréquence. La constante de Boltzmann est ARK / = où A est Numéro d’Avogadro [7]. Le terme de couple dans les équations de champ d’Einstein génère des rotations et des forces d’entraînement de spin telles que le Coriolis les forces. L’analyse des effets de spin du trou noir est essentielle pour comprendre la dynamique du plasma environnant. Les forces centrifuges et de Coriolis dans le plan de rotation affectent les effets de spin du plasma environnant, expulsant plasma, s’opposant au processus d’accrétion près de l’horizon des événements [8]. Le rôle détaillé de ces forces nécessite modélisation informatique approfondie. Des progrès ont été réalisés par Feder et d’autres [9]. Ces forces motrices peuvent être augmentée par de grands champs magnétiques ainsi que par les fortes forces attractives de la matière ultra dense du trou noir. Ces systèmes sont constitués du trou noir rotatif et de ses milieux de gaz plasmagènes environnants. Nous pouvons former un brut analogie avec les milieux ionosphériques entourant la terre, son champ gravitationnel et son champ magnétique «en régime permanent». le les couches ionosphériques et magnétosphériques chargées sont affectées par ces forces, en plus de la température différentiel de l’équateur aux pôles, et sous des variations saisonnières. Les forces de Coriolis et les courants convectifs sont entraînés d’ouest en est en boucles circulantes [6]. L’activité éolienne solaire agit également comme une force motrice externe et bien que ces schémas sont complexes, ils sont statistiquement approximativement reproductibles. Des processus similaires peuvent être appliqués dynamique solaire et stellaire entourant des milieux composés de plasma énergétique. Les boucles les plus externes sont entraînées par forces centripètes (gravitationnelles) et centrifuges (rotationnelles).

III. L’ÉQUATION DE L’ÉQUILIBRE À PROXIMITÉ D’UNE ERGOSPHÈRE À TROU NOIR

Un système de trous noirs subissant un effondrement dans un système rotatif chargé est entouré d’un champ de plasma. Un équilibre entre le champ de plasma énergétique et les forces gravitationnelles existe. Alors que l’effondrement gravitationnel se déplace vers le centre du trou noir, le plasma environnant, à travers son champ de contrainte magnétique, se repousse de son événement de trou noir horizon. De plus, l’élasticité et l’élasticité des lignes de force magnétiques dans les états de plasma excités sont causée par les forces de rotation centrifuge et de Coriolis, équilibrées par les forces d’effondrement gravitationnel. Par conséquent, nous pouvons introduire la force gravitationnelle dans l’équation de Vlasov pour équilibrer et repousser l’électromagnétique Obliger. La boucle du champ donne une composante de rotation et le champ de plasma est complètement chargé de sorte que nous devons considérons un système de trous noirs chargés et rotatifs Kerr-Newman. Ce sont les modes d’excitation du champ plasma qui font effondrement des trous noirs visibles et donc détectables. Nous développons une forme modifiée de l’équation de Vlasov dans un champ gravitationnel. A partir de ce formalisme, nous développons un équation d’équilibre. Nous trouvons des solutions à notre équation de Vlasov modifiée qui décrivent des états collectifs cohérents qui polariser le vide et former ainsi une direction privilégiée dans l’espace. Cette image concerne notre couple espace-temps et modèle de spin modifié de la solution Haramein-Rauscher [3]. Les directions préférées dans l’espace ne sont pas structure des équations de champ d’Einstein, mais Einstein pensait qu’elles n’existaient pas. Le principe de Mach, cependant, peut donner des indices concernant un champ ou un cadre de référence préféré. Nous abordons cette question plus en détail plus loin dans ce document. Nous détaillons le formalisme des équations d’équilibre, y compris la thermodynamique de la physique des trous noirs et dynamique du plasma du trou noir externe. Les termes radiatifs de Stephan-Boltzmann et le mouvement de rotation convectif sont ainsi que les propriétés conductrices du plasma. Ces propriétés sont considérablement affectées par la propriétés non linéaires des milieux et polarisation du vide. Considérons un collectif non linéaire, cohérent état phonon ou plasmon dans un champ de plasma. Ce champ est décrit par la solution d’une forme non linéaire de la équation dynamique de Vlasov. Ces solutions concernent les états cohérents, sont semblables à des solitons et sont observées comme phonons. L’équation de Vlasov décrit l’état plasma d’un gaz entièrement ionisé dans un champ électromagnétique. Essentiellement ces conditions sont un cas spécialisé et étendu qui a des paramètres non décrits par les équations de Maxwell seul (le formalisme de Maxwell ne traite pas de la dynamique gazeuse non linéaire d’un plasma entièrement ionisé et Phénomène de vague hertzienne). La fonction qui est une solution de l’équation de Vlasov est exprimée comme une distribution


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fonction, i f pour l’espèce i qui est fonction de l’espace, de la quantité de mouvement et du temps. L’équation de Boltzmann et la Fokker-Planck dans l’espace des phases sont des équations cinétiques [10]. L’équation cinétique est une équation autonome pour la fonction de distribution. Les termes du coefficient de Fokker-Planck expriment et reproduisent le collectif Balescu-Lenard termes de collision nous donnant une expression pour les effets de collision [10]. L’utilité de cette approche a été démontrée par Vlasov [11]. Notre équation de force d’équilibre pour la dynamique des trous noirs met en relation les forces gravitationnelles et électromagnétiques. le les forces dominantes sont les principales forces attractives de l’effondrement gravitationnel. Les forces opposées existent pour le Système de Kerr-Newman dans lequel les forces centrifuges de rotation sont entraînées par la dynamique de spin et de particules chargées. Dans en général, nous ne nous préoccuperons pas des interactions entre les particules individuelles et ne traiterons pas des particules collectives dynamique principalement. Bien que ces processus de particules collectifs découlent de particules individuelles et de leur masse action, et puisque, actuellement, on en sait beaucoup sur leur action de masse, nous pouvons utiliser ces formulations pour notre présent objectif. Notez que les modes d’excitation transversaux et longitudinaux dans le plasma sont possibles. Nous pouvons dériver l’état d’équilibre de l’équation d’équilibre de l’équation cinétique pour le plasma en utilisant l’équation de Fokker-Planck dans l’espace de quantité de mouvement. Les propriétés cinétiques quantiques peuvent être incluses dans ce formalisme système de particules avec interaction Coulomb dérivé par Landau de l’équation de Boltzmann [12]. le La longueur de Debye fixe une limite à la corrélation de distance des particules et est décrite par un système formulé en termes de une série pour avoir une coupure et diverger à l’infini et donc la longueur de Debye agit comme une approximation de coupure pour éviter la non-normalisation. Les divergences sur l’excitation longue distance dont nous traitons principalement, dans un plasma, sont des modes longitudinal ou acoustique ou plasmon. Pour une distribution homogène des particules chargées dans un plasma, la plupart des oscillations sont produites par la masse lumineuse électrons chargés du plasma. Pour la diffusion et le frottement dynamique, nous pouvons écrire l’équation 4. i f que () jejejeFpFpptptF UNE • ∂ ∂ + ∂ ∂ ∂ B ∂ Σ = ∂ ∂ ν μ μν μν , où, dans ce cas précis, 3,2,1, = ν μ et où μν B et A sont respectivement les coefficients de diffusion et les coefficients de frottement dynamique. Le concept de friction fait partie de la dynamique de l’équation d’équilibre. Ces deux les coefficients peuvent être écrits en deux parties, une pour les grandes et l’autre pour les petites énergies de particules chargées. le expressions pour ces deux coefficients pour . VibB μν et . VibUNE comme . . VibCollBBB μν μν μν + = et . . VibCollUNEAA + = où “Coll.” signifie collectif et «Vib». pour les vibrations individuelles 5. ( ) kdpaampkmeAkdaampkKTBkkLVibkkLVib • │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ • – = │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ • – = ∫ ∫ ω δ π ω δ π ν μ μν 2 2 2 . . où p est l’élan, t est le temps et k est le nombre d’onde λ π 2 = k et L ω est le Langmuir fréquence donnée comme mneL / 4 2 π ω = et K est la constante de Boltzmann. Les quantités . VibB μν et . VibA sont 0 ≠ seulement quand cv > dans un milieu de sorte que le rayonnement Cherenkov existe dans un plasma longitudinal kmpL / / ω > et m est la masse de la particule qui est excitée. Seules les ondes de plasma ayant un numéro d’onde après-midikL / ω > peut être excité comme un résultat de la décélération des électrons avec l’élan, p . La valeur maximale du nombre d’onde est déterminée par l’ampleur du rayon Debye neKTr D 2 4 / π = . La décélération de l’électron due au rayonnement du les ondes longitudinales ne sont possibles qu’à condition que leur vitesse soit supérieure à la vitesse thermique moyenne. Les particules dynamiquement actives du milieu sont les électrons les plus légers, plutôt que les ions. Intégration sur les nombres d’onde kd le long du mouvement et en utilisant uniquement des termes dans ν μ = comme étant différent à partir de zéro, nous avons les expressions suivantes pour les coefficients de diffusion. On a 6. π ω TLVibvvvKTeB ln 2 3 2 . 33 = et vmoiBBLVibVib 2 2 2 . 22 . 11 ω = = pour mpv = et 1, = v η est analogue à la coordonnée x, 2, = v μ est analogue à la coordonnée y, et 3, = v μ est analogue à la coordonnée z. Nous exprimons la force de décélération, F , agissant sur une particule chargée en raison des ondes longitudinales afin


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que lors de l’intégration de l’équation pour le champ magnétique, B , comme TLvvveF ln 2 2 2 ω = ; la force de friction . VibF est le même ordre de grandeur que unerveFLColl ln 2 2 2 . ω = où 2 2 mvea ≡ . En termes de thermodynamique, les équations en termes de i f et iF pour l’espèce iv , l’électron est essentiel pour s’assurer que les vibrations ou plasmons du plasma et les particules de plasma entourant les particules spécifiques sont initialement dans l’état d’équilibre thermodynamique. Ce point est essentiel dans la mesure où nous devons construire un thermodynamique équilibre entre la dynamique de la charge électrique entièrement ionisée et l’attraction gravitationnelle des trous noirs, et nous devons construire un milieu vibrant collectif qui comprend un champ auto-cohérent. Pour les longues vagues, le l’amortissement est faible, ce qui se produit dans la gamme des basses fréquences. Des composantes longitudinales et transversales existent et leur importance relative dépend d’un certain nombre de facteurs tels que la température, la pression, la densité et le degré de ionisation des milieux ainsi que des champs appliqués en externe et générés en interne et leur couplage. Ion et les propriétés des électrons telles que la pression, la constante diélectrique et la conductivité peuvent être différentes dans les conditions où les interactions d’électrons quantiques se produisent [5]. Des membres neutres polaires et non polaires peuvent également être présents. À des longueurs d’onde suffisamment grandes et à des fréquences basses, comme dans les régions interstellaires et stellaires, vibrations du gaz électronique. Dans ces régions de fréquence, nous constatons qu’il existe des similitudes entre ces spectres vibrationnels des plasmas quantiques et de notre propre ionosphère. C’est le cas où l’énergie de Fermi, F ε , les effets dominent le plasma plutôt que la température. Près de l’horizon, les effets de la température dominent dans processus énergétiques.

IV. EXCITATION COHÉRENTE AU PLASMA ET STRUCTURE SOUS VIDE

Notre travail peut fournir une nouvelle image d’un vide structuré qui se rapporte à une seule particule et cohérente collective interactions d’état des particules. Ce champ de plasma actif et ses propriétés électromagnétiques sont en équilibre dans le processus d’effondrement gravitationnel dans et près d’un trou noir. Nous détaillerons ces processus en termes de électrodynamique quantique des plasmas denses, deuxièmement, le champ gravitationnel relativiste intense près d’un événement de trou noir et, troisièmement, les champs radioactifs et les autres propriétés thermodynamiques des trous noirs, des supernovae, des pulsars et phénomènes de quasar. Nous considérons les propriétés des plasmas denses au voisinage de forts champs gravitationnels et leur collectif états cohérents. Nous devons inclure le couplage particule-particule et champ-particule dans notre éventuelle formulation d’un espace métrique et tenseur d’énergie de contrainte dans les équations de champ d’Einstein. Des travaux ont été menés sur l’Einstein- Équations de Vlasov [13] qui est un bon début mais n’inclut pas les nombreux processus corporels des plasmas denses y compris les effets du couplage particule-particule, champ de particules et champ de particules sur la structure du vide plus états d’auto-énergie. À travers cette image, les propriétés d’un vide structuré émergeront et, par conséquent, nous pouvons comprendre le rôle fondamental du vide dans la formation et la mise en forme de ces processus. Dans la région proche de l’extérieur de l’horizon événementiel d’un trou noir, on ne peut plus considérer l’approximation d’un plasma sans collision. Cette approximation est généralement faite pour décrire les artificielles et naturelles non denses phénomènes de plasma. Lorsque les collisions sont prises en compte, le problème devient plus complexe mais plus intéressant. Nous devons inclure les interactions quantiques et la polarisation de l’état du vide dans ce problème à plusieurs corps [5]. Des plasmas superdenses et entièrement ionisés se produisent là où nous avons de fortes forces gravitationnelles entourant et dans un trou noir système dynamique. Bien que le milieu plasma soit entièrement ionisé, un tel système a été qualifié de plasma «à l’état solide» où une analogie est faite entre les oscillations collectives plasmoniques et photoniques des milieux plasmatiques [5,14]. Près de l’horizon des événements, le plasma est superdense où se produisent des effets quantiques. L’interaction plasma-particules doit être traité quantiquement de manière mécanique quantique lorsque les énergies des électrons de phonons à onde plasma sont comparables ou supérieur à, les énergies d’électrons aléatoires moyennes, et / ou, lorsque les impulsions phononiques sont de l’ordre de grandeur ou supérieure à la moyenne des impulsions électroniques dans le plasma. Cela conduira à une nouvelle formulation de la gravité quantique. Que l’on considère un traitement plasma classique ou quantique, les propriétés collectives, ainsi que les propriétés des particules doivent être prises en considération. Les propriétés collectives du plasma deviennent importantes lorsqu’il interagit avec un champ de rayonnement externe ou auto-généré. Cela se produit dans le cas où la fréquence du plasma électronique, ρ ω , est du même ordre de grandeur ou dépasse la fréquence de rayonnement de fonctionnement ω , c.-à-d. ω ω ρ > . La valeur de ρ ω est de l’ordre de 10 5 Hz ou plus. Un plasmon est défini comme un mode d’oscillation collectif d’un gaz de plasma et d’un


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le phonon est défini comme un mode d’oscillation collectif d’un solide tel qu’un réseau cristallin et généralement associé à acoustique. Les systèmes plasma haute densité à l’état solide ont des modes collectifs de plasmon et de phonon oscillation. Les champs électromagnétiques externes et auto-générés peuvent également agir pour produire des modes d’excitation. Dans un sens, le phonon dans un plasma à l’état solide superdense agit comme un phonon à charge séparée fabriqué dans un cristal. Les critères distinguer les propriétés d’un plasma, qu’il soit de nature mécanique classique ou quantique, peut être défini en termes de trois longueurs fondamentales du gaz d’électrons. Ces définitions valent pour la première approximation d’un plasma composant et sont la longueur classique, 2 e β , la longueur de criblage Debye, ( ) 21 2 / 4 – = ρ πβ λ e , et le longueur d’onde thermique deBroglie, ( ) 21 2 / – = m β λ ħ , pour β défini comme KT /1 , où K est la constante de Boltzmann. A partir de ces trois quantités, nous pouvons définir deux paramètres adimensionnels. Ils sont le paramètre classique eUNE λ β 2 = et le paramètre quantique λ λ δ / = qui est une mesure de l’existence d’effets quantiques. Pour un plasma quantique 1 > δ , et dans la limite classique ( ) 1,0 , 0 < = = UNEh δ . Nous devons également tenir compte des comportement collectif caractérisé par les oscillations du plasma car les effets de criblage de charges sont un aspect le gaz plasma électronique. Nous comparons les propriétés du plasma pour la limite classique habituelle à celle d’une haute densité plasma dans la limite quantique. Cela convient au problème que nous abordons d’un champ de plasma entourant un trou noir.

A. Oscillations plasmatiques et description des comportements collectifs

Le comportement collectif des électrons a été développé par Bohm and Pines et le classique et le quantique des traitements mécaniques ont été administrés [15]. Le comportement organisé d’un gaz d’électrons à haute densité se traduit par ce qui est appelé «oscillations de plasma» et est traité en utilisant la description collective [16]. Par opposition à l’habituel single- formulation de particules, le modèle collectif décrit les corrélations à longue distance dans les positions des électrons conséquence de leurs interactions mutuelles. Les modes collectifs des oscillations du plasma sont appelés phonons ou plasmons. Les méthodes de champ auto-cohérentes de Hartree et Fock [17] négligent les forces de Coulomb à longue portée et sont donc ne convient pas dans les cas où il existe des densités de particules élevées où les interactions électron-électron deviennent important. Les oscillations du plasma résultent des effets de la corrélation à longue distance électron-positon paires dues aux interactions de Coulomb [18]. Dans le traitement des plasmons, on considère un composant de Fourier particulier du champ moyen proportionnel à exp ( ) { } trki ω – ∙ – . Pour les petites amplitudes, une expansion linéaire est valide. le condition pour que les oscillations continuent de se produire est que le champ résultant de la réponse des particules doit être phase avec le champ produisant la réponse. Il existe certaines limites à la description collective du gaz d’électrons en termes d’organisation longitudinale oscillations dues au fait que ces oscillations ne peuvent pas être maintenues pour des longueurs d’onde plus courtes que la fondamentale Longueur de projection Debye, D λ . Cette distance critique peut être exprimée en termes de distance, avec une moyenne thermique vitesse, ν , parcourue pendant une période d’une oscillation: 7. ( ) ρ ω ρ πβ λ / / 4 21 2 ve ≈ = – Pour les ondes longitudinales, la relation de dispersion approximative, pour les grandes longueurs d’onde et les petites fréquences [14,15] est 8. β πρ ω eemkme 2 2 2 3 4 + = où ω est la fréquence d’un champ électrique uniforme imposé, k est le nombre d’onde λ π / 2 ≡ k , où λ est le longueur d’onde, ρ est la densité électronique, KT /1 = β pour K , la constante de Boltzmann et T la température de Kelvin.


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B. Le problème à plusieurs corps et le modèle soliton du plasma dans les états collectifs, non locaux et cohérents

À une température de l’ordre de 10 4 à 10 5 K  , dans un plasma non entièrement ionisé, l’énergie sera transférée au neutre particules de gaz par collisions élastiques. Si le plasma est soumis à un champ électrique variant extérieurement, un onde est générée dans le gaz neutre. De plus, si le champ électrique est maintenu constant, la densité électronique peut être modifiée par une onde acoustique ou sonore appliquée à l’extérieur. Lorsque la fréquence appliquée des paramètres du plasma est maintenue une bonne relation, un couplage de l’énergie électronique à l’onde acoustique peut se produire et peut créer un effet positif amplification de rétroaction qui se traduit par des ondes acoustiques se manifestant sous forme d’oscillations. Nous définissons ces spécificités états comme un «acouston». Les acoustiques peuvent porter la charge, contrairement aux phonons. Parfois, ces excitations sont appelées excitons. Cela peut être le cas pour des états acoustiques ou acousto-plasmoniques générés en interne et en externe [5,6]. Examen de ces modes de croissance acoustique plasmonique ou acouston et états collectifs qui résultent d’une telle l’amplification est importante pour déterminer les conditions d’excitation spontanée d’un mode de vibration normal dans un système plasma. La densité électronique est la clé de la détermination du champ de pression acoustique en raison de la couplage des électrons au gaz neutre dans le cas de plasmas plus froids. La vitesse de ce longitudinal iono-acoustique l’onde est déterminée par l’inertie des ions et l ‘«élasticité» des électrons. En présence d’un champ magnétique et champ gravitationnel, le plasma devient non isotrope et non homogène. C’est à travers des champs électriques et magnétiques pulsés non linéaires, synchronisés à des modes non uniformes pulsés avec précision, qui soit augmenter ou diminuer la croissance de ces modes acoustiques. Il est évident que le comportement collectif du plasma est le mécanisme de formation de l’état collectif du plasma et, par conséquent, ces modes peuvent être améliorés ou diminués forme des champs électriques et magnétiques externes ou internes et des configurations géométriques. Tous ceux-ci les facteurs se produisent de manière optimale pour générer l’effet dynamo dans les trous noirs qui impliquent le collectif non linéaire processus au sein du plasma. Croissance des soi-disant instabilités plasmatiques, que nous identifions à un soliton cohérent état, convertir les formes d’énergie des champs appliqués extérieurement en excitations de plasmon chargées cohérentes [5]. Debye démontre que les vibrations thermiques d’un réseau cristallin peuvent être considérées comme des ondes acoustiques les propriétés de transport d’un métal, comme avec la conductivité électrique et thermique, sont régies par la diffusion de électrons de ces vibrations. Les ondes sonores dans un solide peuvent également être diffusées par des électrons. Ceci est fondamental pour Modèle Vlasov. Le nombre de leptons pour un électron dans son état quantique le plus bas dans la géométrie de la force gravitationnelle d’un le trou noir peut agir comme un état fondamental dans la dynamique de l’univers Freidman dérivé du réseau de Schwarzschild univers [19]. Ce modèle tire son origine de la physique du solide. La dynamique des particules et des champs est exprimée pour la condition géométrique de Schwarzschild. A partir de cette image simple, toute la dynamique du clos L’univers du réseau à trois sphères peut être utilisé pour décrire le modèle de Friedman. Nous détaillons le modèle Lindquist-Wheeler [19] ailleurs et discuter de l’application de ce modèle dans la description de la structure du vide. Nous discutons de ce modèle plus en détail détail dans la section E. Ondes ultrasonores avec des longueurs d’onde beaucoup plus longues, λ , que le libre parcours moyen, e  , de les électrons ne sont pas dispersés par l’onde mais montent et descendent sur l’onde. À basse température état de supraconductivité alors, e  est beaucoup plus longue avec l’apparition de l’effet des paires de Cooper et il y a un atténuation des ondes ultrasonores dans les régions froides de l’espace astrophysique. Nous présenterons la relation du froid interactions plasmatiques et propriétés dynamiques de type fluide [20]. Des effets de résonance peuvent être créés par des champs magnétiques dont l’amplitude varie en raison de la nature périodique de champ de l’électron, qui est éventuellement généré par la structure du réseau sous vide [5,20]. La topologie des Fermi la surface régit le comportement de l’électron dans un champ magnétique. L’existence de la surface de Fermi se produit parce que de la haute densité d’électrons de sorte que le principe d’exclusion de Pauli domine, où les électrons forment un très système dégénéré dans un système quantique pour les plasmons de haute densité. Les états des électrons sont remplis jusqu’à un certain niveau qui est l’énergie de Fermi. La surface de Fermi est la surface d’énergie constante de l’énergie de Fermi, cartographiée dans espace de moment [20]. Des formes périodiques existent à l’intérieur de la surface en raison de la nature périodique du réseau. Encore une fois, nous partons des définitions habituelles de la fréquence du plasma: 9. ( ) 2 1 2 / 4 emoi πρ ω ρ = où ρ est la densité électronique et em est la masse électronique. La longueur de projection Debye est indiquée comme ( ) 2 1 2 / 4 – = ρ πβ λ e , où β est la température de Boltzmann définie comme KT 1 , K est la constante de Boltzmann


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et T est la température Kelvin. La longueur thermique deBroglie est donnée par ( ) 2 1 2 / – = em β λ  . Plasma quantique les propriétés dominent pour 1 > δ , où λ δ /  = . On peut écrire δ comme dix. ρ ω ρ β δ  = Dans la description collective de notre gaz électronique, les oscillations longitudinales organisées ne peuvent pas être longueurs d’onde λ λ < et se produisent uniquement pour des longueurs cohérentes λ λ < qui composent l’image quantique. Si nous définir la distance critique avec une vitesse moyenne ν parcourue en une seule oscillation, on a ρ ω ν λ / ≈ . On peut définir la longueur d’onde du comportement collectif ρ ω λ / cc ≈ où c << ν et où c est la vitesse de la lumière. C’est, si la vitesse de communication ou de transfert d’information est grande, alors les états collectifs domineront. Nous avons considéré un exemple simple de champ imposé oscillatoire ( ) txkieEE ω – ∙ – = 0 . Si la fréquence de l’oscillation du champ est élevée, alors nous devons inclure les propriétés mécaniques quantiques du milieu, et quand les énergies des photons sont du même ordre de grandeur que les énergies de repos des électrons, puis les propriétés quantiques de le champ de rayonnement doit être inclus (voir section VI). Pour le cas d’un plasma haute densité sous basse et haute conditions de température, nous définissons une quantité sans dimension, s r , que nous considérerons comme petite ou de l’ordre de la Longueur de projection de Debye, divisée par le rayon de Bohr. Nous définissons arrs / 0 ≡ où 0 r est l’espacement d’interaction de l’ordre de D λ et a est le rayon de Bohr. Le volume par électron est 3 0 3 4 r π . Termes en 2 1 s r sont proportionnelles à la densité électronique et 2 s r est proportionnel à 2 e , la constante de couplage électromagnétique. Si 11. 2 1 2 2 ρ  esmoir = alors l’énergie de Fermi est donnée comme 12. ( ) 3 2 4/95 3 π ε ρ = 2 / 1 sr et l’impulsion électronique maximale est donnée comme 13. ( ) 3 1 4/9 π = k 0 / r  Les niveaux d’énergie de Fermi sont définis en termes d’état de vide. L’énergie de corrélation collective est proportionnelle à F ε . L’état fondamental 0 ϕ est l’état sans électrons ni trous et a la valeur propre () ∑ > = 1 1 kjeFk ω ε pour le élan, jek , de la i ème particule. Pour considérer à la fois le mouvement collectif et le mouvement d’une seule particule, nous séparons la densité des fluctuations du plasma médias en deux parties: β ρ ρ ρ kkak + = qui satisfait l’équation oscillatoire du mouvement 0 2 = + α α ρ ω ρ kk  où α ρ k représente la composante collective associée aux oscillations et la densité β ρ k représente un collection d’électrons individuels entourée d’un nuage de charge qui filtre le champ d’électrons dans le Longueur de Debye. Ceci est notre équation d’onde de base. L’état fondamental 0 ϕ alors, dans ce modèle, est analogue à l’état de vide et à toute particule ou trou supplémentaire avec leurs nuages de polarisation sont appelés quasiparticules. L’aspect de criblage du gaz électronique en termes de renormalisation de 2 e , est automatiquement pris en compte lorsque le comportement collectif est pris en compte. Divergences coulombiennes se produire et donc l’interaction électronique doit être renormalisée. Cette approche est fondamentale pour le modèle de plasma quantique. L’état plasmon est une excitation coopérative résonante du champ de densité qui peut se désintégrer en abandonnant son l’énergie à diverses excitations multiples qui sont moins corrélées et cohérentes. Ceci est la définition de l’habituel état plasmon. De plus, la collectivité de l’état plasmon peut être augmentée par le couplage des excitations au champ d’électrons et formant un état de plus grande cohérence et résonance. Cela peut être considéré comme un comportement de type soliton. le les états plasmon et soliton n’ont pas d’équivalent dans un système de particules sans interaction où les densités sont extrêmement


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faible, comme dans l’espace interstellaire. Le plasmon se développe à partir d’un ensemble de fluctuations de densité non stationnaires. le les excitations plasmon sont des modes acoustiques de nature longitudinale et les états cohérents du soliton représentent le mécanisme de croissance cohérente à travers le processus de couplage non linéaire qui apparaît sous forme de plasma instabilités, mais en réalité ce sont des stabilités en termes de comportement cohérent collectif. Cependant, puisque ces états perturbent le plasma comme observé dans les expériences de laboratoire, ils sont appelés instabilités. Le couplage en mode d’onde est représenté par la création ou la destruction de paires d’un plasma quantique. Les processus du virtuel et la production de paires réelles a un effet important sur toutes les propriétés du plasma, telles que la conductivité électrique, diélectrique constantes et autres propriétés électriques, ainsi que la distribution spatiale du gaz lui-même. Les paramètres électriques du système se couplent directement au champ extérieur et peuvent donc être influencés par ces champs. Le temporel spatial les modes d’excitation du plasma sont également affectés. Champs externes résonnant avec les propriétés internes du plasma déterminer la croissance ou la décroissance des modes cohérents. La clé du processus de couplage collectif cohérent plasma est exprimée dans le formalisme soliton. Ces états peuvent être maintenus autour de conditions spécifiques de trou noir dynamiques et donnent naissance à certaines structures dans l’espace telles que les supernovae. Ces structures astrophysiques sont maintenue par le couplage de champs internes et externes, à la fois électromagnétiques et gravitationnels. Le cohérent les états du plasma trouvent donc un fort analogue aux modèles exciton dans les semi-conducteurs et aussi le cohérent modes excitoniques en supraconductivité, dans lesquels le formalisme de Bardeen-Cooper-Schrieffer (BCS) est donné en termes de particule unique et propriétés collectives [21-24]. Ces états se produisent dans l’espace interstellaire et près de l’astrophysique systèmes où les températures sont proches du zéro absolu. L’interaction champ-particule est formulée en termes de création-destruction d’interactions particule-trou qui donner lieu à des échanges d’informations et d’énergie entre les modes collectifs des médias issus d’une seule particule excitations cohérentes. Ces modes plasmoniques cohérents collectifs se produisent en raison de la structure du vide où un Il existe une variété de modes énergétiques qui accèdent aux modes d’excitation électron-positon du modèle de la mer de Fermi vide décrit ici. Le degré de l’effet du vide polarisé dépend de la densité du plasma. Près d’un trou noir, les effets de vide sont importants. Certains de ces états excités sont appelés états d’auto-énergie. Ces collectifs Les états fournissent des informations sur la structure du vide lui-même (voir la section X).

C. Magnétohydrodynamique du plasma pour le traitement semi-classique de Vlasov-Maxwell-Poisson

Nous partons des équations de Maxwell pour un système dans un champ externe et interne appliqué avec l’habituel équation de continuité pour l’équation de Vlasov-Maxwell. Décrivons brièvement le formalisme pour avoir un contexte pour la quantification du plasma et la description des états cohérents collectifs du plasma soliton. Les processus électrodynamiques du plasma peuvent être décrits par l’utilisation du Équations de Boltzmann ou Vlasov qui prédisent l’amortissement des modes d’oscillation du plasma. Nous traiterons les influences de collisions plus tard. Ce processus d’amortissement est l’amortissement Landau standard où, dans le formalisme quantique, un plasmon ou phonon ou quantum des oscillations du plasma se désintègre, ou est annihilé, dans un état final à une particule ou un sans collision, ou état amorti presque sans collision. La condition pour l’amortissement Landau sans collision est eje T >> T où e T est le température électronique et iT est la température des ions. Inutile de dire que cette image ne porte pas le formalisme de processus cohérents collectifs, tels que ceux qui incluent des modes de croissance ou des états cohérents du plasma. Partons de la continuité ou conservation de l’équation de charge de la forme 14. ( ) ( ) ( ) 0 ,, , = • ∇ + ∂ tvrfttvrfjejejeje où ( ) ( ) tvrf ije ,, est la fonction de distribution du ei particule ou état. On peut identifier i f avec la densité de série i [22]. Nous écrivons les équations de Maxwell sous leur forme habituelle comme 15. jeEJ cBX ∂ + = ∇ × ∂ E ρ ∇ • = jeBcEX ∂ = – ∇ × ∂ 0 B ∇ • =


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où l’élan est mvp = où v est la vitesse, c est la vitesse de la lumière et la densité de courant est donné comme ∫ = fdv ρ et le courant ∫ = fdvvJ ˆ . Aussi ϕ ∇ = E et ρ ϕ = ∆ où le champ électrique est le gradient du potentiel, ϕ . Les équations constitutives sont 16. ( ) 2 0 cBvBvEE × – + + = ε et ( ) 2 0 cEvEvBB × + – = μ En traitant des modes collectifs d’un plasma à deux espèces, jen et jn nous utilisons les équations de Poisson 17. ( ) jjenne – = = Φ ∇ π πρ 4 4 2 où Φ est le potentiel et in et jn est la densité numérique de deux espèces. En termes de potentiel thermo-énergétique nous pouvons écrire 18. ( ) KTeee ϕ π 4 2 = Φ ∇ où e est la charge d’un électron et l’exposant est à la base e et K est la constante de Boltzmann et T la température en degrés Kelvin. L’espacement des particules dans le plasma est donné par D λ , la longueur de Debye entre particules comme 7 / T h λ ≅ pour un plasma à haute température, alors la densité n donne environ 10 10 à 10 16 particules / cm 3 . La densité électronique du plasma interstellaire est d’environ 1 ≅ ρ à 10 3 / cmn e à une plage de températures de 10 2 à 10 4 KToe . Les plasmas stellaires ont des densités d’environ 10 15 3 / cmn e , ayant une plage de températures d’environ 10 7 à 10 9 KToe . Remarque que la densité du trou noir est beaucoup plus importante. C’est la raison pour laquelle la gravité et l’électromagnétisme ainsi que une force forte, peut s’équilibrer. L’équation de Poisson est donnée par 19. ( ) ∫ – = ∇ vdtdtvrfcjeje 3 2 2 ,, 4 π ϕ pour les variations de vitesse et de temps de ( ) tvrf ije ,, . Nous utilisons la forme i f pour représenter ( ) tvrf ije ,, . L’habituel La force de Lorentz sur la particule i est donnée par 20. cBvboeufFjejeje × + = où E et B sont des champs électriques et magnétiques induits dans le plasma par des influences externes et internes interactions plasmatiques. Les champs électromagnétiques dans le milieu plasma peuvent être décrits par les équations de Vlasov-Maxwell-Poisson. A partir de tBcE ∂ ∂ – = × ∇ / /1 et en prenant la boucle des deux côtés, nous pouvons alors identifier eJtEcB + ∂ ∂ = × ∇ / /1 pour que nous ayons 21. τ∂ ∂ – ∂ ∂ – = × ∇ × ∇ eJctEcE 1 1 2 2 Nous supposons que l’opérateur de variation de temps commute avec l’opérateur del curl. Nous identifions également le courant eJ avec i f as ∫ = jeefvdvJ 3 dans l’espace de vitesse. Cela nous donne 22. τ∂ ∂ – ∂ ∂ – = × ∇ × ∇ ∫ eJvvdctEcE 3 2 1 1 La cinquième équation pertinente pour notre problème électrodynamique est l’équation de conservation de la quantité de mouvement, pour masse im qui est donné comme 23. () EefPvvfvftmjejeiiiiije – = ∇ + │ ⌋ ⌉ │ ⌊ ⌈ • ∇ + ∂ ∂


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pour ϕ ∇ = E , où sous la forme la plus simple f ou i f , ( ) tkrikjeefF ω ω – • Σ ∝ 0 , pour la constante de normalisation 0 f , et ϕ est pris comme un potentiel électrique et / ou magnétique efficace de la forme de 11 ϕ β ee – pour KT /1 = β , le facteur Boltzmann, et moiP est la pression de l’espèce i , que nous négligeons pour la première approximation. Pour notre calcul pour un la géométrie, nous devons inclure le jeP ∇ terme pour la pression plasmatique. Nous inclurons ce terme dans notre calcul qui implique les configurations géométriques spécifiques pour les configurations naturelles et de laboratoire. Nous utilisons nos équations magnétohydrodynamiques (MHD) pour déterminer les états de résonance acoustique par analogie à un théorie classique du soliton. Nous inclurons également les interactions quantiques des modes électro-acoustiques qui forment également états cohérents. Le rôle du vide est également pris en compte. La structure du système MHD ainsi que la l’hydrodynamique habituelle donne naissance à des états cohérents simples avec des propriétés de type soliton. Les interactions quantiques améliorent la stabilité de ces états et du vide agit comme une source de flux d’énergie. Cette source agit comme un système Prigogine, donnant naissance à des propriétés d’auto-organisation des médias [23]. Nous examinerons ces questions plus en détail ultérieurement. sections. Notez que nous pouvons identifier la fonction de distribution i f avec la densité du nombre de particules in pour particule espèce i .

D. États plasmatiques cohérents et solutions de solitons aux équations MHD

En utilisant les équations MHD dans l’approche semi-classique donnée dans la sous-section précédente, nous allons maintenant démontrer comment le système d’un gaz entièrement ionisé peut former des résonances cohérentes. Ces résonances sont décrites comme solitaires vagues. Nous verrons que les solutions aux équations MHD nous donnent effectivement des solutions solitons. Nous examinons deux de telles solutions dans différentes conditions, telles que la vitesse de propagation dans le plasma, l’électron et l’ion la température, les fréquences du plasma et les conditions de champ externes et internes. Le traitement donne lieu à un très bon compréhension de la formation des modes de stabilité de la croissance et des états collectifs dans le plasma et toute la question de la formulation et l’application de l’état cohérent du soliton. Dans les conditions stellaires internes et proches de l’horizon des événements, des températures peuvent se produire à des pressions plasmatiques de millions de g / cm 2 . Dans ces conditions, la fusion peut se produire impliquant quatre réactions principales avec libération d’énergie exothermique où l’hydrogène est transformé en hélium [25,26]. Les champs magnétiques contiennent et contrôler ces conditions et capturer les particules chargées hautement énergétiques. Les électrons peuvent avoir des énergies de eV 5 dix et spirale autour des lignes de champs magnétiques dans des trajectoires hélicoïdales gyroscopiques. La gravité agit également comme un confinement du plasma au soleil et à proximité des trous noirs et d’autres systèmes astrophysiques. Par exemple, dans des conditions stellaires des champs magnétiques d’un demi-million à un million de Gauss sont présents à plus de 100 atmosphères de pression. Souvent, ces les conditions peuvent être contrôlées et / ou affectées par la dynamique des grands champs magnétiques. Dans ces conditions, le plasma agit de manière cohérente collective en termes de quantum collectif non linéaire États. Ces états collectifs impliquent des effets non locaux à travers les champs magnétiques et gravitationnels et le vide polarisation d’état. Nous pouvons caractériser ces états en termes de propriétés d’ondes solitaires ou d’ondes solitons [27-29]. La turbulence près des trous noirs dans un état dynamique de formation peut perturber ou améliorer ces modes et se stabiliser une fois les conditions deviennent plus d’un état stable. Nous pouvons calculer la vitesse et la taille des solitons iono-acoustiques dans le plasma. Nous considérons un à deux composantes plasma non isotherme, jeeTT >> , et faible champ magnétique, B , où 24. 1 / 8 2 << ≡ BnT e π ρ où un champ magnétique externe est appliqué pour un angle θ entre B et le vecteur d’onde, k λ /1 << , où λ est la longueur de Debye. Nous utilisons la condition de quasi-neutralité habituelle et incluons les effets d’une forte non-linéarité. Les effets de séparation des charges deviennent importants lorsque pici ω ω > où ci ω est la fréquence ion-cyclotron, et pi ω est la fréquence du plasma ionique, donc les ions se déplacent dans des chemins simultanés. Cette condition se produit près de ou à la fusion du plasma conditions. Nous pouvons décrire le mouvement du plasma par l’ensemble habituel des équations du plasma; pour l’équation de continuité, 25. () 0 = • ∇ + ∂ ∂ vntn et


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26. () ijegvmevvtv ω ϕ × + ∇ – = ∇ • + ∂ ∂ et la densité de nombre d’ions est donnée comme eKTeeennn / 0 ϕ = = pour la masse ionique, im , charge d’électrons, e , vitesse, v et ϕ est le potentiel électrique. La gyrofréquence ionique est donnée par () ( ) zcmeBgjeje / 0 = ω pour ZBB 0 = et 0 n est un constant. Nous formons une équation différentielle à partir des trois équations ci-dessus et trouvons des solutions de solitons pour certaines conditions sur les paramètres pertinents. Des solitons dans la densité du plasma peuvent probablement être trouvés pour θ cos / > spvvpv est le vitesse du soliton de plasma et sv est la vitesse ion-acoustique. Quelques autres ont adopté des approches similaires [29,30]. La taille du soliton iono-acoustique dans un plasma magnétisé est caractérisée par 27. () isjegv ω ρ / = où () ig ω est la gyrofréquence ionique. La vitesse acoustique ionique est donnée par ( ) 2/1 / iesmTv = . De la continuité équation pour tv ∂ ∂ / , pour la variation temporelle de la densité numérique que nous formons 28. ( ) 0 0 ( / ) 1 / pXsssvnnvvvvvnn η γ – + = où zvyvxvv zyX ˆ ˆ ˆ + + = . Ensuite, nous pouvons écrire l’équation du plasma pour tv ∂ ∂ / comme trois équations couplées: 29. ( ) yspXvvvdsnndnndsdv + – = 0 0 / / η ξ , Xspyvvvdsdv – = ξ , ( ) dsnndnndsdv z 0 0 / / γ ξ – = pour 30. () spjespjejevvgvvzXs / ω ρ γ ρ η – + = et 31. spzsvvvv / – + = γ η ξ . Ces formes sans dimension des équations nous permettent d’écrire une équation différentielle pour les équations ci-dessus, comme: 32. ( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ( ) 0 2 2 0 0 2 0 2 0 / / 1 / / / / / 1 nnvvnndsnndnnvvnndsspsp γ – – = │ │ ⌋ ⌉ │ │ ⌊ ⌈ │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ – . Lors de l’intégration, cette équation peut être écrite sous la forme de 33. ( ) ( ) 0 / / 0 2 0 = + │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ nndsnnd φ . Le ( ) 0 / nn φ Le terme occupe le rôle d’un «puits de potentiel» classique de particules. La forme de ( ) 0 / nn φ est tout à fait complexe. Lee et Kan explorent la forme de φ et donnent des solutions analytiques et numériques [30]. Solitons acoustiques ioniques existe pour 1 / cos < < spvv θ et le champ électrique normalisé, 0 = E pour le cas où 0 nn = , où 34. ( ) ( ) dsnndnnE 0 0 / / 1 = L’approche de Lee et Kan donne 35. ( ) ( ) ( ) ( ) ABvvnnnnnnsp 2 2 0 4 0 0 / / / / – = φ pour


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36. 2 0 2 0 0 0 2 0 2 2 1 2 │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ – │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ + – │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ = nnvvnnnnnnnnnvvUNEspsp  γ et 37. 2 0 2 2 2 2 0 2 0 2 4 0 0 1 1 1 │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ – │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ + │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ – │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ + │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ – │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ + – = nnvvnnnnvvnnnnnBspsp η γ  où η et γ sont des paramètres ajustables. Ces paramètres peuvent être variés et certains donnent des états solitons mais proches de l’unité. Ils peuvent être affectés par les champs gravitationnels. Shukla et Yu ont montré que fini les solitons iono-acoustiques d’amplitude peuvent se propager à un angle par rapport à un champ magnétique externe dans un plasma [31]. Si nous faisons quelques approximations, nous pouvons voir plus facilement comment obtenir les équations de Kosteweg-deVries [27]. Prenons d’abord une dépendance spatiale unidimensionnelle, par exemple, 38. () 0 = • ∇ + ∂ ∂ vntn devient 39. () 0 = ∂ ∂ + ∂ ∂ Xnvtn et pour l’équation de continuité, nous avons 40. XUXvvtv ∂ ∂ – = ∂ ∂ + ∂ ∂ où nous ignorons le terme ion-gyrofréquence de () ig ω et U est fonction du potentiel électrique, ϕ . Pour charge la neutralité alors nous pouvons écrire 41. ( ) XnnnnXvvtv ∂ ∂ – = ∂ ∂ + ∂ ∂ 0 0 / / 1 La neutralité de la charge limite l’augmentation illimitée d’une perturbation initiale du média qui est atténuée par la présence de limites de charge et accumulation de composantes de courte longueur d’onde de la perturbation. Déterminons les solutions d’onde associées. On peut définir le nombre de Mach sCv / 0 = Φ , qui est le rapport de la vitesse d’impulsion à la vitesse ion-acoustique. Notez la similitude de Φ à notre ratio précédent spsvv / où psv est le vitesse du soliton de plasma et sv est la vitesse ion-acoustique. Essentiellement, ssCV = , et nous pouvons identifier psv avec 0 v . Définissons une variable tx Φ – ≡ Θ . Pour les solitons analogues à des impulsions, nous avons les conditions aux limites suivantes 42. ∞ → Φ – = Θ tX lim pour 0 → X . alors 0 = U , 0 = v , 1 / 0 = nn et 43. 0 = Θ ∂ ∂ U , ( ) 0 / 0 = Θ ∂ ∂ nn , 0 = Θ ∂ ∂ v . Intégration des équations pour tn ∂ ∂ / et tv ∂ ∂ / en utilisant la définition tx Φ – = Θ , on obtient 44. vnn – Φ Φ = / / 0 et ( ) ( ) Uv 2 2 2 – Φ = – Φ où nous avons utilisé la limite de l’équation (42). On peut définir eKTeU / ϕ = . Supposons maintenant le potentiel ϕ provient uniquement de forces électrostatiques ou XE ∂ -∂ = / ϕ dans ce cas, sans champs magnétiques appliqués. Pour le Poisson équation, 45. ⎭ ⎬ ⎫ ⎩ ⎨ ⎧ = ∂ ∂ – eKTeenneXU / 0 2 2 4 ϕ π . Nous pouvons écrire


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46. UeXU – ∝ ∂ ∂ 2 2 . On peut substituer l’équation (43) et (44) dans les expressions de Φ et U et obtenir 47. ( ) ( ) │⌋ ⌉ │⌊ ⌈ + – Φ – – Φ Φ + = │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ Θ ∂ ∂ – CeUU 1 2 2 1 2 2 1 2 2 où C est une constante d’intégration, que nous considérons comme nulle. Cette expression est similaire à celle obtenue précédemment (équation (33)) pour ( ) 2 0 / │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ dsnnd mais est moins complexe à cause de nos approximations et donc la variable Θ est une expression plus simple que celle de s , etc. Pour des nombres de Mach légèrement supérieurs à l’unité, on obtient des solutions solitaires compressives qui correspondent à petites ondes d’amplitude avec 1 < U . Nous pouvons développer l’expression ci-dessus dans les ordres de U et δ et ne conserver que les termes d’ordre principaux. Ensuite, ce qui précède expression pour 2 2 1 │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ Θ ∂ ∂ U devient 48. ( ) UUU – = │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ Θ ∂ ∂ δ 3 3 2 2 2 que nous intégrons maintenant 49. () │ ⌋ ⌉ │ ⌊ ⌈ Θ Θ = 2 1 2 2 1 sinh 3 δ δ U encore une fois pour tx Φ – ≡ Θ . Nous trouvons Φ = δ 3 max U pour l’impulsion maximale et nous avons utilisé la définition 11 0 < – Θ ≡ < δ . On voit que la solution U est en effet la forme d’une onde solitaire! La demi-largeur de cette vague est () 2 1 – ∝ Γ δ [6]. Ce formulaire de solution est un formulaire plus approximatif que notre solution précédente ( ) 0 / nn φ , ce qui peut également solutions de solitons [6,27,29]. Nous pouvons maintenant démontrer que le soliton U satisfait l’équation de Korteweg-deVries. Les variables 0 / nn , U et v sont des séries étendues et les termes d’ordre le plus bas sont conservés. Les termes du second ordre sont définis comme un ensemble de variables plutôt que comme x et t , et sont utilisés pour définir les perturbations locales. Nous revenons à la ensemble original d’équations pour ( ) tnn ∂ ∂ // 0 et tn ∂ ∂ / et les équations de Poisson. Ensuite, nous pouvons obtenir 50. ( ) ( ) ( ) 0 / 2 1 / / 3 0 3 0 0 = ∂ ∂ + ∂ ∂ + ∂ ∂ χ χ τ nnnnnnn où () tfn = τ et ) ( xfn = χ . L’équation ci-dessus est l’équation de Korteweg-deVries [30]. On peut définir () txc – = 2 1 χ et t 2 3 ε τ = pour 1 – Φ = = δ ε , en termes de nombres Mach. Si des processus dissipatifs se produisent, tels que l’amortissement de Landau ou des champs magnétiques sont présents, l’équation ci-dessus est modifié. L’équation (50) a des solutions: 51. ( ) ( ) ccnn 3 / 0 = – τ χ () ( ) │ ⌋ ⌉ │ ⌊ ⌈ – τ χ cc 2 1 2 2 1 sech et des solutions d’ondes solitaires se produisent pour ce que nous appelons la “pseudo vitesse”, 0 > c . Cette vitesse de propagation de l’onde soliton dépend de l’état du référentiel considéré pour le système, c’est-à-dire fixe ou tournant. Si nous procéder de l’approche théorique du champ quantique au MHD et ensuite procéder à la recherche de solutions de solitons, nous verrons que ces solitons sont des solutions à l’équation sinus-Gordon plutôt qu’à l’équation de Kortweg-deVries. Comme nous avons vu ailleurs, la forme de la solution sera en termes de solution sech 2 puisque cette équation est une forme de représentation de l’équation classique de Korteweg-deVries et le formalisme quantique sinus-Gordon.


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Les modes d’excitation du plasma semblent provenir d’états cohérents collectifs qui se couplent aux vide énergétique de l’état quantique. En fait, l’image quantique nous donne le mécanisme et la description de la structure des milieux plasmatiques à travers laquelle ces modes collectifs apparaissent. Il est intéressant de noter que sous certaines Dans des conditions critiques, la physique classique des plasmas donne également des solutions en mode acoustique soliton. L’image quantique nous donne une représentation plus précise des conditions du plasma au voisinage de champs gravitationnels élevés près d’un trou noir [32-34]. Dans le formalisme complet, nous traitons l’onde soliton comme une onde mageto-acouston se propageant dans un fort champ magnétique. Les états cohérents plasma-soliton ont des effets cohérents à longue portée qui sont soutenus par la structure du vide.

E. Le rôle de l’énergie du vide dans les processus physiques

Une grande quantité d’énergie est stockée dans le flux du vide quantique. Processus à haute énergie tels que haute magnétique et les champs gravitationnels près d’un trou noir peuvent activer et rendre observables les états de vide. L’énergie du vide a de réelles conséquences physiques observables et ses propriétés peuvent être observées comme ayant des effets physiques réels [5,6]. Ceux-ci sont extrêmement évidents au voisinage des trous noirs. En raison de l’incertitude quantique, des fluctuations de champ apparemment «aléatoires» existent dans le vide. Les champs microscopiques ne ne disparaîtra pas et se produira sous forme de fluctuations quantiques, bien qu’à l’échelle macroscopique, les forces des champs électromagnétiques moyenne à zéro ces microfluctuations donnent lieu à des variations énergétiques locales et ces fluctuations quantiques surviennent du principe d’incertitude de Heisenberg d’énergie-temps. Cette énergie est suffisamment puissante pour créer des particules qui vivre des vies extrêmement courtes d’environ 10 à 20 secondes. La production de paires à partir du vide se produit brièvement et peut être observé dans la forte intensité de champ près des noyaux lourds. Cette paire chargée représente une polarisation du vide et produit un décalage infime mais détectable des spectres atomiques. Le changement dans les niveaux d’hydrogène est appelé le décalage de Lamb. UNE un processus similaire de création de particules peut se produire à proximité de mini-trous noirs ainsi que de trous noirs astrophysiques [35-39]. L’énergie de fluctuation du vide quantique est donnée par jjE ω  ∑ = 21 sur une série d’oscillateurs harmoniques. L’énergie peut être générée dans le vide de plusieurs façons à partir de sources externes. Cette énergie active et excite l’état du vide de sorte que le vide devient observable grâce à la production de paires électron-positon. le énergie externe, telle que des intensités de champ magnétique élevées et de forts champs gravitationnels près de l’astrophysique superdense des corps tels que des trous noirs ou des supernovae excitent le plasma. C’est à travers les états énergétiques du plasma que le vide les propriétés deviennent apparentes et observables. Dans des conditions spécifiques avec l’énergie disponible correcte, cohérente les modes d’excitation apparaissent et sont comme des solitons chargés dans leurs propriétés. La forme précise des non-linéarités donner naissance à la structure soliton peut être formulée en termes de complexification de l’ensemble des équations pertinentes comme les équations de Maxwell [38] ou l’équation de Schrödinger [39]. Les termes imaginaires de ces équations peuvent être utilisé pour décrire les états cohérents du soliton. Dans la référence [39], les effets des états cohérents réels et leur l’application au vide peut être faite. Boyer détaille l’approche théorique du champ pour décrire les processus de vide [40]. Le test expérimental de l’existence de fluctuations du point zéro est également détaillé, comme le décalage de Lamb, Effet Casimir et effets possibles sur les champs électromagnétiques à longue portée [41,42]. Des processus très énergétiques font coïncider le vide et créent de vrais effets physiques. La question est de savoir si l’on peut améliorer cette cohérence et de l’utiliser pour optimiser les états «décalés en énergie» observables macroscopiquement. Il est clair que le le vide joue un rôle dans les états physiquement réalisés. La question devient alors: pouvons-nous renforcer le rôle du vide pour former des processus intéressants et utilisables dans les matériaux avec des excitations cohérentes qui seraient observées comme apparentes états supraconducteurs ambiants [21]. Donnons brièvement un autre exemple du rôle du vide dans la physique théorie, par exemple dans la théorie de la chromoélectrodynamique, où nous représentons les propriétés du vide comme une forme de soliton appelé un instanton qui est une entité dépendante du temps plutôt que dépendante de l’espace comme un soliton. Nous traitons les relation entre l’électrodynamique quantique, QED et la chromodynamique quantique dans des articles séparés [4,43-45]. Dans la théorie chromodynamique de la physique des particules élémentaires, les particules chargées sont des quarks et leur fractionnaire la charge est appelée le nombre quantique «couleur». Les quanta de champ par lesquels les quarks interagissent sont appelés gluons. Les instantons naissent des solutions qui décrivent les forces dans le champ chromodynamique. Ce sont des propriétés du vide. Puisque le vide est défini comme «énergie nulle», ce sont essentiellement des «pseudo-particules». Mais les instantons ont un effet physique réel; en leur présence, les gluons «sentent» les forces nées du vide non vide [4,44,45]. Solitons sont cohérents dans l’espace et les instantons sont cohérents dans le temps. En cours de réalisation, nous abordons la force et la couleur fortes force comme conséquences d’une gravité quantique où un terme de couple et des effets de Coriolis sont incorporés dans la Hamiltonien d’une équation de Schrödinger non linéaire.


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Le travail de Lindquist et Wheeler cadre bien avec notre modèle de structure sous vide. En bref, ce travail implique la méthode des cellules de Schwarzschild qui considère la dynamique d’un univers de réseau comme une conséquence de Équations de champ d’Einstein. Ces équations sont remplies partout sauf à l’interface entre les «zones de influence »[19]. L’univers du réseau par la méthode de Schwarzschild donne une image intéressante du vide. Il a été noté que la forme élémentaire potentielle de r / 1 existe pour une charge ponctuelle dans l’interaction Coulomb. Comme nous noter que la métrique Schwarzschild contient un analogue r / 1 potentiel pour la métrique gravitationnelle de dix Einstein potentiels. Ici 0 = = SQ , qui n’est qu’une approximation de notre équation d’équilibre car nous considérons 0 ≠ Q et 0 ≠ S et 0 ≠ c . alors 52. [ ] 2 2 2 2 2 2 2 2 2 péché 2 1 2 1 ϕ θ θ drrcGMdrdtrcGMds + + – + │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ – – = Nous voyons maintenant une méthode pour relier le Coulomb et les potentiels gravitationnels. A l’intérieur de chaque domaine d’action du potentiels, nous remplaçons les potentiels gravitationnels réels par l’expression de Schwarzschild. Ce traitement, utilise le les fonctions d’ondes électroniques qui sont dérivées du travail du réseau cristallin et sont extrêmement fondamentales pour notre travail [20,45]. Notez que le troisième terme de la dérivée de Schwarzschild est proportionnel au terme gravitationnel newtonien 2 / GM r . Pour que les cellules ne s’annulent pas, les équations de mouvement au centre de la cellule sont sous un condition dynamique tout comme la limite de la cellule. La méthode Wigner et Seitz est utilisée dans l’analyse de l’onde électronique fonctions dans les réseaux cristallins [46]. La méthode de Lindquist et Wheeler dépend de la masse des singularités dans un espace asymptotiquement plat. Les arguments de symétrie des approches de structure en réseau nécessitent la décomposition de tous espace incurvé dans les cellules de Schwarzschild. Dans l’espace euclidien à quatre dimensions, les auteurs jalonnent les sommets de figures géométriques régulières de l’univers du réseau. Les particules peuvent spécifier les sommets, où les voisins les plus proches pour = n 5, 8, 16, 24, 120, 600 correspondent au tétraèdre, cube, tétraèdre, octaèdre, dodécaèdre et tétraèdre à nouveau respectivement (voir section 10). Nous pouvons comparer cette approche à notre théorie des groupes et à la théorie GUT et à la théorie des groupes de points cristallographiques [47]. Ce que nous observons dans l’approche Lindquist et Wheeler est une méthode de mise en relation directe de l’électromagnétisme champ et champ gravitationnel au niveau de la structure géométrique fondamentale. Nous pouvons interpréter qu’un tel formulaire n’est pas régit uniquement la structure du vide, mais concerne uniquement les champs électriques et gravitationnels. L’espace de l’univers du réseau est fermé mais pas par une courbure uniforme partout comme dans l’univers de Friedmann [19] Ceci est le point de notre discours et conduit au concept d’un vide structuré, qui se manifeste stellaire, systèmes galactiques et extra galactiques s’effondrant dynamiquement par gravité gravitationnelle. Ici, nous avons un nouveau méthodologie pour l’unification des champs et des échelles géométriques. La forme d’une cellule typique est comme un cube déformé dans le cas d’un univers de réseau à huit particules. Trois cellules se rencontrent à un bord plutôt que les quatre dans la géométrie euclidienne.

F. Le formalisme quantique et l’analyse des perturbations en physique des plasmas

Nous pouvons utiliser le formalisme quantique pour calculer la densité du plasma subissant des oscillations collectives sous un domaine appliqué à l’extérieur et sous ses propres états collectifs internes. Nous quantifions l’équation d’onde classique pour oscillations des particules en fonction du second formalisme quantifié. Nous allons examiner en détail l’électron plasma excitation des paires électron-trou des états de vide de la mer de Fermi. Aux fins du présent calcul, nous traitera les ions comme fixes [48]. Nous pouvons formuler les états collectifs du plasma en termes de perturbateur ou de propagateur d’interaction. le la théorie des perturbations peut être utilisée pour traiter une interaction de particules à plusieurs corps formant un plasmon (ou phonon) collectif Etat. Nous pouvons former une série de perturbations à partir de notre équation de Schrödinger / Hamiltonian UEHU = [49,50]. Cette la série de perturbations est développée en termes de propagateur où nous utilisons des opérateurs de projection pour projeter les observations États. La série de perturbations peut être écrite comme une expression de série en termes d’intégrales de Feynman. De cette façon, nous pouvons décrire le rôle de l’énergie du vide dans la création de perturbations dans le plasma donnant lieu à un plasmon collectif États [5]. Cette méthode a été utilisée avec beaucoup de succès à la fois en théorie de la supraconductivité et en état solide physique [51,52]. Dans un champ potentiel, nous pouvons écrire une expression plus générale pour la fonction d’onde: 53. () () ( ) σ ω χ tkrketrU – • ∝  1 ,


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où σ χ est la fonction d’onde de spin interne avec les états propres habituels pour les électrons étant 54. 2 1 + = σ , et () mkVk 2 22  + – = ω où V est le potentiel ressenti par l’électron. La fonction d’onde est ensuite étendue en termes de création et les opérateurs de destruction, + aa , . L’état fondamental est équivalent à l’état de vide en électrodynamique quantique dans une approche phénoménologique de la théorie des champs, où l’état de la forme 0 ϕ est l’état sans interaction du système où il n’y a pas d’excitation d’électrons et de trous au-dessus de la surface de fermi. L’état 0 ϕ n’est pas identique à le vide vide ϕ à cause des états dits «de particules passives» qui constituent le vide complet du Modèle de la mer de Fermi. En utilisant les techniques de propagateur de référence [5,6], nous pouvons écrire la densité des états de plasma à partir de notre formalisme de perturbation. Nous avons un opérateur de densité de charge, () tr , ρ , que nous pouvons écrire en termes de notre deuxième opérateur de champ d’électrons quantifié. Le hamiltonien en termes de ρ peut être écrit comme le potentiel de Coulomb V , 55. ⎭ ⎬ ⎫ ⎩ ⎨ ⎧ Σ – Σ = – 2 2 2 1 1 2 qNqVeHjjjj ρ ρ π  où 56. () () ∫ • = trrqijerdt , 3 ρ ρ et () tr , ρ , l’opérateur de densité, est exprimé comme 57. () () () trtrtr , , , σ σ σ φ φ ρ Σ = pour les opérateurs de terrain () tr , σ φ exprimée en termes d’opérateurs + a et a , et + Σ = σ σ ρ , , kkja , qui est le propagateur des fluctuations de densité dans le champ électron-trou. On constate que des corrélations se forment dans la densité fluctuations. Le propagateur est interprété comme l’amplitude de la propagation électron-trou ou électron-positron paires. Les singularités de la fonction propagateur sont intéressantes et représentent les oscillations corrélées de l’électron champ de densité. Ces singularités représentent les excitations de phonons qui se produisent dans le champ de densité qui est analytiquement continue dans le plan cinétique, k . Les singularités se présentent comme une distribution continue de pôles qui correspondent aux énergies possibles des états de paire. Dans les références [5] et [6] l’un de nous (Rauscher) a démontré la manière dont les fluctuations de densité peuvent se produire dans le milieu en raison de la diffusion d’électrons. La résultante la polarisation ou la charge induite peut alors, à son tour, affecter l’un des électrons au moyen de l’interaction Coulomb. Les paires virtuelles sont produites à partir de l’excitation du vide et sont alors équivalentes à la densité fluctuations que nous avons calculées. Les effets importants des interactions électroniques sur les propriétés du les électrons dans le plasma proviennent de l’influence modificatrice des fluctuations de densité induites, et expliquent la manière dont le comportement collectif du plasma se produit. Toutes les propriétés du plasma sont modifiées par l’état virtuel polarisation sous vide. En référence [5] l’un de nous (Rauscher) calcule la modification de la constante diélectrique. La conductivité et d’autres propriétés du plasma sont également affectées par l’existence de propriétés du vide. En incluant la série appropriée de graphiques de Feynman qui représentent l’excitation électronique de la paire de vide production, nous trouvons un calcul adéquat de la constante diélectrique du plasma observée. Le terme d’ordre principal est le la valeur classique et les termes d’ordre supérieur donnent des contributions supplémentaires d’environ 15% pour correspondre aux valeurs observées ce qui démontre que les effets quantiques et la polarisation de l’état du vide ont de réelles propriétés physiques. Avec le approche quantique, nous pouvons calculer les propriétés du plasma avec plus de précision. On comprend ainsi mieux la manière dont les états collectifs du plasmon ou du phonon surviennent lors de l’activation électronique de paires électron-trou L’état du vide de la mer de Fermi et ce que dit un tel formalisme sur les propriétés et la structure du vide. Nous avons examiné un modèle dans lequel nous traitons l’interaction de ces modes de phonons collectifs, à partir de l’électron création de paires, aux électrons du plasma et traiter cet état comme un état soliton qui maintient son identité sur espace et temps non locaux. Comme dans notre traitement précédent, nous considérons des états d’ions positifs fixes, mais comme nous le voyons, ces états, comme dans les structures en treillis, peuvent également contribuer aux états de vibration des phonons, par exemple dans le Lindquist-Wheeler


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modèle [19]. Ailleurs, nous avons introduit le formalisme de l’effet de l’énergie magnétique plasmonique cohérente états d’acouston sur le vide [5,6].

G. Structure détaillée de l’état du vide

Si nous partons de l’état vide vide vide 0 ϕ nous pouvons exprimer la probabilité de cet état vide sous aucun l’action du vide comme 0 0 ϕ ϕ . Si, cependant, un processus se produit dans le vide, nous pouvons l’exprimer comme opération fonctionnant sur le vide comme 0 ϕ opP . Si de l’énergie cohérente et de l’entropie sont fournies au vide, et le vide a une structure, alors nous pouvons désigner cette condition comme nopP ϕ où n est un terme d’une série de 0 (l’état fondamental) à Nn = , où N peut être grand ou aller à ∞ . Effets sur les états de vide provenant de sources externes peut produire une variété de propriétés dans un milieu sous tension, y compris la polarisation, les changements de conductivité et autre phénomène électromagnétique. Nous pouvons associer chaque forme cristalline géométrique à un groupe spécifique pour cette forme. Un groupe est une collection de des objets, tels que des symboles mathématiques liés par un ensemble d’opérations algébriques. Les générateurs du groupe car l’ensemble des éléments de l’algèbre peut être commutatif, comme Abelian 0], [ = jjexx , ou non abélien comme 0], [ ≠ jjexx . Dans une représentation schématique, nous pouvons affirmer que le groupe lg unee = où le terme alg signifie algèbre ou en fait, les générateurs du groupe qui sont les éléments de l’algèbre. Pour un groupe de Lie, les générateurs sont des générateurs infinitésimaux et forment une algèbre de Lie. Pour un groupe abélien, les éléments d’une relation commutative sont exprimés en exposants de la base logarithmique e . le groupe est une somme de représentations matricielles. Nous représentons la commutation généralisée comme () BAn , Ω où A a éléments ix et B a des éléments jx . Nous avons une expansion 58. nnntAUNEnte ∑ ∞ = = 0 ! où tAe représente une transformation unitaire et ! n est le produit n … 321 × × . En commençant par la représentation de la matrice carrée () nmUNEA = pour mn = . alors () BAn , Ω représente le relation de commutation et ordre zéro 0 = n est donné comme () BBA = Ω , 0 et la première commande () [] BABA , , 1 = Ω et () [] [ ] BÊLEMENTBA ,, , 2 = Ω etc. En général, alors, () () [ ] BAUNEBAnn , , , 1 Ω = Ω + pour plus ordonner les relations de commutation. Pour une algèbre de Lie [] 0 , ≠ – = BAUN BBA . Une série formelle des représentations de groupe peut être écrite comme 59. () ∑ = – Ω = UNEnnntAtABAntabeille 0 , ! qui peut être une transformation unitaire. Revenons maintenant à tAe , qui peut représenter une transformation unitaire, nous avons l’expression ci-dessus où A et B sont des matrices carrées et () ( ) () BAmBAUNEnmn , , , + Ω = Ω Ω comme formel série de puissance. On peut dire que jex sont les éléments de A , UNEx i ⊇ , et jx sont les éléments de BxB j ⊇ , . En général termes nXXxxxe ….. 1 3 2 + + + = . Afin de décrire les propriétés énergétiques du vide, nous construisons une équation d’onde hamiltonienne d’énergie qui décrit les équations des ondes pour le plasma interstellaire, stellaire, galactique et les plasmas entourant les trous noirs. Laisser nous procédons de l’équation d’onde classique 60. 2 2 2 0 2 2 1 tUcXU ∂ ∂ = ∂ ∂


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où 0 c est la vitesse caractéristique de l’onde d’amplitude () TXU , . Nous utilisons les deux simplifiés forme dimensionnelle. La solution de cette équation dévoile une «vague de gauche» ( ) txkiUE ω – ∙ – = et une vague allant à droite ( ) txkiUE ω – ∙ = qui met en place une onde stationnaire dans le milieu plasma. Nous pouvons écrire l’équation classique du mouvement d’un tel système en termes de l’énergie hamiltonien, H . le momentum, p et dimension spatiale, x , également appelé pour la dimension temporelle, t, donne l’espace plasma rapports. On a 61. qHtpp ∂ ∂ – = ∂ ∂ =  et pHtqq ∂ ∂ – = ∂ ∂ =  . L’équation du mouvement en termes de q ou x est 0 = + qq λ  où 62. 2 2 2 qmpH λ + = où m et λ sont des constantes dépendantes des particules dans le plasma en mouvement où m est une masse comme variable et λ agit comme un potentiel. Nous exprimons ensuite les paires p, q , qui sont des variables canoniques conjuguées exprimées en termes d’ondes amplitude, U , où * U est le conjugué complexe de U . alors 63. ( ) * – = UUjep 2 et ( ) * + = UUjeq 2 . Pour les opérateurs non abéliens, nous avons la condition quantique []  iqp – = , où  est la constante de Planck et pour Algèbres abéliennes [] 0 , = qp pour les conditions classiques. Nous pouvons construire des opérateurs de création et de destruction à partir de l’état de vide. alors 64. ( ) ipqune + = 2 1 et ( ) ipqune – = + 2 1 dans les statistiques de Fermi-Dirac (demi-spin intégral) s’appliquent au niveau des microparticules pour l’interaction hamiltonienne ( ) jjejeijjiaaaaAH + + + ∑ ∑ = ′ . Les a sont les opérateurs de création de particules et les + un « s sont la destruction opérateurs où + a est le conjugué complexe de a . Lorsque l’énergie pénètre dans le vide, par exemple à partir des rayons γ empiéter sur une cible, il produira des états de positrons électoraux. Les positrons sont créés et les électrons détruits ou absorbé dans le vide où les positons apparaissent. Les opérateurs + un et un peuvent créer ou anéantir une paire de quanta d’énergie des états plasmon ou phonon. L’hamiltonien d’énergie pour le système est () aaH + = ω  où UEHU = . Dans le problème de nombreux spin ½ de Fermion, nous pouvons augmenter l’énergie du vide en une série de termes analogie avec la série de termes générateurs qui composent la représentation de groupe du vide structuré. Ainsi nous ont l’état fondamental hamiltonien comme 0 0 0 0 ϕ ϕ EH = et le hamiltonien perturbé ou perturbé en interaction comme 0 0 0 1 φ φ EH = [5]. En théorie de la perturbation, 1 0 HHH + = , alors nous pouvons écrire 0 0 0 0 ϕ ω ϕ = H pour les non perturbés, non état d’interaction, et 0 0 0 1 φ φ EH = pour l’état perturbé et en interaction. Nous obtenons le formulaire pour les excités déclare que 65. 01 0 0 0 0 φ ϕ φ HIL – Λ + = où 0 0 1 ϕ ϕ – = Λ qui est l’opérateur de projection qui projette l’état 0 ϕ et 1 0 0 = ϕ ϕ et 1 0 0 = φ ϕ pour les conditions de normalisation. Le terme 0 0 1 IL – agit comme un propagateur des états excités. le


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état fondamental, 0 ϕ équivalent à l’état du vide, 0 et l’énergie de l’état fondamental est donnée en termes d’énergie supérieure états et, 66. 0 1 0 0 0 φ ϕ ε HE + = qui lors de l’interaction devient une expansion en série. Nous nous étendons de 67. ( ) ( ) 0 0 0 1 0 0 0 = – + = – ϕ ϕ EHHEH et lors de l’interaction, nous obtenons 68. …… 0 1 0 0 1 0 0 1 0 0 0 + – Λ + + = ϕ ϕ ϕ ϕ ε HILHHE La représentation des termes dans la série de perturbations est donnée par les graphiques de Feynman. L’état 0 ϕ occupe un rôle analogue dans cette théorie pour les états de plasma à plusieurs corps où 0 est l’état de vide non perturbé tel quel fait dans la théorie des champs. La technique de la théorie des champs peut être bien adaptée à notre modèle de plasma sous vide. Ce que nous pouvons démontrer dans cette approche est que nous pouvons former une relation mathématique entre une structure géométrique vide et l’image habituelle du vide de Fermi-Dirac. Par conséquent, notre modèle nous amène au-delà du vide standard modèle à celui d’un vide structuré qui est en harmonie avec les formes structurées observées en astrophysique et phénomènes cosmologiques. Cette image décrit également efficacement l’interaction énergétique intense dans la région de l’événement horizons des trous noirs stellaires, astrophysiques et cosmologiques et leurs milieux plasmatiques environnants. Ces énergiques les processus déterminent la forme, la forme et la structure des structures astrophysiques et cosmologiques observées. Par conséquent les formes microgéométriques du vide animent ces formes macroscopiques. Nous avons détaillé ailleurs le groupe associé particulier et ses générateurs de groupe avec des géométries spécifiques formes. Cela reliera les forces motrices et les énergies de la structure du micro-vide aux observations macroscopiques observées. événements cosmologiques. Notez que ces dérivations peuvent conduire à des calculs détaillés des paramètres de conception pour expériences de laboratoire.

V. CONDITIONS RELATIVISTES DES EQUATIONS D’EQUILIBRE ET DE LA DENSITE ENERGETIQUE DESLE PLASMA

Dans cette section, nous détaillons l’équilibre des forces gravitationnelles avec les milieux plasmatiques électrodynamiques environnants. Des conditions d’invariance relativiste s’appliquent. Dans les milieux à plasma dense, des modes d’ondes cohérentes stationnaires sont mis en place entre l’ergosphère et les régions extérieures du champ de plasma où la densité du plasma tombe à un médias sans collision. On note s r le rayon de Schwarzschild (l’approximation de la région du rayon intérieur) et  la distance radiale aux régions extérieures où la densité du plasma tombe en dessous de l’énergie nE . Dans ce cas, le la densité plasmatique devient inférieure à la densité effective pour les interactions plasma-vide. Dans cette section, nous examinons la propagation des ondes électromagnétiques dans le plasma dans une région d’un champ gravitationnel près d’un corps astrophysique. La dynamique des vagues pour l’équation d’équilibre de la matière plasmatique près de l’ergosphère peut agir comme un modèle d’onde stationnaire. Nous pouvons dériver l’équation de cet état en termes d’une onde de solitons cohérente à faible perte dispersive. Les modèles d’ondes stationnaires dérivent vers des zones de faible vitesse des vagues. Deux forces opposées occupent un rôle dans la dynamique de ce modèle d’onde. La force gravitationnelle agit proportionnellement au gradient de la vitesse des vagues au carré, 2 v ∇ , et opposée à cette force, dans l’action des milieux plasmatiques, est la force d’inertie, qui est proportionnelle à l’accélération mutuelle de la forme d’onde et des milieux plasmatiques. La constante de la proportionnalité pour les deux forces est égale à l’énergie vibratoire ou oscillatoire totale de l’onde soliton divisée par son vitesse au carré ou 2 ssvE . Il semble que la symétrie de Lorentz du milieu puisse tenir. Pour ondes solitaires ou solitons l’amplitude de l’onde U est proportionnelle à sa vitesse au carré 2 v et sous l’influence de l’accélération de gravité g puis gvU / 2 = . Le mouvement non contraint des modes d’ondes électromagnétiques stationnaires couplés au vide obéit au mode brut ou comportement collectif d’états de particules collectifs se déplaçant le long de lignes géodésiques de forces gravitationnelles. Cela nécessite que les propriétés du vide soient prises en compte. Des conditions aux limites sont nécessaires pour confiner l’onde stationnaire modèle qui équilibre la force gravitationnelle et les milieux plasmatiques électromagnétiques. Le trou noir


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L’horizon des événements est la frontière entre le champ attractif gravitationnel fort et le champ cohérent collectif champ oscillatoire du milieu plasma. L’énergie des médias résulte de l’électromagnétique, thermodynamique, et des états cohérents sous vide hautement ionisés. Considérons d’abord l’équation d’onde alembertienne unidimensionnelle des états collectifs du plasma. nous prendre la dérivée variationnelle du lagrangrien comme 69. 2 2 2 1 2 1 │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ ∂ ∂ – │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ ∂ ∂ = XUtUL ε μ la distribution des ondes est donnée par U , et μ et ε sont des paramètres électromagnétiques de sorte que μ ε / = vv est la vitesse des vagues, et l’impédance des ondes est εμ = z . La vitesse, v , peut être considérée comme la vitesse de la lumière. le Transformation galiléenne du temps, tt → ou vtxx + → nous donnera la nouvelle fonction langrangienne de ce qui précède équation comme 70. ( ) │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ ∂ ∂ │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ ∂ ∂ + │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ ∂ ∂ – – │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ ∂ ∂ ∂ = tUXUXUvtUL 2 2 2 2 1 1 μ ε μ . Nous pouvons écrire une équation d’onde pour ce lagrangien en prenant la dérivée variationnelle de l’équation ci-dessus. le les états du milieu plasmatique et son mouvement obéissent aux conditions suivantes: 71. 0 = ∂ ∂ Xv et 0 = ∂ ∂ tv pour aucune élasticité accélératrice dans les médias 72. 0 = ∂ ∂ t μ et 0 = ∂ ∂ t ε pour le cadre de repos indépendant du temps et 73. 0 = ∂ ∂ X μ et 0 = ∂ ∂ X ε pour l’inhomogénéité spatiale dans le cadre de repos. Ensuite, nous construisons l’équation d’onde généralisée à partir de notre Lagrangien comme 74. ( ) 0 1 2 2 2 2 2 2 2 2 2 = ∂ ∂ ∂ ∂ + ∂ ∂ + ∂ ∂ ∂ + ∂ ∂ – – ∂ ∂ XUXnvXtxUvXUvctU ε ε μ  qui diffère de l’équation d’onde standard par les termes supplémentaires txU ∂ ∂ ∂ 2 , x ∂ ∂ ε , et Xn ∂ ∂ ε  pour électromagnétique propagation des ondes dans un champ gravitationnel où n est un entier. Dans les conditions de la symétrie locale de Lorentz, sans appliquer le Poincaré normalement accompagnant l’homogénéité que nous laissons 0 = v et 75. 0 ≠ = ∂ ∂ unetv où l’accélération, a , est un observable de Lorentz. Pour des conditions de vide με = z . La permittivité est ε et la perméabilité est μ . Le champ de déplacement électrique E 0 κε = où κ est la constante diélectrique. Notez que z est devenu un terme plus complexe lorsque nous utilisons la condition invariante de phase dans un plasma. En réalité με ≠ z et με 1 ≠ c quand on considère des relations de dispersion plus complexes en fonction de la fréquence collective ω et le nombre d’onde k de sorte que με = z devient un terme de premier ordre où kc ω = . Dans le cas général kc ω ≠ mais est exprimée comme une fonction non triviale de ω et K . En termes de constante diélectrique, κ , nous pouvons exprimer μ et ε


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en matière en termes de leurs homologues sous vide comme 0 κε ε = et 0 κμ μ = pour ( ) ( ) 0 0 / / 2 tv μ ε μ = afin de satisfaire des expériences de type Eötvös [50]. Dans le cas le plus simple, les oscillations du plasma satisfont une équation de mouvement de la densité d’état collectif de 0 2 = + β β ρ ω ρ kk  où β ρ k représente la composante collective et α ρ k représente la particule individuelle composant dans le plasma. L’amplitude des ondes, U , est analogue à k ρ . Pour l’approximation de με = z puis 76. 0 = + ε ε μ μ d . Cette condition implique que l’inhomogénéité du vide n’entraîne pas de réflexion et de diffusion et la plupart de l’énergie est radiative. Ceci est une approximation juste, sauf que la diffusion peut devoir être considérée dans un super plasma dense. Cependant, les effets de diffusion peuvent être pris en compte par la formation d’États cohérents collectifs le plasma. Utilisation de la condition pour 0 = v et 0 ≠ une et με = z alors notre équation d’onde (74) devient 77. 0 2 1 2 2 2 2 2 2 = ∂ ∂ ∂ ∂ │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ – + ∂ ∂ – ∂ ∂ XUXcuneXUctU . Nous avons donc l’équation d’onde stationnaire entre les frontières comoving de srx = , que nous prenons comme le zéro frontière 0 = s r et  = X dans le référentiel mobile. Nous pouvons considérer l’hypothèse simplificatrice, = une constant et 78. 1 2 2 < < ∂ ∂ cXcc  . Les solutions en mode normal qui disparaissent à la limite de l’horizon des événements sont alors: 79. () tCeAtxUnnnn ω ζ péché péché , × = où 80. ( ) XvXV 2 2 2 2 / α α ζ = = et 81. enC n / π = et 82.  / vnn π ω = où 83. ω   = = tv / . La moyenne temporelle de la densité d’énergie qui est l’énergie par unité de longueur, est donnée ou, en utilisant la solution ci-dessus pour nU , puis 84. ζ ω 22 2 2 1 eAEnnn = dans lequel des contributions d’ordre supérieur de l’ordre de 4 – v sont négligés. Ceci est une bonne approximation pour notre conditions. La dépendance expérimentale de nE sur x produit une asymétrie de la pression de rayonnement sur le fixe limites qui se traduisent par une force nette F entre les médias et la limite de l’horizon des événements comme 85. () () 0 nnEEF – =  Utiliser l’expression pour () txUn , et en le substituant dans l’équation ci-dessus pour la force, F , nous avons


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86. ( ) 1 2 1 2 2 2 – = ζ ω eAFnn Dans le cas où 2 v <<  α et en utilisant 87. 2 2 2 1 Xvune ∂ ∂ – = α on obtient 88. │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ ∂ ∂ – = 2 2 2 2 1 XvunevEF où nous prenons  nEE ≡ dans la première approximation de l’énergie vibratoire totale qui est contenue dans le motif d’ondes stationnaires entre la limite de l’horizon des événements et la limite extérieure où la densité du plasma est négligeable. L’énergie en mode normal sont des ajouts pour que () () 0 nnEEF – =  tient pour un modèle de vague arbitraire satisfaisant aux conditions aux limites. La distance  définit la région autour du trou noir où se trouve le plasma assez énergique pour polariser le vide. Notez que nous utilisons la condition aux limites internes comme 0 = = srx a l’événement horizon. Nous interprétons la relation pour la force dans l’équation (88) comme la condition que l’accélération d’une onde stationnaire le motif est associé à une force d’inertie qui est déterminée par la masse équivalente 2 2 vEm = ou 2 cECV = , la vitesse de la lumière. Le modèle d’onde stationnaire peut déplacer la position vers un endroit où 0 2 2 = ∂ ∂ Xv et chercher une position où v est minimal. Pour les ondes électromagnétiques, où les états de vide sont importants comme dans un plasma, la ligne géodésique concept vaut pour la théorie relativiste de la gravité de l’espace-temps où 89. 2 2 2 1 Xvune ∂ ∂ – = α où α est équivalent à l’approximation newtonienne de l’équation de la ligne géodésique et a est l’accélération. Cela se tiendra dans les milieux plasmatiques où  est en dehors de l’horizon des événements s r et non où s r =  où de r est environ le rayon de Schwarzchild. Ainsi, le potentiel gravitationnel newtonien est une faible perturbation de la ordre de 2 v . Puisque notre résultat pour les ondes électromagnétiques de plasma dans le vide obéit à l’hypothèse de la ligne géodésique dans le la théorie de l’espace-temps de la gravitation (voir équation (89)) les conditions relativistes s’appliquent. D’où le potentiel gravitationnel agit comme une perturbation faible de 2 v quand 2 2 ~ cv dans l’approximation des ondes rapides [43]. En fait, l’onde soliton se déplace plus lentement que la vitesse de la lumière, c . Notre équation d’onde (77) s’applique à un média plus arbitraire décrit dans l’équation d’onde plus généralisée dans laquelle 0 ≠ v et 0 ≠ une . Dans les conditions où cv << qui est notre boîtier plasma. Ces conditions fonctionnent bien dans nos milieux non dispersifs ou en fait lorsque les pertes dispersives sont équilibrés par les termes non linéaires pour atteindre les conditions du soliton. Cependant, le traitement complet nécessite plus relations générales de dispersion et examen plus détaillé des non-linéarités du plasma dans lesquelles nous rapportons fréquence collective, ω et nombre d’onde, k . Ainsi l’impédance ≠ ≠ με z constant. La condition 90. 0 = ∂ + ∂ ε ε μ μ est essentiel pour obtenir le gradient de potentiel gravitationnel 91. ε∂ ∂ 2 2 1 v pour inclure les effets gravitationnels sur le champ électromagnétique.


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Aux régions extérieures de la «vague de matière» de plasma entourant un trou noir pour la frontière au rayon  environ le trou noir que le plasma gazeux peut échanger  > r avec  < r mais les solutions à ondes stationnaires exigent que le les ondes agissent entre s r et  mais les milieux plasmatiques ne se limitent pas à cette contrainte. Cette approche implique quelques approximations que nous pourrions avoir besoin de relâcher en raison de la nature du plasma près de la région de s r . Nous avons même développé une description cohérente de la quantité de mouvement des ondes électromagnétiques dans analogie avec la quantité de mouvement des particules ou les «ondes de matière» dans un champ gravitationnel. Cette approche conserve la symétrie du énergie de contrainte sur le tenseur énergie-impulsion des équations de champ d’Einstein. Nous devons maintenant considérer ces «ondes de matière» électromagnétiques ou structure d’onde cohérente où με ≠ z et où les collections de particules dans un un plasma dense s’applique. Pour nos équations de champ modifiées avec le terme de couple et les effets de Coriolis résultants, nous pouvons tenir compte de ces conditions. En raison de l’effet Coriolis et du fait de la dynamique du plasma, nous pouvons observer ce couple est la force motrice des effets de champ de plasma et donc le terme source de l’équation d’équilibre. le les états cohérents collectifs propagent les informations et leurs effets dans tout le plasma. C’est à travers ces indique de façon cohérente que l’effet du couple est transmis dans tout le milieu entourant le trou noir et est observable que la dynamique que nous observons dans les supernovae et autres objets astrophysiques.

VI.PROCÉDÉS THERMODYNAMIQUES PERTINENTS DANS DES SYSTÈMES ASTROPHYSIQUES ETÉQUATION D’ÉQUILIBRE

L’énergie est transférée par conduction, rayonnement et convection. La transmission d’énergie interspatiale est dominée par processus radiatifs. La conduction se produit sur les surfaces contiguës dans les intérieurs stellaires et la convection se produit sur le surface et à travers les systèmes stellaires. Les processus radiatifs individuels jouent un rôle dans la formation de processus d’émission et d’absorption thermodynamiques. Loi de rayonnement spectral de Planck de n  = E s’applique mais est dominé par des processus collectifs dynamiques beaucoup plus complexes. L’approche de Debye traite un système comme un continuum plutôt qu’un système au niveau des particules individuelles, ce qui est beaucoup plus applicable à notre cas de températures. Par exemple, dans le fort champ d’effondrement gravitationnel au voisinage d’un trou noir, l’activation des processus énergétiques dans les gaz environnants peuvent se produire et former des plasmas. Debye est soi-disant 3 La loi T , où T est la température absolue en Kelvin, a d’abord été développée pour le solide systèmes cristallins ou amorphes et peuvent s’appliquer à des systèmes proches de zéro degré. De tels systèmes peuvent être rendus analogues à la matière noire interstellaire et intergalactique (régions de matière non lumineuse), les halos galactiques, et peut-être, peuvent être étendu à la surface des étoiles à neutrons et au vide du domaine quantique. Partir de l’énergie contenu, E , et constante de chaleur pour les matériaux considérés ainsi que la constante de gaz, R de l’énergie constant NRT / , nous avons 4 àE = où 92. 3 4 5 3 vRune β π = et dépend donc de la fréquence de rayonnement émis et aussi 93. KT 1 = β . Les systèmes à très haute pression peuvent nécessiter le traitement Polanyi [53] à des températures finies ou 94. 0 = = dTdUdTdA comme approximation. Cette expression est dérivée du théorème de la chaleur de Nernst [54] basé sur la thermoélectrique matériaux. L’énergie associée est U , et l’effet est le travail, W , à la température, T . Notez que l’entropie est 95. dTdWS = . Les processus d’émissions radiatives permettent la détection de la dynamique des trous noirs à partir de la Terre observatoires. Les mécanismes exacts du rayonnement des trous noirs ne sont pas bien compris, mais ils sont essentiels à notre compréhension de la nature fondamentale des trous noirs stellaires et galactiques. Ce sont la radio, le visuel, la radiographie et même les émissions de rayons γ , que nous observons sur les systèmes terrestres. Ces émissions sont radiatives et dépendent de


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les variations de température au sein du système. Dans le cas simple d’un support à deux températures, 1 T et 2 T nous utilisons le Équation de Stefan-Boltzmann pour le taux de charge ou de perte d’énergie, 96. ( ) 4 2 4 1 1 TTeQ – = σ où 1 e est l’émissivité à 1 T et (passe à 2 T ) et 4 2 5 deg / dix 67,5 – × = – cmerg σ . Ce formalisme s’applique aux régions plus froides du plasma entourant le trou noir. Pour des émissions énergétiques élevées n  = E où π 2 / h ≡  et h est la constante de Planck, seconde dix 683,6 29 – × = – ergh qui applique dans les x – ray et gamma régions -ray. Les propriétés de ces émissions les fréquences, bien que complexes, obéissent à notre loi d’échelle précédemment dérivée [45] et aux travaux récents d’Uttley utilisant le NASA Rossi x- ray timing explorer satellite pour surveiller les trous noirs galactiques au cours des six dernières années [55]. Le pulsé fréquence de x – ray émissions provenant UNE M 2 dix à UNE M 9 dix semblent évoluer d’une manière similaire à notre fréquence par rapport à taille [45]. Les milieux plasmatiques dynamiques entourant les trous noirs deviennent observables dans les rayons γ , x , visible et radio régions de fréquence en raison de l’activité dans les médias environnants. Les modes d’excitation se forment sous processus thermodynamiques radiatifs, convectifs et conducteurs dans un milieu chargé entourant un noir en rotation trou. Afin de décrire ce milieu, nous utilisons l’équation de Poisson, l’équation de continuité et la modification de Maxwell équations exprimées comme l’équation de Vlasov. Tous les aspects de ces supports ne sont pas chargés car certains sont des poussières neutres, bien qu’il existe suffisamment de charge pour créer des champs électriques et magnétiques variables [56]. Comme on le sait, le plasma est un état de matière très chaud, dans lequel les électrons ont été complètement éliminés de leurs atomes, laissant des ions chargés positivement. Les ions et les électrons opèrent librement dans l’espace. Gaz ionisé les plasmas forment des oscillations plasma-ionique-électron, se déplaçant en spirale autour des lignes de force magnétiques existantes. Parfois, ces oscillations plasmatiques sont appelées plasmons ou «quanta» de comportement collectif. Fréquences spécifiques se produisent en particulier des milieux plasmatiques qui rayonnent vers l’extérieur et sont observés par des stations d’observation au sol. Il existe un certain nombre de modes oscillatoires spécifiques d’un milieu plasma dynamique. Il agit comme un fluide entièrement chargé médias, ayant ainsi des propriétés impliquant la description électromagnétique de Maxwell et la dynamique des fluides de Boltzmann. Puisqu’il s’agit d’un fluide chargé extrêmement chaud, il subit donc une variété de processus thermodynamiques. Nous partons de nos équations cinétiques, qui sont des équations de mouvement qui décrivent les processus dynamiques qui sont en cours d’examen. L’image que nous abordons divise le problème en trois parties, (1) particule collective comportement dans un état hors équilibre, (2) comportement individuel des particules qui peut être en équilibre ou hors équilibre états, et le cas idéal (3) où nous traitons le système comme un «gaz idéal» de particules sans interaction ou sans collision. Alors l’équation d’état est 97. nKTE 2 3 = où E est l’énergie par unité de volume, n est le nombre de particules, K est la constante de Boltzmann et T est le température en degrés Kelvin, KT 1 ≡ β . Le formalisme des interactions coulombiennes à longue portée caractéristique de un plasma peut rencontrer des difficultés formelles sous la forme d’intégrales divergentes, qui conduisent à des infinis et donc singularités [5,48,57]. Nous désignons la densité des espèces individuelles comme in , jn , etc. et la fonction de distribution comme i f , jf , etc., qui peuvent impliquer plus que des particules simples en tant que distribution d’états collectifs «de type quantique» [5]. le le plasma agit, en fait, plus ou moins comme un boson, dans un champ d’électrons de Fermi. Parfois, ces états collectifs sont appelés états plasmon et peuvent être associés à des ondes de phonons ou de spin [50]. Comme les modes collectifs du plasma sont perturbés ou excités par les chocs, la distorsion provoque la séparation des charges se produisent dans lesquels le champ électrique fait que les perturbations deviennent plus apparemment stables. Ce taux de croissance de états cohérents est le taux qui est similaire à l’instabilité de Rayleigh-Tayler causée par la gravité dans un semi-uniforme champ qui peut se produire autour de l’effondrement des systèmes gravitationnels. Dans des conditions normales, le gradient de la le champ magnétique provoque l’annulation mutuelle des modes de dérive des perturbations du champ électrique, mais lorsque le le champ gravitationnel est fort, les états collectifs de dérive dans le champ gravitationnel ne s’annulent pas nécessairement. Par conséquent, les modes plasma peuvent se rapprocher ou s’éloigner d’un trou noir à proximité. Chaque particule chargée dans le plasma tend à porter un nuage de particules apparemment chargées attachées par les forces coulombiennes et certaines particules chargées sont repoussé du nuage. L’expression quantitative du système plasma est fournie par le Maxwell-Boltzmann distribution et aussi l’équation de Poisson.


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Pour le champ coulombien de particule d’espèce i est () r ϕ , et la densité des particules des espèces j chargées ez j et densité moyenne jn , est 98. () () [ ] reznrnjjj ϕ β – = exp pour KT 1 ≡ β . Ensuite, l’équation de Poisson est donnée comme 99. ∑ = – = ∇ jjjjnze πρ π ϕ 4 4 2 où j représente la densité du eparticule j . La continuité du formalisme de la physique des plasmas est également la continuité équation qui exprime la conservation de la charge 0 = • ∇ + ∂ ∂ jt ρ où j est le courant vectoriel. Nous utilisons le Maxwell-Boltzmann ou dans certains cas les équations de Maxwell-Minkowski 100. tBE ∂ ∂ – = × ∇ jtEcB + ∂ ∂ = × ∇ 2 1 0 = • ∇ B ρ π 2 4 cE = • ∇ qui nous donne les équations de Maxwell habituelles comme précédemment, qui sont utilisées dans notre formalisme plasma Vlasov dans lequel le Les équations de Vlasov et de Poisson sont utilisées [5,51]. La clé est d’inclure les champs électriques et magnétiques comme dans le Système Vlasov-Maxwell [13,52]. Ces perturbations turbulentes diffusent et se propagent souvent transversalement aux lignes de force magnétiques. Comptabilité pour de nombreux termes d’ordre supérieur et un certain nombre de constantes de couplage ne se prêtent pas directement à l’approche analytique et nécessite des simulations informatiques. Dans de telles conditions gravitationnelles et électromagnétiques variables, les modèles peuvent émerger sous des interactions cycliques mais aussi de grandes instabilités dynamiques imprévisibles se produiront. Notre vague les équations doivent tenir compte de ces deux cas. Certaines des approches analytiques les plus détaillées se trouvent dans référence [5]. En général, on considère que la charge nette sur les structures stellaires et galactiques est relativement faible mais extrême une séparation des charges internes peut se produire. Le phénomène majeur est cependant la rotation du système, d’où le Kerr solution est utilisée. La quantité de mouvement angulaire du système génère des forces de type Coriolis et celles-ci entraînent la convection courants. Des forces de type similaire peuvent entraîner des plasmons de matière stellaire près des trous noirs sous l’action de la marée ergosphérique. Des schémas de flux de matière et de courant peuvent se produire sur les hémisphères «nord» et «sud» qui sont pincés à l’équateur résultant en un double tore. [3] Un bon exemple des effets de Coriolis entraînant des structures collectives de type courant et soliton dans les matériaux ionisés est le comportement magnétohydrodynamique des régimes météorologiques dans notre ionosphère et notre magnétosphère. Ces dynamiques produire des activités très chargées, auto-organisées, collectives et cohérentes, à partir des ouragans avec leur large champ de influence, à la dynamique de haute énergie des tornades ou même de la foudre en boule (communément décrite comme très chargée modèles d’ondes de solitons dans un gaz hautement ionisé, ou même sous forme de mini trous noirs auto-cohérents) [49]. En outre, ces les structures auto-organisées se limitent à leurs hémisphères respectifs suivant des courants très spécifiques qui prennent les faire passer des pôles à l’équateur et revenir aux pôles grâce à l’effet Coriolis entraîné par une rotation fondamentale force que nous avons définie comme un couple espace-temps dans nos travaux antérieurs [3]. Ce terme de couple peut en effet être responsable à la fois le moment angulaire et magnétique de notre planète, qui est crucial pour l’effet dynamo et la production de notre champ magnétique. Dans les solutions Kerr et Kerr-Newman, nous pouvons aborder le concept d’énergie rayonnée et absorbée dans un système d’effondrement. En général, un tel système est beaucoup plus observable, en tant que source radiographique et visible, car un il existe un horizon d’événements rotatif fini avec une ergosphère «à action tidale». Les processus radiatifs peuvent s’exprimer par l’équation de Stephan-Boltzmann, où l’énergie est liée à la température comme 4 àE = et 101. 3 4 5 3 n Rune π = où R est la constante du gaz et n est la fréquence. La constante de Boltzmann est ARK / = où A est Le numéro d’Avogadro. Pour l’émission radiative, nous partons des équations de Maxwell pour décrire le champ électromagnétique forces impliquées dans les trous noirs stellaires et leurs environs. L’un des principaux résultats ou solutions de Maxwell


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équations est de dériver et de décrire la pression de rayonnement. Nous savons que la lumière ou la chaleur se propagent à travers le vide frapper une surface réfléchissante produit une pression: 102. 0 = ∂ ∂ + × ∇ tBE et jtEB + ∂ ∂ + × ∇ et 0 = • ∇ B et eE ρ = • ∇ . La force mécanique d’un champ magnétique crée des courants de conduction comme pression de rayonnement. La densité actuelle est 103. Bcj × ∇ = π 4 . On peut établir la pression de rayonnement et l’énergie de rayonnement, jdt , tombant sur l’élément de surface σ d d’un matériau conducteur (tel qu’un plasma) en un temps, dt . Loi de Poynting sur le flux d’énergie 104. ( ) σ π dBEÊTREcjdtyzzy – = 4 la pression totale, P , c’est-à-dire la force mécanique, 105. jcF θ cos2 = dans lequel le rayonnement arbitraire provenant du vide se reflète totalement sur l’incidence sur le «conducteur» que nous associons à la surface de l’horizon des événements du trou noir parce que les milieux plasmatiques fortement chargés sont conducteur. La force elle-même s’exerce sur les particules de plasma, ce qui donne un moment égal et opposé qui s’exprime en en termes de rayonnement actuel 106. jcF θ cos4 = . La pression radiative est une conséquence fondamentale de l’énergie électromagnétique exprimée par les équations de Maxwell. De plus ce rayonnement électromagnétique se rapporte directement à la loi de rayonnement de Stefan-Boltzmann de la forme 107. 4 3 TP α = avec une énergie totale 108. VermontE TOT 4 α = pour le volume, V . Par cette approche et par l’utilisation de la pression exercée par le plasma environnant, nous dérivons l’équation d’équilibre d’un trou noir dynamique et de ses environs [56-58]. États cohérents électromagnétiques à longue portée peut être maintenu dans ces conditions et dans d’autres conditions très spécifiques.

VII. RAYONNEMENT DE HAWKING ET ÉQUATION DE L’ÉQUILIBRE

Il y a eu un changement majeur dans la réflexion scientifique sur l’existence et la nature des trous noirs. le Des preuves «indirectes» mais de plus en plus convaincantes indiquent l’existence et l’unicité des trous noirs. S. Hawking, R. Penrose, KS Thorne et d’autres ont formulé certaines de ces propriétés en termes de théorie de la gravité quantique [35,59,60]. Le concept habituel est que les trous noirs s’effondrent de plus en plus en une singularité de densité infinie. C’était Hawking qui a suggéré une inversion de ce processus pourrait modéliser le big bang cosmologique du premier univers, c’est-à-dire partir d’une singularité et s’étendre. Dans l’image de la gravité quantique, les trous noirs émettent des particules près de leur limite extérieure, perdant de l’énergie et étant réduite en taille. Ce faible rayonnement thermique est appelé «Hawking Radiation »[35,36]. Cependant, dans notre modèle (décrit ici et ailleurs), les trous noirs peuvent cohérer un certain pourcentage de l’énergie du vide disponible, grâce aux interactions plasma-vide, pour maintenir un équilibre dynamique heures supplémentaires. Le rayonnement du trou noir est quelque peu émis par analogie avec le «rayonnement de la cavité» ou le problème du rayonnement du corps noir. UNE récipient contenant un petit trou dans lequel le rayonnement est admis et piégé est reradié à travers le trou lorsque le récipient est chauffé. De même, le rayonnement piégé dans les trous noirs chauds “rebondit” et est réémis. le les propriétés de ce rayonnement dépendent uniquement de la température du système émetteur. La température de la cavité détermine la fréquence maximale à laquelle le rayonnement se produit. Plus la température est élevée, plus la fréquence de rayonnement émis. Le rayonnement solaire suit la courbe du corps noir, culminant à KTo 3 106 × = . Cette courbe résulte de la loi de rayonnement quantique de Planck. Il est intéressant de noter que le rayonnement quantique mécanique du corps noir


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modèle peut être un analogue des émissions de trous noirs à l’échelle cosmologique, et donc, que la dynamique des trous noirs peut être fondamentalement impliqué et aboutir à une description complète de la gravité quantique. Avant l’avènement de la théorie quantique de Planck, la courbe de rayonnement du corps noir était ajustée par le Rayleigh-Jeans droit classique. Cependant, cette loi a conduit à la soi-disant catastrophe ultraviolette dans laquelle la température en fonction de la fréquence la relation est allée à l’infini aux hautes fréquences. Plus la fréquence est élevée, plus le rayonnement électromagnétique être émis. Cependant, le quantum de Planck a introduit une nouvelle constante universelle, h , qui a donné un ajustement à l’observé courbe de rayonnement du corps noir. La loi quantifiée d’émission de rayonnement de Planck a supprimé la catastrophe ultraviolette. Seulement un peu d’atomes émettent à des fréquences élevées et il existe une distribution spectrale ou quantique d’émetteurs atomiques. Considérant que chaque oscillateur émetteur d’énergie rayonnante a une énergie de KTE ∝ où K est le Boltzmann constante, pour l’équilibre thermique. Notez que cette approche a des implications pour l’équation de l’équilibre. Ensuite pour la dépendance énergétique de la fréquence par la loi de Rayleigh-Jeans 109. n n n KTdcEd 3 2 8 π = pour le rayonnement du corps noir. Cependant, dans l’hypothèse de Planck, nous utilisons n  = E et pour la gamme de fréquences n à n n d + on a 110. n n n n ecEdKT 1 1 8 3 2 – =   π . Cette équation donne une distribution de type «gaussienne» donnant une fréquence de pic spécifique d’une distribution pour chaque Température. Le pic augmente lorsque la température de la cavité augmente. La spécificité des émetteurs de rayonnement a été examiné en détail au début du siècle dernier. Certains considéraient les émetteurs comme un attribut du éther ou un ensemble d’oscillateurs électriques atomiques. Avec la théorie atomique de Bohr, le concept d’oscillateurs atomiques à nouveau s’installa. Cependant, si nous devons reconsidérer ce modèle dans le contexte du rayonnement du trou noir, le simple atomique le concept de l’oscillateur peut nécessiter un réexamen. La courbe de rayonnement du corps noir est un problème extrêmement important dans la prise en compte du rayonnement du trou noir et dans les théories de la gravité quantique. Étant donné que les états d’énergie dans le trou noir cosmologique sont tellement supérieurs à un «cavité du corps noir» ordinaire, nous pourrions avoir besoin de réexaminer les fonctions des émetteurs (précédemment proposé comme étant le résultat de un éther), comme propriétés fondamentales des oscillations thermodynamiques d’une structure de vide. Pour répondre à notre équilibre équations pour les trous noirs, nous devons calculer l’énergie / l’entropie associée aux trous noirs. Hawking calcule l’entropie comme suit. L’entropie est une mesure du nombre d’états internes ou de configurations à l’intérieur d’un trou noir pour qu’il n’apparaisse pas différemment à un observateur externe. Autrement dit, l’observateur externe n’observez aucun changement de masse, de rotation ou de charge. L’entropie est exprimée comme 111. gAKcS 4 3 = où A est l’aire de l’horizon des événements du trou noir,  est la constante de Planck, K est la constante de Boltzmann, c est la vitesse de la lumière, ce qui donne l’entropie, S . En termes de théorie de l’information, il y a un bit d’information sur l’état interne des trous noirs pour chaque zone fondamentale de l’horizon des événements. Notez que le K o 3 , plus précisément, K o 7.2 , rayonnement de fond des micro-ondes, dont on pense qu’il provient à l’époque du big bang, obéit à la courbe de rayonnement du corps noir. Ce qui est fondamentalement important, c’est que l’univers se comporte comme une singularité Schwarzschild. Le système de trous noirs agit comme un «corps noir» radiatif ayant le K o 3 Température l’énergie d’émission, donc le K o 3 le rayonnement supporte le modèle de l’univers de Schwarzschild [25]. Nous pouvons démontrer que l’entropie de l’univers primitif et la physique actuelle des trous noirs sont cohérentes avec le K o observé 3 corps noir radiation. Ceci est un problème important dans la gravité quantique et le premier univers et a des implications pour le vide structure étatique. Les indices sur les propriétés de l’état de vide se produisent dans l’univers primitif. Premiers modèles d’univers impliquent actuellement des modèles de gravité quantique. Hydrogène et hélium à des températures élevées dans les premiers états d’évolution de l’univers impliquait le processus quantique de production de paires de création et d’annihilation de paires électron-positon à partir de rayons γ de haute énergie . Ce processus de création et de destruction est formulé en termes de création et de destruction opérateurs, a et + a par les techniques graphiques de Feynman. Nous relions la structure géométrique du vide au groupe théorie et se rapportent aux techniques graphiques de Feynman en référence [5].


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Le rayonnement du corps noir indique l’absorption complète de la lumière dans un trou noir. Pour la condition Schwarzschild l’univers très précoce a une température de KTos 32 dix = , sT est le début de la température du premier univers et l’énergie de 16 dix = sE ergs, et sE est le démarrage énergétique. Alors que l’univers évolue, T et E sont inversement proportionnels car ils évoluer au temps présent. Dans l’état actuel de l’univers, le rayonnement du corps noir est d’environ K o 3 et le l’énergie de l’univers entier correspondant est d’environ 45 dix = nnTE ergs / degré. Pour cette entropie, nous avons 75 dix = nE ergs où nnTE est le rapport de la nouvelle énergie et du nouveau temps, proportionnel à nS ou entropie d’environ 10 45 erg / degré, notre rapport proportionnel inverse donne, pour notre approximation actuelle snnsEETT = qui est approximativement linéaire relation. En fait, ce n’est qu’une approximation puisque l’entropie augmente également. Notez que nE , nT et nS correspondent aux qualités actuelles de l’univers [50]. Une approche plus exacte consiste à considérer la relation entre la température de l’univers et l’entropie du univers tout au long de son évolution. Cela donne la relation inversement proportionnelle de 16 16 32 dix dix 3 dix – = ∝ = snnsSSTT qui est ~ 10 32 donc 1 ~ nT à K o 3 . La constante de Boltzmann est donnée par KergKo / dix 38,1 16 – × = et KTE = . Ce calcul donne la température actuelle de rayonnement du corps noir d’environ 1 ~ nT à K o 3 qui est très proche de la valeur observée. L’espace profond interstellaire est froid et existe près du zéro absolu. Le média interstellaire contient environ un atome d’hydrogène par centimètre cube d’espace de matière visible. On peut considérer d’autres électron-électron les états de couplage liés à la production de paires électron-positon en utilisant la méthode de Bardeen-Schrieffer-Cooper [21]. Hawking [35] et Hawking et al. [36,37] utilisent la théorie quantique de Feynman comme méthode intégrale du chemin pour décrire non seulement l’absorption classique habituelle mais aussi l’émission de particules scalaires entrant et sortant de la géométrie de un trou noir Schwarzschild. L’amplitude pour que le trou noir émette une particule scalaire est exprimée comme une somme sur chemins reliant les singularités futures et l’infini. La poursuite analytique dans un espace de Schwarzschild complexifié est utilisé pour calculer l’amplitude ou la périodicité d’une particule à absorber ou à émettre [37,56,57]. La relation entre les probabilités d’absorption et d’émission démontre qu’un trou noir de Schwarzschild émettra scalaire particules ayant un spectre thermique caractérisé par la température, T , en fonction de la masse, M , par GMkcT 2 3 8 / π  = . Cela nous donne une dérivée simple de la radiance du trou noir [37]. L’intégrale du chemin de Feynman est détaillée dans la référence [5]. Les constantes habituelles sont ,  c , et G et k est la géométrie de gravité de surface du noir trou. Dans le cas d’un trou noir de masse de Schwarzschild, M , alors Mk 4 1 = en utilisant des unités de 1 = = = Gc  . Cette entre l’émission et l’absorption nous donne un spectre thermique pour la température, T , comme KkT π 2 = où K est sa constante de Boltzmann. Dans un sens, un trou noir est un radiateur de corps noir ultime et ce rayonnement est finalement quantifié. Par conséquent, le rapport d’émission est égal à celui d’absorption pour N photons dans une cavité avec l’énergie E , est T – KEe , alors la condition d’équilibre qui est l’équilibre est KkT π 2 = . Par conséquent, le rayonnement de Hawking est clé de notre formalisme de l’équation d’équilibre. Nous observons également que nous revenons à la relation entre le Loi Rayleigh-Jeans du formalisme quantique de Planck. Hawking conclut que cette émission thermique conduit à une lente diminution de la masse du trou noir rayonnant [35]. Les trous noirs primordiaux de moins de 10 15 g pourraient s’évaporer jusqu’à une taille de masse de Planck de 10 à 5 g de singularité dans le univers actuel [49,58]. Dans cet article, nous détaillons les cosmologies fermées et la solution de Schwarzschild. Cependant, Le travail de Hawking, certaines hypothèses critiques sont faites concernant les théories de la gravité quantique et les conditions de Équations de champ d’Einstein. Par exemple, dans notre travail, nous prenons en compte un terme de couple dans le tenseur énergie-contrainte [44]. Actuellement, il n’y a pas de théories cohérentes de la gravité quantique. Une telle hypothèse faite par Hawking [35] est l’utilisation d’une métrique de Minkowski plate conforme aux mécanismes classiques.


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Hawking utilise la deuxième loi standard de la thermodynamique exigeant que l’entropie ne diminue jamais. L’entropie de la matière en dehors du trou noir est la somme de la surface de l’horizon des événements, k . Comme l’effondrement gravitationnel produit, l’entropie des baryons et des leptons dans le corps qui s’effondre crée l’entropie qui est fournie au plasma en dehors de l’horizon des événements. On peut considérer que l’amplitude de probabilité pour qu’un trou noir émette des particules est liée à la probabilité de le trou noir pour absorber les particules. Hawking [36] nous donne également une forme de gravité quantique par son utilisation du chemin méthode intégrale utilisée par Rauscher [5] dans la description des plasmas quantiques. Par conséquent, notre équation d’équilibre est formulé en termes de gravité quantique dans l’expression de forces fortes et électrofaibles. En effet, le le fort champ gravitationnel du trou noir donne un plasma superdense [61]. Le chemin d’une particule est formulé en termes d’intégrales de chemin dans l’espace courbe [5,36]. De l’utilisation du chemin méthode intégrale on peut dériver une équation d’onde inhomogène dans un champ de Schwarzschild. Comme fait dans la référence [5], un propagateur Feynman () xxk ′ , est formulé, où une particule se déplace d’un point d’espace-temps x à 0 = t à x ′ où 0 > t ou pt pour une action intégrale 112. () [] │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ ′ = • • ∫ xxgdttxSptp 0 4 1 où g est la métrique sur un espace-temps courbe et • x et • ′ X représente des vecteurs tangents avec des composants 113. dtdx α et dtxd α ′ . Le chemin avec les extrêmes S satisfait l’équation géodésique avec t comme paramètre affine. Les chemins du temps t sont un multiple constant de temps propre et les chemins de type espace sont pris comme les mêmes multiples de distance appropriée. Cela nous donne la partie relativiste du formalisme. Un trou noir peut être considéré comme un conducteur électrique membrane sphéroïdale à l’horizon des événements. Son énergie de rotation ou moment angulaire est exprimée en grand électrique flux de courant, interactions gravitationnelles extrêmes et moment cinétique lui-même. Un trou noir d’une masse donnée a une vitesse de rotation maximale dans laquelle il y a un équilibre entre la matière implosante et l’accrétion de sorte que le les forces centrifuges sont en équilibre. La force centrifuge, due au couple, contrecarre la traction vers l’intérieur de la gravité et empêche plus de matière de tomber dans le trou noir, ce qui amplifierait davantage sa rotation. Par exemple, un noir trou de 10 8 UNE M ou 100 millions de masses solaires, donne une énergie de rotation d’environ 3 x 10 48 kilowattheures. Cette l’énergie alimente le champ de rayonnement de Hawking, et le système Kerr-Newman à rotation chargée produit un champ de charge qui alimente le plasma environnant en énergie. Il a été émis l’hypothèse qu’un tel système de trous noirs explique phénomènes de quasars en créant l’énergie émise par les quasars. L’énergie émise par les quasars est de l’ordre d’une galaxie entière. Il est possible que les trous noirs des centres galactiques accumulent suffisamment de matière pour submerger l’ensemble galaxie. Le couple de l’espace-temps affecte l’énergie-matière au voisinage de l’espace de manière à créer la rotation galactique forme que nous observons comme éléments externes du trou noir central galactique. Une charge en rotation crée un flux de courant autour et dans les milieux plasmatiques chargés produisent des champs magnétiques. Les lignes de champ magnétique excitent les tourbillons de surface courants et deviennent déformés par la rotation du trou noir. Ils peuvent se pincer un peu comme des boucles dans le champ plasma par analogie avec les éjections coronales solaires et les tourbillons de taches solaires du champ de plasma solaire. Un trou noir chargé en rotation peut agir comme une batterie géante ayant une énorme chute de tension entre ses pôles et sa région équatoriale 10 20 volts. Ainsi, le trou noir agit comme une énorme dynamo. Lorsque les lignes de champ magnétique traversent les lignes de champ polaire et retourner au reste du trou noir, le flux de courant induit dépose son énergie dans le plasma intermédiaire et l’accélère vers l’extérieur. Ce processus, entraîné par le couple espace-temps, explique les jets de gaz observés émanant de quasars, galaxies et pôles de supernova et leur énorme luminosité. Les formations de jets dynamiques fusionnent dans le halo galactique. Le gaz interstellaire et le gaz près de l’horizon des événements s’échauffent et, comme tout gaz chaud, émettent un rayonnement radio, bandes de lumière visible et de rayons X. Le rayonnement Hawking implique également l’émission de particules piégées. Par conséquent, noir les trous stockent une énergie énorme à travers leur champ gravitationnel, leur interaction avec le champ de charge et leur rotation. R. Penrose a noté que le stockage d’énergie dans la rotation d’un trou noir est important et peut conduire au quasar et à la supernova étapes. Le déterminant significatif d’un trou noir centré galactique relativement stable, d’un quasar ou d’une supernova dépend sur l’équilibre intrinsèque entre le serrage et la structure du trou noir, et les propriétés de l’environnement plasma décrit dans l’équation d’équilibre.


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VIII . PREUVES ET OBSERVATIONS EXPÉRIMENTALES DE TROUS NOIRS ET DE SUPERFLUIDESÉTATS DE LA MATIÈRE.

Les trous noirs sont des systèmes en rotation dynamique. Nous présentons des exemples de tels systèmes ici et en référence [5]. Aussi il existe de nouvelles preuves d’accélérateur expérimental de mini trous noirs, et nous présentons une brève discussion de certains de ce travail ici et en référence [3]. De plus, nous discutons de certaines expériences de plasma en laboratoire relatives à la on a supposé et observé que les milieux dynamiques entouraient les trous noirs. Cygnus X-1 dans la constellation Cygnus, le cygne, est un intense x source de -ray et est observée comme un bleu lointain étoile. Il se déplace autour d’un membre sombre identifié comme le premier trou noir stellaire. Les rayons X sont émis sous forme de matière l’étoile bleue est accrétée par le trou noir. Au printemps 2001, le satellite Rossi x -ray timing Explorer a fait enregistrements de variation asymétrique de la lumière émise par GROJ1655-40 et, comme les quasars éloignés, les fragments atomiques sont émis à angle droit vers un disque de gaz chaud en rotation. Ce système se situe dans la Voie lactée. Le 40 au nom de GRO se réfère à la distance de 40 miles au-dessus d’un trou noir de UNE M 7 , qui produit une variation de luminosité observée de 300 fois par seconde. Les 40 miles correspondent à la distance entre l’horizon des événements du trou noir et son plasma en orbite Matériel. Un signal de 450 Hz est également observé dans la variation de la lumière émise, indiquant une couche de matériau environ 30 milles au-dessus de l’horizon des événements. Cette proximité immédiate du matériau en orbite indique le trou noir et le plasma externe sont en rotation et chargés, indiquant une description métrique de Kerr-Newman. Ceux-ci et d’autres les observations confèrent une forte crédibilité à notre approche. Des observations supplémentaires ont été effectuées avec le télescope spatial Hubble, l’Extrême Ultraviolet Explorer (EVE) Satellite et l’ observatoire Chandra x -ray de XTE j1118x480 qui orbite autour d’une étoile d’environ un solaire Masse, UNE M . Le disque en spirale de plasma orbite à environ 600 miles de l’ergosphère. Cette orbite plus lointaine le matériau semble être surchauffé, ce qui produit le plus grand rayon d’orbite. Ces systèmes agissent comme un moteur de couple à champ chargé énergétique entraîné par le champ gravitationnel élevé du trou noir. Les équations de champ d’Einstein décrivent la physique des trous noirs mais n’incluent pas les effets de forces faibles ou force électrofaibles et, en général, forces électromagnétiques pour les systèmes astrophysiques. Ce sont ces forces qui agissent pour stabiliser les systèmes cosmologiques et astrophysiques contre un effondrement gravitationnel complet, qui permet à nos équations d’équilibre de tenir. Relativistiquement, comme les forces gravitationnelles des trous noirs augmentent pendant l’effondrement, une dilatation temporelle se produit. Par conséquent, nous observons extérieurement le processus d’effondrement dans le cadre de référence de l’observateur, comme extrêmement lent. De ce point de vue, le trou noir agit comme une dynamo géante électromagnétique et nucléaire gravitationnelle processus produisant un système relativement stable et équilibré dynamiquement. Parce que gravitationnel et les forces électromagnétiques sont à longue portée, un équilibre dynamique entre ces deux forces est de première importance, et il comprend à la fois la structure des trous noirs et leurs médias environnants. Couple gravitationnel et entraîné par Coriolis les forces magnétiques façonnent les médias entourant le trou noir. Ces forces, en équilibre, créent les voies sur lesquelles les particules chargées se déplacent, créant une forme toroïdale du plasma. Alors que les jets «polaires» émergent, une partie du le plasma retourne vers l’équateur pour créer une double forme topologique toroïdale. Les forces de rotation et de charge sont nécessairement considéré pour expliquer cette formation et, comme nous l’avons démontré, la solution de Kerr-Newman comprenant les effets de couple et de Coriolis prédisent une telle formation [3]. La pulsation du champ électromagnétique de 200 à 600 Hz dans les systèmes de quasars précédemment observés produit une pulsation dans les lignes de force du champ magnétique. Par conséquent, un ensemble de fréquences de résonance se produit dans le système. La forme et les fréquences émises par le plasma dynamique sont également déterminées par les effets du nucléaire forces fortes et faibles. Ces forces à courte portée ont également des effets de portée intermédiaire par leur couplage au la force électromagnétique comme force électro-faible et par supersymétrie. Les états cohérents collectifs naissent de le plasma des interactions à courte portée des couplages de niveau atomique comme nous l’avons montré plus tôt ici et en référence [5]. Dans des conditions gravitationnelles extrêmes, des forces fortes et gravitationnelles peuvent devenir équilibrées comme présenté dans référence [3,43,62]. L’émission de rayonnement Hawking doit être examinée au Supercollider Hadron du CERN qui devrait mise en ligne en 2007. L’accélérateur polyvalent sera utilisé pour rechercher le boson de Higgs au mieux indication de la production de mini trous noirs. La détection de la production possible de mini trous noirs devrait être observé par rayonnement Hawking et par d’autres moyens. On pense que les expériences menées au Brookhaven Relativistic Heavy Ion Collider (RHIC) ont produit une entité analogue à un trou noir. Nastase et al. [63] compare la boule de feu produite par le RHIC à un trou noir, mais la boule de feu est trop petite et trop basse en énergie pour accumuler la matière des médias environnants. En utilisant Einstein principe d’équivalence, Tuchin [64] du Brookhaven Theoretical Nuclear Physics Group, considère que le


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l’accélération et la décélération des collisions de faisceaux d’ions avec les atomes cibles peuvent être considérées comme conditions gravitationnelles similaires à celles d’un trou noir. Les temps de réaction sont de l’ordre du temps d’interaction forte de 10 à 23 sec. Une telle image semble raisonnable si un rayonnement de type Hawking était détectable. Un tel rayonnement empêcher les mini trous noirs à longue durée de vie d’exister car l’énergie nécessaire à leur existence est emportée par ce rayonnement. Expériences de collision à deux faisceaux d’ions lourds au Brookhaven RHIC utilisant des ions d’or, dépouillés de la plupart de leurs les électrons ont une énergie totale par collision de 40 TeV au centre du référentiel de masse. Aussi, choc excédentaire une énergie de l’ordre de 25 TeV produit une boule de feu qui crée de nouvelles particules [65]. Jusqu’à 10 4 nouvelles particules sont produites dans ces boules de feu. L’analogie est faite aux conditions de l’univers primitif dans lesquelles les premiers atomes sont formés pour 5 104 ~ Xt U années. La taille de la boule de feu produite est d’environ 5×10 -10 cm ou environ A .05 cm .05×10 -8  = . Un autre résultat instructif des récentes expériences menées au RHIC est que la boule de feu produite par le les collisions à haute énergie agissent comme un liquide quark-gluon aux propriétés fluides, pouvant être traité comme ayant une capacité et la viscosité. Ces résultats ne concordent pas bien avec le modèle standard qui s’attend à des comportements de type gaz des particules à ces échelles. Cependant, les ondes de choc sont produites comme on pourrait s’y attendre dans les systèmes liquides. Le comportement des particules dans les expériences de collision RHIC semblent agir comme un fluide de très faible viscosité et donc comme un superfluide [65,66]. Ces systèmes peuvent obéir aux lois standard de l’hydrodynamique et, sous l’influence des champs magnétiques externes, agir comme un support MHD. Depuis le début de l’univers de l’ère pré-protonique peut avoir subi une évolution du froid Fermion et Boson états qui agissent comme des fluides, nous pouvons appeler ce nouveau domaine d’étude une cosmologie dynamique des fluides MHD . Dans son travail au RHIC sur les boules de feu produites, H. Nastase, et al. [63] soutiennent que les boules de feu observées se forment une analogie avec une paire de trous noirs. Cette paire comprendrait une configuration à double tore [63]. À l’intérieur du trou noir boules de feu, Nastase émet l’hypothèse que le déconfinement des quarks et des gluons se produit. Un tel état de la matière a été hypothèse pour le premier univers. Il semble que nous ayons une relation entre l’état du trou noir et superfluidité. Dans la section IX, nous présentons une relation possible entre la dynamique du plasma et l’électron quantique interactions et couplage électronique dans le modèle BCS. Récemment, des expériences atomiques ont été menées sur un gaz ultra-froid de lithium 6, Li 6 , des atomes qui peuvent agir comme semi-liquide vibrant ou superfluide. Les faisceaux laser sont utilisés pour chauffer des atomes refroidis dans lesquels des tourbillons sont observés, indiquant un état superfluide. L’ état refroidi au Li 6 gazeux représente le milieu superfluide et superfluide de Fermion. Une un autre superfluide a été trouvé pour les atomes liquides de Fermion d’Hélium, He 3 , qui est également supraconducteur. Tel les supraconducteurs superfluides peuvent avoir des propriétés similaires aux étoiles à neutrons. Dans le Li 6 , l’expérimentation d’un gaz superflu, plutôt que d’un liquide, correspond plus étroitement à la densité de matière du milieu interstellaire. Dans les conditions d’un champ externe appliqué, l’état superfluide fermionique agit comme Fermi les atomes formant des paires avant de produire le condensat de Bose-Einstein [67]. Les paires Cooper habituelles trouvées dans les supraconducteurs impliquent le modèle BCS [68] et ne sont pas les mêmes que les nouveaux états observés dans les atomes de Li 6 . Aussi, sous application pulsée résonante du piégeage laser du Li 6 , où un champ électrique externe a été appliqué à confiner les atomes, une fréquence de vibration des médias a été observée à 2837 Hz, ce qui est proche de la fréquence théoriquement prédite de 2830 Hz pour l’hydrodynamique d’un gaz de Fermion. Une analogie avec l’appariement cuivre [22] est conçu pour les atomes de spin up et spin down. Tous les détails du modèle théorique de l’état de Fermion ne sont pas travaillé [68]. Le couplage de spin dans les états superfluides nous permet de traiter un gaz de Fermion ultra-froid, tel que Li 6 dans analogie avec un condensat de Bose-Einstein pour les électrons. L’état de la matière superfluide se révèle toujours vorticulaire dans la structure et persiste dans un écoulement sans frottement [69]. Cette phase superfluide étant de l’ordre de densité du matière atomique interstellaire, des indices peuvent être trouvés pour les formes astrophysiques observées [3]. Peut-être pouvons-nous former un modèle qui relie le flux vorticulaire superflu aux tourbillons observés émanant de quasars aux supernovae. L’exposition du gaz superfluide à des champs magnétiques imposés de l’extérieur peut former un état du système résonnant avec le condensat de Bose-Einstein et / ou les états supercohérents associés. Nous avons un possible relation de la matière superfluide et de la physique des trous noirs [66]. De plus, nous avons un système d’équilibre composé de la relation entre les trous noirs et leurs milieux plasmatiques environnants. Dans la section suivante, nous examinerons théoriquement la relation entre les équations du plasma MHD et le modèle BCS supraconducteur. Cette relation décrit en outre les états cohérents à long terme de la matière qui entourent les trous noirs. Écoulement rotationnel ou vorticulaire dans un superfluide a une boucle nulle, contrairement à un solide, car la vitesse d’écoulement est le gradient d’une phase. Le superflu comme l’ensemble répondra au glissement de la trame créé par le flux vorticulaire et entre les tourbillons, le flux est irrotationnel ou 0 = × ∇ ν dans le condensat superfluide.


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IX.ÉTATS COHÉRENTS COLLECTIFS ÉLECTRONIQUES DANS LES PLASMES ET DANS LES SUPERFLUIDESLES ÉTATS DANS LES MÉDIAS ENVIRONNANT LES TROUS NOIRS: LA RELATION DESMODÈLES MHD ET BCS

Les résultats des boules de feu, de taille visible mais de petite taille ~ 0,1 mm, provenant du Brookhaven National Laboratory Relativistic Le collisionneur d’ions lourds a donné des résultats inattendus. Les collisions d’ions lourds (or) sur l’or ont été conçues pour produire un média qui imite les premières conditions de l’univers comme décrit dans la section précédente. Au lieu de produire un plasma quark-gluon qui se comportait comme un gaz chargé, avec des mouvements de particules indépendants, cohérent collectif des états à l’intérieur des boules de feu ont été observés [66]. Les collisions de particules se sont déplacées collectivement sous l’influence de variations de pression de la même manière qu’un état fluide. Les particules post-collision se sont comportées comme un uniforme parfait fluide, dans lequel la chaleur a pu se dissiper rapidement. Dans cette section, nous démontrerons que le comportement collectif qui se produit dans le plasma et certains liquides et les phénomènes d’état superfluides peuvent non seulement expliquer les résultats de ces résultats expérimentaux et d’autres, mais des informations sur les conditions précoces de l’univers (~ 14×10 il y a 9 ans). Ces états collectifs fondamentaux expliquent également les propriétés des milieux entourant les trous noirs universellement, des mini trous noirs, des trous noirs stellaires, et trous noirs galactiques. En fin de compte, la formulation de la dynamique de ces états pourrait conduire à une compréhension des propriétés de l’espace-temps lui-même agissant à toutes les échelles de taille, y compris la structure du vide. nous constaterons que notre formalisme explique la nature omniprésente de ces états cohérents collectifs. La relation entre les états plasmon-acouston (phonon de type acouston) d’un plasma est liée à la modes exciton et états de condensat de Bose-Einstein (BEC) dans un gaz d’atomes indiscernables. Un point commun de ces états sont le comportement collectif des particules individuelles. Dans ces modes d’excitation-interaction, l’individu particules, électrons, fonctions ioniques ou ondes atomiques, s’étendent dans l’espace et se chevauchent lorsque les particules individuelles cohèrent dans un milieu non linéaire et sont suffisamment proches, c’est-à-dire l’espace en dessous de la limite de Debye. Les états BEC, obéissant aux statistiques d’Einstein-Bose, peuvent se former à des températures basses de plusieurs K o systèmes, qui réduisent les états d’énergie cinétique des atomes à l’ordre des milieux spatiaux interstellaires. Ensuite, la matière atomique les ondes se chevauchent et se coordonnent de sorte que des macro-particules collectives et des états atomiques apparaissent dans les médias. le la formation et l’effet d’états collectifs cohérents des médias sont de nature à polariser les états de vide. C’est seulement à travers les états collectifs que l’effet du vide peut être détecté et mesuré et produire effets observés macroscopiquement. Certains de ces effets impliquent la structure et les propriétés du vide qui détermine la formation de ces états dans la matière. Une méthode de production d’états BEC en laboratoire est l’énergie fournie par des faisceaux laser infrarouges, qui bombarder les atomes cibles. Les fréquences laser sont choisies pour que leurs photons refroidissent les atomes par bombardement et agissez donc pour refroidir les atomes à quelques degrés Kelvin. Cette procédure de laboratoire utilise également le refroidissement magnétique techniques qui peuvent être utilisées pour «incorporer» sélectivement des atomes plus énergétiques afin de refroidir davantage le système. Celles-ci Les états BEC ont une longue durée de vie, peuvent durer jusqu’à vingt secondes en utilisant des atomes de masse intermédiaires. De même, les conditions autour des trous noirs stellaires et galactiques comprennent des états de matière qui, sous de forts champs gravitationnels et magnétiques, dans un état très lumineux, forment également des états collectifs très cohérents. Dans les sections précédentes, nous avons énuméré certains de ces états dans notre formation d’états de plasmon, de phonon et d’exciton et leur effet sur polarisation du vide. L’état exciton est un état du vide dans lequel un électron énergétique et un état positron sont formés à partir d’un trou dans le vide de la mer de Fermi par la décroissance des photons – + ee paire. Dans le cas de la formation d’excitons, l’électron et le positron peut temporairement se mettre en orbite, ce qu’on appelle un exciton singulet. Des excitons en plusieurs parties peuvent être formés et représentent l’une des formes d’excitation sous vide. Les excitons ont d’abord été considérés comme des états spécifiques dans certains cristaux formations de réseau. Il a été déterminé dans des conditions de laboratoire que les excitons singulets n’ont pas de moment magnétique, mais les excitons triplés ont un moment magnétique. Nous montrerons la manière dont les équations magnétohydrodynamiques et le Bose-Einstein les équations de condensat sont liées les unes aux autres. Cela nous donne un formalisme important pour relier les champs de particules entourant les trous apparents et leurs propriétés fluides. Les états collectifs issus de ces équations donnent solutions de solitons. Ces solutions, qui peuvent être liées, dérivent d’une équation de Schrödinger non linéaire [57] et peut être identifié avec des corrélations quantiques lorsque la longueur de cohérence quantique devient comparable à la longueur échelle sur laquelle varie la supercohérence ou la densité superfluide [70]. Une telle circonstance où cela se produit est le centre du vortex quantique superfluide dans un système hydrodynamique à fluide rotatif. Certains de ces états cohérents peuvent être maintenue sur des dimensions macroscopiques. Ailleurs, nous explorons en détail une équation de Schrödinger non linéaire qui utilise l’énergie potentielle du couple et ses effets cinétiques tels que la force de Coriolis donnant des solutions de solitons avec une dynamique de spin [8]. Cette approche


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donne une image de gravité quantique avec une rotation fondamentale ou une composante de spin dans le tenseur métrique [3]. Dans le cas de l’espace-temps en rotation qui découle de la composante de serrage fondamentale dans la métrique, nous avons un élément de ligne de la forme 114. jjeijjeoioodxdxgdtdxgdtgds + + = 2 2 où μν g est la métrique d’espace de formulaire habituelle avec des indices ν μ , allant de 0 à 3, et les indices ji , exécutez 0 à 2 et ijg est la métrique Haramein-Rauscher [3]. On peut aussi écrire la métrique à quatre espaces μν μν μν κ η + = g où μν η peut être identifié avec l’effet Coriolis et μν κ représente l’effet de l’espace-temps d’arrière-plan, qui introduit un terme dynamique perturbatif dans le lagrangien, 115. μν μν Τ Τ = 2 1 L où μν Τ est le tenseur symétrique contrainte-énergie-impulsion pour les coordonnées. L’espace-temps habituel les coordonnées sont () tΧ , ou ( ) tzyx ,,, dans lequel le terme habituel est utilisé et a la métrique μν g . L’expansion l’espace est exprimé dans les coordonnées ( ) τ χ ,,, tX qui couvre un domaine plus large. Nous développerons ce concept plus loin dans cette section et dans la référence [8]. Un formalisme complet, qui relie le champ plasma entourant les trous noirs et leur état fluide excité n’a pas été complètement formulée. Notre approche dans cette section est de relier les types MHD et BCS approche dans les conditions de champ de forte gravité et de grands champs électromagnétiques. La clé de ce formalisme est l’effet produit dans le vide et l’effet du vide sur le support [69,71-73]. Dans cette section, nous examinons mécanisme de la superfluidité et de la supraconductivité, le modèle BCS. États cohérents de paires d’électrons de Cooper et autres modèles exciton [72,73]. Nous examinerons la relation entre ces modèles d’excitons et l’état des phonons ou des plasmas décrit dans les sections précédentes et à l’état collectif de la vague solitaire. La relation entre le quantum des états d’excitation cohérents dans la physique MHD et les états d’électrons de la paire Cooper ont intéressé Rauscher [72] pour un certain nombre d’années. Actuellement, les données de laboratoire et d’astrophysique confirment cette connexion. Electron collectif le comportement est la clé des états cohérents dans les systèmes plasma et superfluides ainsi que des états cohérents sur réseau dans les solides. C’est possible qu’une telle approche nous permette de développer des conducteurs solitons à «température ambiante», c’est-à-dire états de type supraconducteur thermique. Ces états peuvent naturellement exister dans les milieux plasmatiques denses entourant le noir des trous. La relation entre l’approche MHD et l’approche BCS aux excitons peut nous donner un aperçu du plasma états cohérents. Le mécanisme détaillé de la supraconductivité et des oscillations du plasma est similaire. Le plasmon ou phonon l’oscillation se produit en raison du comportement dynamique du gaz électronique dans notre théorie du plasma quantique et Théorie BCS. Le comportement électronique collectif du gaz d’électrons est activé lorsqu’un est appliqué. Les états collectifs activent, excitent et polarisent le vide. Depuis les électrons, possédant un fini la masse et donc l’inertie se déplace de manière à masquer les champs électriques statiques, les électrons «sur-tirent» le champ. Ce processus produit un champ positif net par l’absence d’électrons dans un emplacement fixe au lieu d’un filet négatif charge. Le comportement collectif des électrons produit une autre distribution hors équilibre et, dans un sens, produit un charge électrique opposée. Les électrons commencent alors à se déplacer dans la direction inverse et à nouveau cible d’équilibre, etc. Les électrons produisent un mouvement oscillatoire avec l’interaction Coulomb agissant comme restaurer la force avec la masse de l’électron comme l’inertie. Ce processus est appelé une oscillation plasma et est lié au processus de criblage Debye et détermine la taille des oscillations cohérentes dans un ensemble particulier de externes conditions de terrain. La clé est la production d’une charge d’espace non uniforme et hors équilibre déposée dans le gaz d’électrons et les propriétés du champ externe appliqué de forte gravité et de champs électromagnétiques. L’interaction plasmatique n’est pas prise en compte par la simple image des collisions binaires. Le champ potentiel autour une particule chargée est efficacement filtrée par le nuage d’autres particules chargées. Le domaine caractéristique de cette le nuage est déterminé par les conditions du plasma telles que la densité et la température. Cette distance est appelée Debye longueur de tamisage, D λ comme nous l’avons vu précédemment. Dans le cas d’un réseau métallique, par exemple, l’interaction électron-électron et l’effet de champ sont produits par le procédure de sélection. L’interaction efficace est de courte portée et de la forme () kravant – 2 . Ici, nous considérons le électron-électron ainsi que l’interaction électron-ion. L’interaction électron-électron est directement répulsive dans le interaction Coulomb nue.


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Dans le réseau métallique ou les médias superdenses dans l’espace, l’interaction est médiée par un processus de «sur-prise de vue». Comme un le courant circule et les électrons sont en mouvement, les ions chargés positivement commencent à se déplacer vers l’instantané position des électrons qui se déplacent à la vitesse de Fermi, F v , où jeF v v > , i v étant la vitesse des ions. Ainsi, il y aura une région «tassée» derrière les électrons contenant une densité de charge positive en excès. Cette la région de densité positive attire un deuxième électron et, par conséquent, il y a un électron-électron positif apparent interaction. Cette attraction est indirecte et est appelée l’interaction électron-électron médiée par les phonons et est la le dépistage de l’interaction entre les électrons et les ions et entre les états d’interaction électron-électron qui agit comme un mouvement collectif cohérent dans les médias. Dans le plasma simple à deux composants constitué de densités égales de électrons et ions, l’oscillation de la fréquence du plasma correspond à une oscillation déphasée entre le deux constituants, qui est appelé le mode optique du plasma, qui est parfois associé à optique pompage du plasma. Les oscillations en phase sont appelées le mode acoustique du plasma et ce sont celles d’intérêt pour nous. La théorie de base de la supraconductivité BCS est l’un des exemples les plus frappants d’une théorie réussie des solides [21]. La théorie BCS, ou l’approximation indépendante des quasiparticules, a été appliquée à la théorie formulation de la supraconductivité ainsi qu’aux états de particules nucléaires de la matière nucléaire. La théorie BCS explique la plupart des effets expérimentaux observés associés à la supraconductivité. Dans l’effet isotopique, la critique température, c Τ (pour l’apparition des propriétés supraconductrices d’un élément), est liée à la masse isotopique, m , comme cTm 2/1 = constante, pour un élément donné (sauf pour les éléments de transition Rubidium, Ru et Osmium, Os). Cette Le résultat suggère que les propriétés des phonons sur réseau, au point zéro ou thermique, sont impliquées dans la supraconductivité et explique ainsi la dépendance de la masse atomique. On pense que l’interaction responsable de la supraconductivité est l’interaction attractive entre deux électrons près de la surface de Fermi, causée par leur interaction avec le zéro- phonons ponctuels. Dans le cas des éléments Ru et Os, qui ne présentent pas d’effet isotopique, l’interaction avec les modes électroniques du point zéro ne sont pas différents des domaines antiferromagnétiques ou de l’effet Meissner dans le champ magnétique est exclu [74]. La découverte de la quantification du flux, en unités de la moitié de l’unité naturelle ech /, confirme fortement la le rôle central des états d’électrons appariés comme prédit par la théorie, où c est la vitesse de la lumière, h est le Planck constante, et e est la charge d’électrons. Il existe des collectifs cohérents ambiants «température ambiante» phénomènes qui peuvent présenter des propriétés similaires à celles des matériaux supraconducteurs, qui peuvent être états soliton [75,76]. Cette recherche produit une relation d’expériences en laboratoire dérivée de la compréhension des milieux de trous noirs stellaires et cosmologiques. La partie à courte portée de la force d’interaction à deux corps est approximée par la soi-disant force d’appariement qui couple deux particules (électrons ou noyaux ioniques) avec un moment angulaire total égal à zéro. Ordre supérieur (long Les termes peuvent être inclus comme une expansion multiple afin de tenir compte du couplage de deux particules avec des valeurs non nulles moment angulaire. L’hamiltonien du problème est 116. int 0 HHH + = où 117. qppaireHHH + = int et 118. 2 2 1 1 2 1 4 0 vvvvvvpaireaaaagH – + – + Σ Σ – = pour interaction-hamiltonien int H et interaction force d’appariement paireH , et + 1 vun et 2 va – sont les opérateurs de Fermi qui créent et détruisent une particule dans l’état v . L’interaction couple les états individuels des particules au collectif les états des phonons et le couplage des deux électrons se produit indirectement à travers le champ des phonons. Les phonons se produisent dans les excitations de plasma ainsi que les excitations de matière condensée. Nous utilisons le formalisme hamiltonien dans cette section et la section suivante pour décrire les états collectifs de la matière et la structure du vide. En utilisant le second formalisme quantifié, nous pouvons formuler des interactions particule-trou d’excitations élémentaires. La mer de Fermi complètement occupée s’étend jusqu’à l’état de vide. En général, la superposition des états particule-trou et l’état de vide correspond à une modification des états d’énergie négative de la mer de Fermi du vide, et par conséquent, le vide occupe un rôle constant dans ces phénomènes d’état collectif. Une analogie peut être faite pour passer l’aspirateur structure et la structure cristalline, et donc, nous pouvons être en mesure de déduire la structure du réseau du vide. nous calculer l’énergie d’excitation pour diverses déformations cristallines, ε , avec des interactions multiples d’ordre supérieur. Dans


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Par analogie avec les électrons de la couche de bande, nous pouvons calculer l’énergie de l’écart avec ce modèle. Le paramètre d’écart de type énergétique est noté comme ∆ et les énergies de particules uniques comme v ε . Les interactions à deux particules sont données en termes de force d’appariement interactions où la force d’appariement est donnée comme 0 G , le paramètre de couplage dans l’hamiltonien. La clé du modèle supraconducteur BCS de 1957 est le concept de la formation de paires d’électrons Cooper, qui proviennent des électrons d’un milieu conducteur, qu’il soit solide, liquide ou gazeux [21]. Chaque membre de la paire se déplace dans la direction opposée à la même vitesse. Si aucun courant provenant d’un électron externe ou d’un champ magnétique n’est appliqué, le centre de masse de la paire d’électrons est nul. Si un courant est appliqué, le centre de masse effectif n’est pas zéro, et donc un moment net survient. On pourrait dire que l’oscillation ionique agit comme une interaction électron-électron pompe. Cette vibration donne lieu à une accélération de la paire d’électrons par le déséquilibre des vibrations des ions qui produire un effet de charge nette et donc médier l’interaction électron-électron. Ceci est similaire à l’électron états collectifs dans un plasma. La clé ici est de comprendre la relation entre la dynamique du plasma, la superfluidité, et la supraconductivité, qui semble effectivement se rencontrer dans les expériences actuelles de physique des hautes énergies et voisinage des noyaux galactiques. Dans l’état superfluide supraconducteur hautement organisé, un changement de l’élan d’une paire nécessite une changement dans l’élan de toutes les autres paires également. L’énergie nécessaire pour redistribuer les moments de la Cooper paires, ce qui crée la résistance électrique, est beaucoup plus grande que l’énergie vibratoire disponible dans le réseau à faible les températures. En laboratoire, la température critique à laquelle nous avons le début de la supraconductivité est variable. Par exemple, pour l’hélium (le premier matériau supraconducteur trouvé par HK Onnes en 1911), il est KToc 2.4 = ; pour le alliages métalliques que nous avons KToc 17 = ; pour le vanadium-silicium et le niobium-aluminium-étain, il est KToc 7.18 = ; et KToc 2.23 = pour un alliage de niobium-germanium (Nb 3 Ge) et KToc 93 ~ pour Y Be Cu O. Nous détaillons le deuxième formalisme quantifié pour les systèmes supraconducteurs superfluides qui sont similaires au formalisme pour le calcul plasma plasma théorique qui a déjà été présenté. Cette approche décrit bien les états collectifs d’un milieu à plusieurs corps pour le plasma frais et les états superfluides. Avec notre approche hamiltonienne, nous décrivons le couplage photonique et l’interaction électron-électron et comparons ces états aux états électron-positron résultant du vide. Nous utilisons le deuxième formalisme quantifié, comme précédemment, pour l’électron-électron indirect couplage à travers le champ phonon. Au premier ordre pour l’hamiltonien d’électrons-photons, nous avons 119. │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ + Σ = + – + + ~ ~ ~ ~ ~ ~~ ” qqkqkqkaaCACH où + C et C sont les opérateurs de création et de destruction de Fermion (électron) et + a et a sont les opérateurs pour les champs de bosons ou de phonons, et A est un nombre C chronologique [5]. L’hamiltonien effectif pour l’interaction entre deux électrons est donné par le second ordre théorie de la perturbation, H ′ ′ : 120. () ) ( 1 0 0 0 HEHpHH – – – = ′ ′ où ” 2 ” 1 HHH + ≡ pour les deux électrons et 0 H est le hamiltonien non perturbé et 0 E est l’état fondamental l’énergie, et la 0 0 0 1 EHp – – est l’opérateur de perturbation. Les indices k et q définissent les états des électrons et des photons, respectivement. Ignorer les termes d’auto-énergie et prendre les valeurs d’espérance de H ′ ′ , au zéro absolu, termes en aa + disparaître et + aa donner l’unité, de sorte que 121. │ ⎭ │ ⎬ ⎫ │ ⎩ │ ⎨ ⎧ – + + – + Σ = ′ ′ – + + – + + ~ 1 ~ ~ ~ 1 ~ 2 ~ ~ ~ 2 ~ ~ ~ 1 ~ 2 ~ ~ 2 ~ 1 1 2 kqqkkqqkkqkkqkqCCCCH ε ω ε ε ω ε


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Compte tenu des éléments diagonaux de H ‘ , l’énergie est conservée entre les états initiaux k et les états finaux q . le k états, ~ 1 k et ~ 2 k fait référence aux deux électrons impliqués dans l’interaction. Pour notre hamiltonien, nous avons 122. ~ 1 ~ ~ 2 ~ ~ ~ 2 ~ ~ 1 ~ ~ 1 ~ ~ 2 2 2 2 kqkkqkqkqkqqCCCCH + – + + – – │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ – Σ = ′ ′ ω ε ε ω . L’interaction électron-électron pour cette équation est intéressante, c’est-à-dire à travers des états de charge négatifs pour l’excitation énergies de ~ ~ ~ ~ qkqk ω ε ε < – + , et dans d’autres cas de nature répugnante. Le graphique de Feynman pour H ′ ′ est 123. qui représente l’interaction indirecte électron-électron à travers le réseau ou les phonons cohérents (par analogie à un laser). Même dans la région attractive, l’interaction est contrariée par la répulsion Coulombienne, mais pour suffisamment grande valeurs de la constante d’interaction, D , dans notre expression pour H , l’interaction phonon domine lorsque kqkt ω ε < – + ~ ~ ~ où D ω est l’énergie Debye. C’est là que la plupart des phonons sont proches de la limite Debye. Dans ce limiter, nous pouvons le simplifier comme 124. ~ ~ ~ ~ ~ ~ ~ , kqkkqkqCCCCVH + – + + Σ – = ′ ′ sommation sur les états finaux ~ q sont faites, et la quantité, V , est considérée comme une constante positive ou 0 > V . Cette L’hamiltonien contient les caractéristiques essentielles du problème. Termes supplémentaires dans aa + entrer dans le hamiltonien pour Ktoc 0 > . Afin de comprendre l’état de type supraconducteur, nous devons comprendre les propriétés d’un gaz de Fermi sous une interaction attrayante à deux corps avec la coupure de Debye et le rôle des paires d’électrons de Cooper. Comme nous l’avons déjà dit, le gaz de Fermi interagit directement avec l’état de vide. Ces structures ne pourraient exister sans une structure active vide. Les paires d’électrons à états liés sont fondamentales pour la formation des états collectifs dans un gaz de Fermi. L. Cooper [22] a été le premier à suggérer que des propriétés cohérentes inhabituelles découleraient des interactions attractives Gaz de Fermi. Il a prouvé que la mer de Fermi est instable face à la formation de paires liées. Cette découverte a conduit directement à l’analyse des états supraconducteurs BCS et concerne également les états électroniques collectifs MHD. La théorie BCS traite avec le problème à plusieurs électrons dans le deuxième formalisme quantifié qui est plus complexe que la paire d’électrons problème, mais les paires sont cruciales d’une manière très importante pour l’élément de matrice BCS. Parce que la densité du les électrons supraconducteurs sont de l’ordre de 3 10 ~ ρ électrons par 3 cm ou plus, les paires de Cooper devraient occupent le même volume. Ce haut degré de chevauchement est si grand que nous pouvons considérer le supraconducteur l’état fondamental en tant que collection de paires sans interaction. Nous calculons les fonctions propres et l’hamiltonien pour deux états d’électrons. Pour un système de centre de masse, nous avons ~ ~ 1 kk = et ~ ~ 2 kk – = , de sorte que l’état à un électron est les paires ~ k + . Y compris l’interaction électron-électron (notre dernière expression pour H ′ ′ ), nous avons 125. HpmH ′ ′ + = 2 1


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pour 2 2 2 1 2 2 ppp + = avec le formulaire de fonction propre 126. () ~ 2 ~ ~ 1 ~ ~ ~ ~~ ~ ~ F xkixkikkxkikkeeqeX ∙ – ∙ ∙ Σ = Σ = ϕ pour ~ 1 ~ 2 ~ xxx – ≡ et │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ – = ~ 2 ~ 1 ~ 21 kkk . Pour l’équation des valeurs propres ( ) () 0 = – XH ϕ λ avec une équation similaire pour mkk / 2 ~ = ε , 0 ~ ~ 1 ~ ~ 1 ~ ~ ~ ~ = ′ – ′ ′ ′ – Σ + │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ – ′ ′ kkHkkqgkkkk λ ε pour notre élément de matrice avec ~ ~ ~ qkk + ′ = et ~ ~ ~ qkk – ′ – = – . La densité de deux paires d’électrons dans les états ~ ~ , kk – la plage d’énergie par unité est définie par () ε ρ et l’équation séculaire, pour le multiplicateur de Lagrange λ est donnée comme 127. ( ) () () () 0 = ′ ′ ′ ′ ′ ′ ∫ + – ε ε ε ε ρ ε ε λ ε Hgg où nous prenons V comme positif ou 0 > V et peut l’exprimer comme ε ε ′ ′ ′ = – HV . La gamme d’énergie ω + d’un l’électron par rapport à l’autre de la paire en dehors de cette gamme d’énergie est nul. De cette manière, nous pouvons définir l’énergie états pour le début des propriétés supraconductrices. Dans l’espace de moment k, nous pouvons supposer une poche composée de états à un électron au-dessus du sommet de la mer de Fermi, entre F ε et F ω ε + , ou entre Fk et mk mk est défini par 128. ( ) 2 2 2 1 Fmkkm – = ω . On peut approximer () ε ρ ′ par F ρ , la valeur constante du niveau de Fermi, et définir la valeur propre la plus basse comme D λ et ∆ – = F ε λ 2 pour 129. 1 /1 2 – = ∆ VFe ρ ω où ∆ est l’énergie de liaison de la paire par rapport au niveau d’énergie de Fermi. Cet écart énergétique peut dépendre Température. Si V est positif, nous diminuons l’énergie du système en excitant une paire d’électrons au-dessus du Fermi niveau, et puisque cet état d’excitation est plus stable, ce qui implique que la mer de Fermi est instable, elle a intrinsèque propriétés qui donnent naissance à une paire de particules collective et à d’autres états. Ces «paires d’électrons de couche bande» nous donnent la propriétés supraconductrices. L’état fondamental d’un gaz de Fermi a une interaction attrayante entre l’état électronique et l’électron. Cet état est associé à un l’état fondamental supraconducteur et dans les milieux interstellaires dominés par l’hydrogène et l’hélium peuvent être associés à flux vorticulaire dans les superfluides ainsi que les états collectifs des particules dans le plasma. Pour l’énergie de Bloch à un électron, ~ k ε , par rapport à une énergie de niveau Fermi de zéro, l’hamiltonien complet est donné par 130. ~ ~ ~ ~ ~ ~ ~ ~ ~ kqkqkqkkkkk CCCCVCCH ′ + – + + ′ + ∑ ∑ – = ε . Pour simplifier, nous ne désignons pas les indices de spin. Le principe d’exclusion de Pauli doit être soigneusement examiné dans le sommes. Il s’agit de la forme standard du hamiltonien BCS, similaire au hamiltonien réduit BCS. Voir (124). Il existe un grand nombre de configurations presque dégénérées dans lesquelles les Hamiltoniens sont liés les uns aux autres. Si tous les termes de H ‘ sont négatifs, alors on obtient l’état d’énergie le plus bas pour les paires de Cooper. Habituellement, sans Paires de Cooper, il y aurait autant d’éléments matriciels positifs que négatifs de V et pas de supraconducteurs état se produirait. Nous pouvons générer des états cohérents de faible énergie en utilisant la configuration de sous-ensemble entre la matrice éléments de l’interaction du champ phonon pour 0 > V ; alors les états de Bloch sont toujours occupés par paires. le l’interaction conserve les vecteurs d’onde, par unitarité, de sorte que nous ne pouvons examiner que des paires qui ont le même total momentum Kkk = ′ + ~ ~ , où 0 = K pour un centre de masse de repos et la paire est notée comme ~ ~ , kk – . Nous n’avons pas encore introduit le spin électronique; pour les pirouettes antiparallèles, spin-up ou spin-down paires, où l’énergie sera généralement inférieur. Nous désignerons l’indice de spin comme ~ k pour spin ↑ haut ~ k – pour spin ↓ bas.


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Notre hamiltonien réduit BCS peut alors s’écrire 131. ~ ~ ~ ~ ~ ~ ~ ~ ~ kkkkkkkkkCCCVCCCH – + ′ – + ′ + – = ∑ ε et la fonction d’onde approximative de l’état fondamental, 0 Ψ , est 132. vackkkkkCCv Ψ │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ + Π = Ψ + – + ~ ~ ~ ~ 0 μ où vac Ψ est l’état de vide de la mer de Fermi et où ~ ~ , kk v μ le nombre de professions est constant. Voir l’équation (130). Le produit est repris par k états. À l’état fondamental 0 Ψ tous les électrons sont appariés et ~ ~ kkvv – – = parce que CC , + anticommute ou ], [], [ + + – = CCCC . Le sous-espace dans les deux états ~ ~ , kk – d’une paire Cooper sont soit occupées toutes les deux ou les deux vides. Rappelons qu’à la surface de Fermi 0 ~ = k ε et le seul champ agissant sur un spin Fkk = ~ et F ρ est le densité d’états au niveau de Fermi. Dans la région D ω à ω – où la constante, V , représente un terme attrayant dans l’hamiltonien, puis D ω est de l’ordre de l’énergie Debye et de la solution au paramètre de gap énergétique BCS ∆ devient 133. ( ) VFeV ρ ω ρ ω /1 2 / 1sinh – ≅ = ∆ pour 1 /1 >> V ρ . Pour la première approximation du spectre d’excitation, l’énergie ~ kE est donné comme 134. 21 2 2 ~ ~ 2 │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ ∆ + = kkE ε où nous considérons uniquement la racine carrée positive. L’énergie d’excitation minimale est ∆ 2 . Le supraconducteur ainsi a un écart d’énergie qui est détecté par les courbes de capacité thermique des électrons tunnel à travers une barrière (Josephson jonction) et transmission à travers des films minces dans le rayonnement infrarouge lointain Aussi longtemps que 0 > V , l’état cohérent est inférieur en énergie que l’état de Fermi normal, donc le critère de supraconductivité est que 0 > V et pour la non-conductivité est 0 < V . Les domaines critiques KToc 0 = est π 8 / 2 cgHE = pour un système de volume unitaire. Nous pouvons étendre ce formalisme à la température de transition finie dans la théorie du ferromagnétisme. Ainsi, si nous assouplir notre critère que les termes 0 = + aa et 1 = + aa pour cT ω << , puis jusqu’à cT ≈ ε on peut calculer environ FVceT ρ ω – = 14,1 Et ainsi cT 5.3 2 = ∆ en utilisant notre équation (133) pour ∆ 2 . Par exemple, 5.3 / 2 = ∆ cT pour nS , 3,4 pour Al, 4,1 pour Pb et 3,3 pour Cd, et donc nous observons la 21 mTc effet isotopique qui est la clé de l’observation de l’existence d’états cohérents. Cette loi peut se décomposer pour des températures plus élevées, par exemple K 0 70 ~ > Τ . Ni V ni F ρ dépend de m , mais D ω est directement lié à la fréquence des vibrations du réseau, ou les états de phonons dans le vide ou les médias. La fréquence d’un oscillateur d’une constante de force donnée est proportionnelle à 21 – m Et ainsi 21 mTc est une constante pour une variation isotopique d’une substance donnée. (Des exceptions bien connues sont Ru et Os, les deux éléments de transition, où peut-être d’autres mécanismes de couplage des particules se produisent.) Un autre problème est l’électrodynamique des supraconducteurs. Pour l’invariance de jauge, pour la div de la jauge de Coulomb 0 ~ = UNE qui est la forme habituelle des équations de Maxwell, c’est-à-dire pas de champs B divergents ou de monopôles magnétiques, alors l’état normal du courant paramagnétique annule approximativement le courant diamagnétique. L’écart énergétique est nul l’état non supraconducteur normal. Pour un isolant normal, l’état excité vertical est atteint par un électron transition mais pour un supraconducteur, seules deux transitions d’électrons se produisent [23]. TR Schrieffer a démontré la invariance de jauge de la théorie BCS, et dans la réf. [24] il examine également les plasmons dans les plasmas à l’état solide. Une jauge


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la transformation à partir de la jauge de Coulomb implique que l’on ajoute au potentiel vectoriel, ~ A , une partie longitudinale │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ ~ ~ qqi ϕ (où la valeur attendue de l’opérateur de courant diamagnétique est prise pour 0 → q ). Un tel terme dans le le potentiel est fortement couplé aux excitations des plasmons et déplace en fait les coordonnées des phonons. Ce changement ne changer la fréquence du plasmon et donc ne change pas les propriétés physiques du système. La jauge la transformation est équivalente à la transformation ~~ xkie ∙ → Ψ ψ où ~ 2 ~ 1 ~ kkK + = . Notez l’hypothèse pour une telle une transformation de jauge concerne uniquement les ondes hertziennes. Si nous assouplissons la condition de jauge, le décalage des coordonnées du plasma peut en effet occuper un rôle physique et peut accueillir des phénomènes non hertziens, qui se produisent dans les plasmas. En réalité, les effets cohérents sont une caractéristique majeure des résultats expérimentaux des supraconducteurs, des superfluides et du plasma états collectifs, parfois appelés «instabilités». Pour la supraconductivité, il existe des preuves remarquables et convaincantes pour la validité du formalisme BCS. Nos deux exemples de traitement des phénomènes cohérents des états plasmon et la supraconductivité semblent bien adaptées au modèle soliton. C’est par le biais d’États collectifs à longue portée que ces les modes semblent agir indépendamment comme un condensat BEC ayant un «esprit propre» [72]. Il a été démontré que les interactions électron-plasmon ont des propriétés solitons dans les milieux denses comme formulée ici. Les applications des solutions de solitons s’appliquent à un certain nombre de milieux de type hydrodynamique. Nous allons considérons une image dynamique du couplage électronique «libre» non lié aux modes acoustiques phonon ou plasmon. Comme nous avons vu dans des travaux antérieurs (voir références 5 et 27), on peut formuler les modes phonon en termes de vertical collectif modes d’excitations électron-trou à l’état du vide. Ce formalisme décrit les modes d’excitation du polarisable et vide actif [5,40-42]. Nous considérons un certain nombre de systèmes qui ont des phénomènes cohérents à longue portée tels que un système à température ambiante à l’état solide, composé d’un réseau régulier d’ions positifs et d’électrons de couche de bande. Laissez-nous supposons que nous pouvons décrire un réseau efficace d’ions par un paramètre d’espacement n ξ , où n ξ est le en ion dans le tableau [75]. Nous formulons le modèle soliton pour un milieu de type BCS. Considérons un grand état 0 ϕ et une fonction d’onde () nnn ξ ψ 1 – pour la dimension unique dans l’espace x. Ensuite, nous pouvons écrire un hamiltonien efficace comme 135. ∑ = nneffmH ξ  2 où m est la masse effective du soliton. Le terme n ξ  est la pseudo-vitesse . Notez que l’utilisation d’un paramètre d’espacement peut être appliqué dans une approximation de phase aléatoire Monte Carlo aux ions approximativement fixes d’un plasma. Ordinaire les réseaux spatiaux ioniques peuvent agir comme des «guides d’ondes» pour les ondes acoustiques longitudinales stationnaires ou comme transmission de solitons «Conducteurs», qu’il s’agisse d’états cohérents dans le plasma, de systèmes ordonnés à l’état liquide ou à l’état solide. Revenant à notre formalisme de références [3,44,45] dans lequel nous exprimons le couplage entre états dégénérés en termes de couple et de Coriolis dans l’hamiltonien, nous introduisons l’effet de Coriolis en termes d’énergie cinétique et le moment angulaire de couple et de spin en termes d’énergie potentielle. Le terme de couplage () ψ ψ 2 g du L’équation de Schrödinger, exprimée avec ces considérations, est donnée en termes de t ∂ ∂ / où χ et τ représentent espace-temps métrique modifié. L’équation pour une dimension spatiale est donnée en termes de potentiel d’interaction 136. () ( ) τ ψ ψ ,, 2 tXVgV + = . Pour une dimension spatiale 137. () ( ) ttXVgxm ∂ ∂ = + + ∂ ψ τ ψ ψ ψ je ,, 22 2 2 2  pour une interaction libre potentielle et pour la masse effective dans l’espace avec les forces de couple, m et ψ est le complexe conjugué de la fonction d’onde, ψ , donnant la probabilité de 2 ψ ψ ψ = . L’élément diagonal de l’opérateur d’évaluation du temps en tx , espace correspondant à μν η est donné comme 138. () HtHnnHHteexXeexopop τ τ ϕ – – – – ∑ = = ℑ 2


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opt et op τ représente les opérateurs pour t et τ et H représente les états énergétiques du système. Nous élargissons le domaine sur lequel nos opérateurs peuvent opérer. Ce nouvel espace correspond à notre espace généralisé métrique 139. μν μν μν κ η + = g , et notre nouvel espace métrique ( ) τ χ ,,, tX accueille le couple et les forces de Coriolis. Le terme non linéaire dans le potentiel () ψ ψ 2 g incorpore le terme couple et le terme ( ) τ ,, tXV incorpore l’effet Coriolis. le les solutions à notre nouvelle équation sont données en termes d’un nouvel oscillateur harmonique symétrique. En fait, ces solutions sont semblable à un soliton. Nous détaillons ce modèle dans la section suivante. Les termes supplémentaires dans l’opérateur hamiltonien sont non linéaires et agir pour surmonter les pertes dissipatives dans le système grâce à la dissipation d’énergie. Par conséquent, le serrage stabilise le que ce soit dans un moteur ou dans des structures galactiques. Cette action continue de l’espace-temps élargi donne lieu à les structures dynamiques mais stables que nous avons observées dans la nature et peuvent être construites en laboratoire [77-79]. Des états cohérents donnent naissance à des solutions de solitons qui n’interfèrent pas de manière destructive et représentent donc une manière quels états cohérents générés sous des forces de couple produisent une dynamique d’équilibre en physique des trous noirs. Dans un tel système, les médias environnants et le trou noir central forment un équilibre constructif qui permet à la stabilité de se produire. L’état le plus bas 0 ϕ existe pour le plus grand t où les termes «classiques» du premier ordre dominent. On a 140. () 0 0 2 0 lim HtEteex τ ϕ – – ∞ → → ℑ pour Τ = opt et ℑ = op τ , où l’ op en indice signifie opérateur. Nous pouvons maintenant écrire une variable d’action associé à l’espace habituel () tx , et l’ espace élargi () τ χ , opérateurs d’évolution temporelle, de sorte que nous avons 141. ∑ – – -ℑ – = λδ δ λ ssHTHeeXeex . L’expansion τ ,, tx «Espace» permet des états collectifs cohérents opérant sur de longues distances et donc une mécanisme de création et de conduction de solitons dans les milieux définissant des structures de vide de type réseau. Les termes λ se – et δ se – sont des facteurs de Boltzmann. On peut écrire les variables d’action associées dans l’approximation linéaire dans laquelle la constante de couplage 2 g est petit; c’est le terme () ψ ψ 2 g est faible par rapport à la dépendance des termes spatiaux ou temporels du terme potentiel ( ) τ ,, txV . C’est le cas où l’effet du couple n’est pas si important. alors 142. () () ( ) τ τ δ λ τ δ λ δ λ λδ dtdtdmdtdmST , v 2 2 2 2 0 0 + │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ + │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ = ∫∫ ℑ où le potentiel () () ( ) τ δ λ , v t est associé à ( ) τ ,, txV . Les masses λ m et δ m sont les associés masses efficaces pour l’espace () tx , et l’ espace () τ χ , termes d’action, respectivement. Prenons un exemple simple d’un potentiel d’oscillateur harmonique dans une dimension spatiale comme approximation du premier ordre, () 2 2 1 kxxV = , pour le dépendance spatiale du potentiel. Considérons également que l’opérateur d’évolution temporelle, τ , est proportionnel à la recherche d’un chemin périodique dans la direction x dans un ensemble d’équilibre de tous les chemins périodiques dans lesquels chaque coordonnée n ξ se rapporte à une configuration statique d’ions avec deux configurations dégénérées quantiques. Les termes d’action λ s et δ s représentent l’énergie des états λ et δ , respectivement, telle qu’elle apparaît dans les facteurs de Bolzmann. Utilisation de la forme du potentiel de l’oscillateur harmonique () 2 2 1 kxxV – = , et une distribution gaussienne dépendante pour () x 0 ϕ , nous pouvons déterminer une valeur d’attente pour la dépendance x des coordonnées de particules n α . Cette valeur est approximativement la plage de fluctuation de l’onde solitaire. Variations lentes du déplacement ordonné dans un un réseau cristallin correspond à des phonons acoustiques de grande longueur d’onde. Si nous choisissons la vitesse des phonons ordre de la vitesse du son dans les médias, nous trouvons une valeur d’attente d’échelle de taille de la solution à notre non linéaire équation de o A04.0 ≅ Ψ pour un cycle polyacétylène à seize sites à titre d’exemple. Nous déterminons que soliton ou


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des phénomènes de phonons couplés se produisent dans la gamme de o A01.3.0 ± . Cette échelle de taille varie quelque peu avec une coupure paramètre qui définit le domaine spatial du phonon. On peut définir la taille carrée moyenne des fluctuations tels qu’ils sont inférieurs à () 2 Ψ δ . Cette technique évite les divergences logarithmiques dans un réseau structuré. Cette le formalisme conduit au concept que le vide lui-même agit comme un ensemble ordonné de structures en forme de réseau. La périodicité du système, sa dégénérescence, ainsi que les grands degrés de liberté accordés par des structures résonnantes, peuvent dépendre en fin de compte d’un modèle de vide structuré. Fréquence, configuration géométrique et l’échelle de taille est la clé du développement d’états cohérents d’excitation du système. Prenons quelques exemples des états d’exciton et de la supraconductivité et de la superfluidité. Afin de comprendre la structure des processus quantiques dans un espace-temps très incurvé, nous pouvons prendre quelques indices de la physique de la matière condensée. En particulier, certains des états cohérents qui surviennent dans les réseaux ordonnés, tels que phonons, pourrait bien décrire la manière dont le vide agit comme un médium. En référence [50], l’un de nous (Rauscher) a démontré que même si Einstein, dans sa théorie de la relativité, croyait qu’il n’y avait pas de cadre préféré de référence, la structure de la théorie de la relativité est cohérente avec un référentiel préféré tel qu’indiqué par le principe de Mach. Cette image de la nature quantifiée de l’espace-temps agissant comme un fluide granulaire «moléculaire» est compatible avec le principe d’incertitude de Heisenberg et la production de paires verticales et la polarisation de l’état de vide à partir d’un vide non vide. Dans le même ouvrage [50], un concept Ether est réintroduit comme un néo-Ether ayant propriétés qui prennent en charge un modèle de gravité quantique dans une géométrie multidimensionnelle. Les propriétés de ce néo-éther sont identifié avec les propriétés des aspirateurs polarisables dynamiques qui soutiennent des états collectifs et cohérents de la matière. Dans références [25,44,49,50] l’espace-temps apparaît comme une géométrie approximativement continue, mais à l’échelle quantique l’espace-temps devient «granuleux» ou structuré, c’est-à-dire quantifié [25,44]. Cette image donne une analogie entre un vide «néo-éther» qui prend en charge les modes de type phonon à état collectif dans un milieu fluide semblable à un fluide. L’autre d’entre nous (Haramein) a introduit le concept d’un vide structuré issu d’un couple espace-temps et l’effet Coriolis entraînant des états cohérents spécifiques de la matière. Essentiellement, par analogie avec un fluide moléculaire composé de «grains» atomiques ou moléculaires discrets, la structure hydrodynamique et chargée d’un collecteur d’espace-temps l’incorporation du couple et de la dynamique de Coriolis donne des structures fluides avec une discrétion quantifiée [3]. Ce dernier modèle agit comme un «état de matière condensée» résultant du réseau d’un vide structuré polarisé [47], où le Les fonctions “éthériques” de l’espace-temps sont en fait une conséquence directe d’un couple moteur produisant des solitons / phonon structures de type tourbillon définissant la granularité, telles que les quantités de Planck. Les résultats surprenants et profonds du récent accélérateur Brookhaven Relativistic Heavy Ion Collider (RHIC) donne une image surprenante d’un état de matière superfluide résultant de la structure énergétique de l’état de vide, qui est compatible avec les conditions de l’Univers précoce et la physique des trous noirs [35,36] – nous donnant une vérification expérimentale de notre modèle théorique [65]. L’état des phonons survient lorsque l’agitation interne des molécules dans les milieux est ralentie, comme pour les états bas proches du zéro absolu, comme dans l’espace interstellaire. Les phonons apparaissent dans les structures cristallines et dans les basses température des fluides telle qu’observée expérimentalement en laboratoire. Dans un fluide en mouvement non uniforme manière, la vitesse de propagation des phonons varie avec la longueur d’onde π ω λ 2 v ≈ s . Un parallèle peut être fait entre photons dans un espace-temps courbe et phonons dans un milieu inhomogène. Une analogie est faite par l’un d’entre nous (Haramein) décrivant les ondes sonores dans un courant d’eau entrant constriction d’un drain. Les phonons acoustiques se déforment et suivent le chemin de flexion, comme les photons lumineux autour d’un corps massif comme une étoile. L’écoulement du fluide peut agir sur le son de la même manière qu’un trou noir lumière. Dans cette analogie, il est clair que la rotation se produit lorsque le fluide pénètre dans le drain et que la lumière traverse l’événement horizon. Par conséquent, l’espace-temps est non seulement quantifié et granulaire, mais également serré ou sous l’influence du spin. Dans en fait, c’est le vide agissant sur le trou noir du couple espace-temps-matière / énergie qui fait tourner ou fait tourner le trou noir et élargit l’horizon des événements dans une ergosphère. De plus, l’échange dynamique entre l’eau et l’air (l’air est éjecté pour permettre à l’eau de descendre) dans notre analogie «drain» est la base de notre équation d’équilibre et est un analogue à l’énergétique de Coriolis à la surface de l’horizon. Les données récentes sur les collisions de boules de feu chez BNL Le modèle RHIC et Hawking soutiennent l’image dynamique fluide des médias sous vide, tout comme les états collectifs développé dans le milieu plasmatique. En fait, tous ces états d’excitation cohérents dans les structures de réseau, les fluides froids et les gaz plasmatiques proviennent de la structure du vide elle-même. A l’interface de l’horizon des trous noirs, les plus profonds et la manifestation la plus claire de la structure du vide polarisé se produit. L’un de nous (Rauscher) avait proposé au début des années 80 qu’il existe un lien fondamental entre le états collectifs qui se produisent dans la dynamique de l’état des électrons plasmatiques et états électroniques collectifs dans la supraconductivité [72]. Bien que les applications en laboratoire de cette construction théorique n’aient pas été faites, ce n’est que récemment


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Les travaux du CERN-RHIC et du BNL-RHIC ont donné une application extrêmement fascinante des travaux théoriques antérieurs, que nous avons largement développé dans cet article [65,66,68]. L’état collectif circule dans les ions lourds à haute énergie GeV 400 les collisions ont produit des états plasmatiques fluides de type quark-gluon dynamiques [72,80-82]. Superdense il se forme des états hydrodynamiques à viscosité élevée qui présentent également des transitions de type phase QCD sur réseau [19,47]. Celles-ci les états superdenses, bien sûr, se produisent dans des conditions gravitationnelles fortes au voisinage d’un trou noir. Au extrême quantique, la fluidité devient granulaire à l’échelle de Planck où le traitement quantique complet est requis. Les photons produits près d’un trou noir ont des longueurs d’onde très courtes, ce qui entraîne la granularité du propriétés fluides de l’horizon des événements. Quatre principaux analogues récents des propriétés des trous noirs ont été créés: premièrement, l’horizon des événements du trou noir porte des excitations de type phonon; deuxièmement, les propriétés de l’horizon des événements agir comme de l’hélium superfluide avec une résistance interne quasi nulle; troisièmement, des excitations électromagnétiques de phonons se produisent au près de l’horizon des événements; et quatrièmement, le rayonnement de type Hawking [35,37]. On peut traiter le trou noir comme un corps noir radiateur où des quanta de lumière sont émis par des oscillateurs harmoniques sous forme de photons. Les solutions standard au L’équation de Schrödinger sont des solutions d’oscillateurs harmoniques. Dans le modèle de rayonnement de Hawking, excitation photonique d’une paire la création et l’absorption sont produites comme l’oscillation d’état la plus basse du vide. Le fait que l’émission de photons se produit dans le rayonnement de Hawking et d’un radiateur à corps noir peut nous permettre de mieux comprendre la physique et effets quantiques au niveau ou juste à l’extérieur de l’horizon des événements. Le modèle soliton peut être une approche viable pour expliquer les états cohérents qui permettent aux mécanismes de serrage de maintenir la cohérence dans les structures galactiques. Cependant, il n’existe aucun moyen raisonnable de justifier l’existence de phénomènes cohérents collectifs, tels que les plasmons, les phonons, les acoustons et les excitons dans un “espace libre” apparent. Dans Afin de tenir compte de ces phénomènes, il faut considérer l’origine des phonons et d’autres états cohérents dans physique conventionnelle. De tels états surviennent normalement dans des structures en treillis qui sont mises en modes vibratoires, par exemple exemple, les vibrations sonores des phonons dans la matière structurée ou cristalline. Par la suite, en poursuivant cette manière de raisonnement, nous pouvons seulement conclure que, puisque ces états cohérents collectifs se produisent au voisinage d’un trou noir, que l’espace dans cette région agit comme une structure en treillis. L’approche Lindquist-Wheeler [19] apparaît la plus pertinente dans notre prise en compte de la structure des trous noirs et de leurs milieux environnants. Notre approche pour formuler la nature des trous noirs dans l’espace astrophysique et cosmologique et leur les médias environnants démontrent de façon spectaculaire la possibilité de déduire les propriétés et la structure détaillées du vide. Les modes d’excitation et d’oscillation collectifs et cohérents des milieux entourant les trous noirs ne peuvent se produisent s’ils sont structurés par l’excitation du vide. Ces états et d’autres sont des manifestations du photon équivalent de vibrations de phonons dans un réseau cristallin. Nous allons maintenant en déduire la nature de cette structure qui semble raconter le double tore 2 2 UU × à un cuboctaèdre et 4 S .

X. DÉDUCTION DES PROPRIÉTÉS DE L’ASPIRATEUR STRUCTURÉ

A partir des résultats de nos calculs précédents, nous sommes conduits à la conclusion inévitable que le collectif, cohérent les modes d’oscillations du plasma ne peuvent être supportés que par un vide structuré. Dans cette section, nous discutons des preuves pour un vide structuré et la manière dont les observations en laboratoire et astrophysiques impliquent une structure particulière du vide comme modèle le plus viable. Des paquets stables de particules chargées se déplaçant collectivement dans l’espace-temps sont fondamentaux pour les structures plasmatiques. Ces états se produisent à travers des phénomènes d’ondes électromagnétiques localisés et peuvent persister comme une onde solitaire phénomènes depuis assez longtemps. Nous avons traité les états cohérents des particules ou les paquets de particules comme chauds ou chauds plasmas d’électrons, analogues à un état fluide discuté dans les sections précédentes. La dynamique des plasmas et des fluides semble être des alliés proches dans les systèmes et applications de laboratoire et d’astrophysique. Chaque mode collectif spécifique que nous avons formulée et discutée correspond à des vitesses de propagation spécifiques dans les milieux ionisés autour du noir horizon d’événement de trou. Ces modes agissent comme des indicateurs des formes structurelles du vide. Chacun des les modes collectifs et cohérents, tels que le plasmon, l’acouston, le phonon, l’exciton et le condensat de Bose – Einstein, ont un mode de propagation spécifique. Ces vitesses de propagation relatives sont des indices du fait que le vide contient propriétés d’une structure en treillis. Chaque vitesse de propagation indique une sous-structure de ces formes de réseau. Celles-ci les calculs indiquent un ensemble de structures et sous-structures de réseau. On peut en déduire la forme et la nature de ces treillis structures des vitesses de propagation des états collectifs et cohérents qu’elles entretiennent. En outre, ces treillis les structures peuvent être identifiées dans le cadre théorique du groupe. Certaines des vitesses respectives de propagation des états collectifs qui sont soutenues par le milieu les trous noirs environnants sont le plasmon à environ seconde/ 10 5 cm , l’acouston à seconde/ 10 4 cm , le phonon à environ seconde/ 10 2 cm , et les BEC qui ne se propagent que localement, se condensent et échangent de l’énergie avec les médias, et


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recondense ensuite. Ces vitesses dépendent quelque peu de la température. La température dans les médias en dehors du l’ergosphère vient de K o 4 dix à K o 5 dix . Plus près de l’ergosphère, l’énergie d’excitation des particules augmente et donc la température augmente. Ces températures peuvent monter jusqu’à K o dix dix près de l’horizon. Les acoustons peuvent exister dans températures jusqu’à K o 5 dix . Dans la cosmologie actuelle, on pense qu’au moins 25% de toute l’énergie provient des trous noirs. La vue erronée est que les trous noirs ne consomment que de l’énergie et de la matière, mais, en fait, ils agissent comme des générateurs qui excitent l’environnement les médias, générant de l’énergie sous forme de chaleur. Des trous noirs géants tels que ceux proches des centres galactiques de l’ordre de UNE M 6 dix ou une plus grande peut également conduire à une production stellaire. Il est clair que les trous noirs entraînent de grandes quantités d’énergie à travers eux et contribuent grandement à la dynamique des systèmes astrophysiques. En fait, les trous noirs peuvent être la manifestation de la forces motrices du couple espace-temps et des forces de torsion de Coriolis dans le vide, s’exprimant comme galactique, stellaire ou même des structures atomiques. Ainsi, les trous noirs peuvent contribuer à une grande partie de la «masse manquante» lorsqu’ils sont précis les mécanismes d’entraînement nécessaires pour produire la quantité de mouvement / spin angulaire observable à toutes les échelles. Dressler a analysé les preuves de trous noirs massifs dans les centres galactiques. L’accélération de la gravité est, bien sûr, a considérablement augmenté au voisinage des objets massifs et uniques dans notre univers [83,84]. Prudent l’observation de Dressler a révélé que les objets stellaires près des centres galactiques se déplaçaient autour du centre à seconde/ 000,300 000,150 km – les plus proches se déplaçant plus rapidement sur leur orbite circulaire. Analyse minutieuse démontré que les meilleures interprétations des résultats indiquent fortement la présence de trous noirs au centre galactique dont environ UNE M 6 103 × trou noir massif au centre de notre Voie lactée. De courtes rafales γ sont observé quotidiennement et proviendrait d’explosions de supernovae avec propulsion à réaction en haut et en bas perpendiculaire à leur plan. On pense que les pulsars sont le produit final de la production de supernovae. Supernovae aussi produire visible, UV , x – ray et γ – ray, les émissions. Nous pensons que les structures des supernovae sont un indice majeur de la dynamique des phénomènes cosmologiques. En fait, ces structures affichent fondamentalement la forme géométrique de la matière affecté par le vide. La formation galactique et de nombreuses autres structures astrophysiques sont des manifestations de la structure sous-jacente du vide et processus énergétiques. En termes d’états cohérents qui permettent des effets à longue portée qui permettent la transmission d’informations sur de longues distances, nous avons considéré les états solitons dans les plasmas, et nous pouvons considérer la formation de BEC dans plus détail. Les états BEC présentent également des configurations polyédriques, ainsi les informations peuvent être synchronisées entre les champ de plasma externe de trou noir où Hrr > et les états du trou noir interne pour Hrr < où Hr est le rayon de l’horizon des événements. Les condensats de Bose – Einstein (BEC) se sont révélés agir comme un soliton et se déplacer relativement de longues distances sans s’étaler. Strecker et al. [85] et Khaykovich, et al. [86] ont mené des expériences avec du lithium, 7 Li , atomes, ajustant les distances atomiques internes dans les champs magnétiques accordables des forces répulsives à forment un BEC stable, ayant des forces faiblement attractives. La dispersion des paquets d’ondes est surmontée par l’auto-focalisation non linéarité pour former des solitons. Dans cette section, nous discutons de la structure du vide et de la manière dont les ondes stationnaires sont installées et soutenue dans les médias. Il est clair que les états cohérents qui surviennent dans les milieux plasmatiques dépendent fondamentalement structure sous-jacente et périodique. Cette structure que nous identifions comme inhérente au vide. Si nous définissons le Le vide de Dirac comme 0 le modèle de Fermi – Dirac est pertinent pour l’interprétation des phénomènes plasmatiques. Les propriétés du plasma dépendent d’un vide polarisé structuré qui implique une métrique d’espace-temps qui a un local inhérent asymétrie et a une symétrie globale. L’asymétrie s’exprime non seulement par la structure du vide mais aussi par le couple de force de la métrique de l’équation de champ d’Einstein modifiée avec le couple et les forces de Coriolis [3,44]. Comme les propriétés de serrage de la métrique sont considérées, dans ce cas la métrique Haramein-Rauscher, le vide devient polarisé et porte une rotation de spin fondamentale. Il ressort clairement des états collectifs soutenus du plasma que le vide biaisé est non seulement structuré, mais aussi nécessairement nécessairement dynamique. Des états plasmatiques cohérents pourraient n’existent pas sous forme d’ondes localisées en raison d’effets non linéaires à moins que ces non-linéarités et propriétés de polarisation n’existent dans la structure du vide elle-même. Le soi-disant quatrième état de la matière ou plasma est l’état de matière le plus abondant dans l’Univers, se produisant dans les milieux cosmologiques interstellaires et dans les structures stellaires, supernovae et trous noirs et d’autres caractéristiques astrophysiques. Les propriétés des milieux plasmatiques affichent le plus directement la structure du vide. En référence [3], nous avons démontré que le double tore 2 2 UU × , résultant d’un ajout d’espace-temps le couple et les effets de Coriolis dans un espace métrique einsteinien, sont fondamentalement liés, à travers les 24 éléments


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groupes octaédriques, [] OC et [] OC , aux opérations de double symétrie du 4 Groupes S et tétraèdre sous le 4 Un groupe. La dynamique du double tore est importante à travers les échelles des quasars avec leurs jets, halos galactiques, trous noirs ergosphères, supernovae, aux phénomènes du plasma solaire et planétaire. En outre, il semble y avoir mise en évidence de structures de treillis sous vide tétraèdre / octaèdre définissant des arrangements de superamas à grande échelle [87,88], comportement du plasma interne des supernovae [44], et bandes planétaires et événements d’énergie vorticulaire dans les planètes gazeuses qui correspondent bien à ces relations angulaires spécifiques, comme les bandes sur le buth Jupiter et Saturne [89]. Récemment, les données retournées par la sonde Cassini ont confirmé l’imagerie antérieure de 26 ans par Voyager 1 et 2 du présence d’un élément hexagonal persistant sur le pôle nord de Saturne [90]. L’énorme vortex, environ 15 000 miles de diamètre, présente des conditions aux limites très géométriques où les vents se déplaçant à près de 350 mph sont tourner les coins d’un hexagone très bien défini [90]. Cette particularité et la récente découverte d’un pôle sud vortex s’étendant profondément dans l’intérieur gazeux de la planète, combiné à des divisions de bandes clairement délimitées à latitudes qui correspondent bien à un hexagonal 64 88 = × matrice cuboctaédrique, peut être une autre preuve de la structure de vide polarisée tétraédrique / octaédrique produisant un comportement collectif cohérent dans le plasma d’un couple métrique toroïdale [3]. Le cube et l’octaèdre sont doubles l’un avec l’autre sous les opérations du 4 Groupe S et le tétraèdre est double au cube sous le 4 Un groupe. A noter également que l’icosaèdre et le dodécaèdre sont doubles sous le 5 Un groupe. le le groupe le plus simple et de dimension inférieure est constitué des 24 éléments du groupe octaédrique, O, plutôt que des 60 éléments groupe icosaédrique, I. Par conséquent, la structure de vide la plus fondamentale qui peut générer des solutions d’oscillateur harmonique est la le cuboctaèdre, qui est la seule géométrie directement mappable au double tore, 2 2 UU × , ayant quatre exemplaires de 1 U . Le mouvement du cuboctaèdre à une paire de tétraèdres polarisés interpénétrés (stella octangula) agit comme une action de pompage se déplaçant par rotation, d’un état à un autre. Cette structure peut exister dans deux extrêmes conditions: le cuboctaèdre, qui peut s’effondrer en orthorotation en passant par l’icosaèdre et la octaèdre pour finalement atteindre l’octangule stellaire [91] ou tétraèdre double, et revenir en oscillations harmoniques. En termes de solutions d’oscillations harmoniques, nous avons besoin d’un potentiel, V , et qui peut être exprimé en gradient pour que 0 2 4 πρ = ∇ V . Dans ce cas, la densité est associée à 0 comme une densité de vide exprimée en gradient de un potentiel. Le potentiel, V , est le potentiel dans l’hamiltonien, VermontH + = , Pour l’ énergie cinétique, T . Comme le cuboctaèdre se transforme en tétraèdre, le 4 Le groupe S est mappable au 4 Un groupe et oscille dans les deux modes extrêmes dans un mouvement d’oscillateur harmonique. Ce mouvement fonctionne comme une action de pompage de serrage dans laquelle le les sommets du cuboctaèdre à l’octangule stellaire et le dos forment un mouvement en spirale phi (résultant de la relation icosaèdre) atteignant les points finaux de 4 S et 4 A . Ces points finaux sont analogues aux points finaux d’un pendule qui subit un simple mouvement harmonique sous potentiel gravitationnel. Aux extrémités du mouvement, le système s’arrête à un état d’équilibre vectoriel puis passe à l’autre état d’équilibre vectoriel associé au point du mouvement du pendule où VH = . Au milieu du cycle, lorsque le pendule est vertical par rapport au champ gravitationnel, il existe des états d’énergie cinétique TH = . Ce cycle répété de l’oscillation génère des solutions d’état d’oscillateur harmonique. L’article classique sur l’univers des cellules en treillis de Lindquist et Wheeler [19], suggère que l’homogène le modèle d’univers fermé isotrope soit remplacé par un modèle d’univers fermé à réseau de Schwarzschild. Dans le cas précédent, la masse de l’Univers est répartie uniformément et dans ce dernier cas, la masse est concentrée en 120 identiques Trous noirs de Schwarzschild, chacun situé au centre de sa propre cellule. Chaque cellule est un dodécaèdre délimité par 12 visages, chacun approximativement un pentagone. Notez que le dodécaèdre est double de l’icosaèdre sous le 5 Un groupe et que dans notre cas l’icosaèdre est généré pendant l’un des états intermédiaires du cycle cuboctaèdre de oscillation. Dans le modèle de Lindquist et Wheeler, de nombreuses zones Schwarzschild sont aménagées ensemble pour Univers fermé qui est dynamique en ce qu’une particule d’essai à l’interface entre deux zones se dresse contre le l’attraction gravitationnelle de chaque zone et retombe sous l’attraction gravitationnelle de chaque zone. Par conséquent, les deux les centres eux-mêmes doivent s’écarter et se recoller à nouveau dans une sorte de mouvement de respiration. Cela se produit pour toutes les paires des centres, donc l’Univers du réseau lui-même se dilate et se contracte, bien que la géométrie de Schwarzschild soit considérée comme statique. Lindquist et Wheeler, approximent chaque cellule de réseau comme une sphère idéalisée pour simplifier leurs analyses, dans le même manière utilisée en physique du solide. Dans cette approximation, la géométrie à l’intérieur de chaque réseau est traitée comme Sphère Schwarzschild. Ce système est traité comme une expansion et une nouvelle contraction comme des cellules Schwarzschild indépendantes


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à moins qu’ils ne se rapprochent trop pour se fondre. Nous avons également envisagé un modèle de réseau cristallin similaire mais unique pour expliquer le support des états cohérents du plasma [20,47]. Le rayon maximum est 3 0 3 4 cGMune π = et la relation entre le rayon, a et le temps co-temps, T , est cTa = et est cycloïde d’un paramètre donné 143. ( ) η cos 1 2 0 + │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ = uneune et ( ) η η sin 2 0 + │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ = uneT où les auteurs laissent χ péché ar ≡ définir χ et 21 2 │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ ≡ * uneT η . Le () η χ , sont leurs «coordonnées» pour un le chemin du phonon, qui est une géodésique dans la cellule Lindquist – Wheeler. Le nombre de zones, N , est donné en termes de l’angle solide de l’hypersphère de l’ensemble des 3 sphères est égal à 2 2 π et l’angle solide hypersphérique d’une zone, 3 3 4 χ π donc que pour un angle solide total de () 3 3 3 3 8 3 8 πχ χ π = . Outre les structures des systèmes individuels, des enquêtes très intéressantes ont été menées sur la distribution de superamas qui présente une périodicité remarquable. Battaner [87] et Battaner et Florido [88] ont examiné les structures à grande échelle de l’ordre de Mpc 100 qui est l’enquête la plus profonde avec une résolution de Mpc dix . Ils observent un réseau de réseaux d’amas galactiques. Une analyse statistique systématique indique une forte probabilité que ces grappes forment un réseau octaédrique dans lequel les octaèdres sont en contact aux sommets et créant ainsi des cuboctaèdres. On pense que les champs magnétiques de l’Univers dominé par le rayonnement comprennent un réseau de filaments produits par les premiers champs magnétiques à grande échelle et peut avoir produit le réseau octaédrique. le l’observation de ces tableaux semble être plus fondamentale que la reconnaissance des formes, car ils sont si dominants caractéristiques observées dans l’étude approfondie [92]. Ensuite nous avons, 144. () 23 2 5 3 2 2 3 3 4 2 │ │ ⎠ ⎞ │ │ ⎝ ⎛ = = * TuneN π χ π π . La méthode des cellules de Schwarzschild prédit une relation cycloïdale entre le rayon de l’Univers et le co-temps approprié, T , qui a été formulé par Friedmann [93]. alors χ péché ar = , voir l’équation (143). Un chemin sur 3 sphères est donné comme 21 2 │ ⎠ ⎞ │ ⎝ ⎛ = * uneT η . La relation entre la sphère Lindquist et Wheeler Schwarzschild et les sommets de la La structure géométrique régulière de Battaner et Florido des superamas peut être comparée. Pour N sommets, chaque sommet peut être à égale distance de son voisin le plus proche uniquement lorsque = N 5, 8, 16, 24, 120 ou 600 [94]. Le cas où 8 = N donne l’arrangement le plus simple. Dans ce réseau, = N 5, 16 et 600 correspondent à un tétraèdre, = N 8 à un cube, = N 24 en octaèdre, et = N 120 à un dodécaèdre. La correspondance est établie en fonction du rapport entre le distance d’une face à un coin d’une cellule d’un certain volume d’un polyèdre régulier à une sphère. L’un de nous (Rauscher) [25] a traité l’Univers entier comme se développant dans une condition de Schwarzschild. Nous avons trouvé cette cohérence entre les équations de champ d’Einstein avec les cosmologies big bang peut être obtenue mais nécessite introduction d’un terme supplémentaire dans le tenseur énergie-contrainte. On peut associer ce terme au terme couple dans Équations de champ d’Einstein dans le modèle Haramein – Rauscher [3]. L’un de nous (Haramein), a mis en avant la nécessité de inclure le spin et le couple pour modifier les zones métriques simplistes de Schwarzschild de Lindquist et Wheeler bien leur modèle est très utile dans nos réflexions même s’il s’agit clairement d’un cas limité. La motivation du modèle de Lindquist et Wheeler est que la méthode cellulaire en théorie gravitationnelle contient une nouvelle caractéristique dynamique qui exprime l’équation du mouvement d’une masse au centre d’une cellule en tant que condition dynamique sur la limite de la cellule. La condition aux limites définit une contrainte sur l’espace qui comprend de simples formes géométriques. L’ensemble de la dynamique de ce modèle s’exprime en termes d’expansion et de contraction de la solution de Schwarzschild à l’équation de champ d’Einstein. Leur analogie est avec celle d’un réseau cristallin et en définissant les cellules en termes de solutions de Schwarzschild dans un espace courbe, dans une simple métrique de Friedman d’uniforme


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courbure qui correspond à un polyèdre dans l’espace euclidien. Ils dérivent une condition aux limites sur la Potentiels de Schwarzschild qui ne vont pas à zéro à un rayon fini et évitent ainsi la discontinuité de l’appariement la dérivée normale des potentiels gravitationnels qui se produiraient dans la solution de Schwarzschild seule. dans le Univers du réseau, la masse est concentrée en N centres (ou sommets) qui pourraient correspondre à l’amas galactique centres d’analyse Battener et Florido [87,88]. Dans chaque cellule, un trou noir Schwarzschild est situé au centre de sa propre cellule. Dans leur figure 3, six formes de cônes définissent leurs conditions aux limites dans un univers en réseau et correspondent aux sommets d’un octaèdre. Par conséquent, un parallèle peut être établi entre les travaux de Lindquist et Wheeler, Battener et Florido et notre modèle qui prédit un vide structuré polarisé. Par conséquent, Lindquist et L’approche de Wheeler utilisant la solution de cellules de Schwarzschild sans rotation ni charge donne un bon premier ordre approximation. Nous utilisons le Kerr-Newman avec spin et charge et incorporons le couple et les forces de Coriolis dans le Solution Haramein-Rauscher pour quantifier le vide dans les cellules. Nous considérons les structures topologiques de la théorie des cordes actuelle et notre approche de la théorie unifiée de la quatre forces et vide structuré [3]. Bien que les théories des supercordes aient leurs détracteurs, du fait que ces les théories contiennent un certain nombre de paramètres “libres”, il y a eu un grand intérêt pour ces théories par la physique communauté. La théorie des supercordes a été liée au modèle standard. Certaines théories des cordes contiennent la gravité et D’autres ne le font pas. L’une des principales caractéristiques de la théorie des supercordes est de traiter les particules comme de minuscules boucles plutôt que comme des points particules afin d’éviter le problème des singularités. L’approche de la théorie des cordes présente des similitudes topologiques avec celle du travail de Lindquist et Wheeler, qui est un effort pour éviter les singularités. Dans la théorie des cordes, les particules sont traités comme des vibrations d’une membrane (Brane – Surface M ), qui est balayé par la corde vibrante se produisant dans espace en huit dimensions. Ces huit dimensions comprennent huit des dix modèles standard en dix dimensions dans lesquels deux des dimensions sont la surface de la chaîne elle-même. Cet espace vibrationnel porte la symétrie du groupe de Lie 8 E [95]. La théorie des supercordes représente les états des particules bosoniques et fermioniques. Les théories des cordes habituelles occupent un 26- espace-temps dimensionnel, représentant les états des particules bosoniques. Un état quantique de particules bosoniques identiques est symétrique sous l’échange de deux particules quelconques. Un état quantique de particules fermioniques identiques est antisymétrique sous l’échange de deux particules quelconques pour inclure le photon et la gravitation. Ensuite nous avons 64 88 = × états dimensionnels dans certaines théories de supercordes. La théorie des cordes fermées est appelée une chaîne de type II théorie, qui comprend les états doublement fermioniques, pour un total de 128 882 = × × états fermioniques [96]. En plus du type II, il existe deux théories hétérotiques des supercordes qui impliquent des chaînes fermées. Hors de les coordonnées bosoniques 26-L du facteur bosonique, seulement dix sont appariées aux coordonnées R-bosoniques de la chaîne supérieure facteur, donc cette théorie existe effectivement dans l’espace-temps à dix dimensions. Les cordes hétérotiques existent en deux versions, C’est 8 8 EE × et le ) 32 ( DONC type. L’aspirateur Ramond est inclus et 8 E est la dimension la plus élevée groupe exceptionnel. le 8 8 EE × la théorie des supercordes est dérivée de la compilation de – Théorie M. Un de les théories de supercord les plus prometteuses qui unissent les quatre forces sont les 8 8 EE × espace de réflexion. C’est possible uniquement parce que l’incorporation par réflexion permet une incorporation de 4 A sur 8 E [97]. Dans notre référence papier [3], nous présenter la relation de groupe de symétrie entre 4 A et le groupe octaédrique à 24 éléments. Cette procédure fonctionne le long des lignes de la relation entre le ) 32 ( DONC théorie des cordes hétérotiques qui utilise également la 8 8 EE × formalisme. Cependant, nous croyons que notre approche de la gravitation et des interactions fortes, qui considère l’inclusion du couple et des effets de Coriolis se traduira par une simplification et un formalisme plus fondamental avec moins de libre paramètres. En général, l’algèbre de Lie nA associé à un espace de réflexion nC a un groupe de Lie compact 1 + nSU . SP Sirag tente de développer une théorie de champ unifiée en termes de 4 3 2 1 SUSUSUU × × × où il identifie le 4 SU groupe avec le champ gravitationnel tensoriel [98]. Notez que la gravité est absente du 5 Théorie SU . le ) 32 ( DONC , ou 32 SO , est le groupe généré par des matrices 32 x 32 qui sont orthogonales. Pour la force forte, les gluons sont décrits par un quatre dimensions 3 Théorie SU Yang – Mills. L’ensemble complet des bosons de gabarit standard est décrit par le Théorie de Yang – Mills avec le groupe de jauge 1 2 3 USUSU × × . Alternativement, pour le 3 2 5 SUSUU × = Yang – Mills théorie, le groupe de jauge qui émerge comme 1 1 2 3 2 3 UUSUSUUU × × × = × où 1 1 UU × est la topologie du torus. Notez que le 4 Un groupe du tétraèdre est l’étiquette d’une algèbre de Lie complexe dont le groupe de Lie compact est


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5 SU qui comprenait la première unification, la théorie GUT. Les bosons de force standard sont dérivés du groupe 3 2 1 SUSUU × × dans l’algèbre de groupe. Dans l’hétérotique 8 8 EE × théorie des supercordes, six des neuf dimensions spatiales sont recroquevillées en un petit six- espace compact dimensionnel, appelé espace Calabi – Yau. Tous les espaces Calabi Yau ont à la fois discret et paramètres continus qui déterminent les détails de la théorie à quatre dimensions qui se pose lors de la compactification. Pour tous les espaces de Calabi – Yau, la quantité minimale de supersymétrie survit à la compactification et à la résultante la théorie à quatre dimensions est supersymétrique. La compactification permet également de casser la jauge d’origine symétrie 8 8 EE × jusqu’à 8 6 EE × . Le groupe 6 E contient 1 2 3 USUSU × × en tant que sous-groupe de cette norme modèle de groupe de jauge. Une alternative à la compactification spatiale à 6 dimensions de la chaîne hétérotique est un espace alternatif à 6 dimensions où l’on peut simplement utiliser un six tores 6 Espace de groupe T. le 6 L’ espace T , cependant, a les singularités qui apparaissent aux points fixes de certaines identifications, mais les orbitales construites à partir de tores sont beaucoup plus faciles à analyser que les espaces généraux de Calabi – Yau. Pour le groupe de Lie suivant 6 2 TNOUS × = où 2 U est un espace-temps à quatre dimensions appelé conforme espace Minkowski compacté et 6 T = 1 1 1 1 1 1 UUUUUU × × × × × , ou un 3-tore. Nous considérons 2 SU en tant que sphérique trois espaces, 3 S , comme l’espace habituel de la cosmologie. Pour un 7 tores 7 T qui comprend 1 U du 2 L’ espace U comprend également le temps. le 7 L’ espace T tori correspond à l’espace 7 -réflexion 7 E parce que G / DT 7 7 = où 7 R est la vraie partie du 7 E qui contient également l’espace de réflexion complexe 7 C et L est la racine de 7 E . Cela signifie que toutes les parties du réseau sont identifiées comme un seul point: l’élément d’identité de 7 T et tous les autres le point de 4 T est une copie de L . le 4 Le groupe T peut être identifié avec deux doubles tores. Nous avons identifié le double structure du tore comme élément fondamental d’une métrique d’espace-temps qui tient compte de manière appropriée de la source de spin / angulaire élan. De nombreux exemples frappants de cette structure dynamique sont observés à l’échelle cosmologique tels que halos galactiques, ergosphère des trous noirs et supernovae. le 4 Le groupe S est associé au groupe octaédrique de 24 éléments [] OC qui peut être écrit en termes de [] 4 2 2 ~ UUUOC × × = ou 8 Groupe T [3]. Les deux [] OC et [] OC concerne la 4 T double tore groupe de quatre exemplaires de 1 U nT est le produit direct de n exemplaires de 1 U , qui comprend le n torus, qui est toujours un abélien groupe. le nLe groupe T fait référence à la structure de l’espace-temps. Nous avons lié cette structure d’espace-temps au terme de couple dans les équations de champ d’Einstein [3]. Par conséquent, la topologie du tore peut être considérée comme fondamentale pour la structure de l’espace-temps et aussi les principes de la théorie des supercordes. Hull a utilisé la théorie des cordes dans un «arrière-plan en T» avec local – n fabrication de tore et – T transitions de dualité fonctions dans ( ) Z ;, nnO dans un espace agrandi avec nT 2 géométrie de fabrication [99]. Pour un fond géométrique, le choix local de nT s’emboîtent pour donner un espace-temps qui est un nFaisceau de fibres en T. Ainsi, cette approche de la théorie des cordes implique des difféomorphismes et des transformations de jauge ainsi que des transformations de dualité. le – La dualité est associée à la symétrie miroir [100]. Dans certains cas, les compactifications avec dualité sont équivalentes à orbites asymétriques. Les fonctions de transition complètes des faisceaux toriques, qui sont prises en compte dans l’approche de Hull, sont dans () nUnGL 1 , × Z où 1 U agit comme une translation sur une fibre circulaire. Théorie des cordes compactification des dimensions sur le nT a ( ) Z ;, nnO symétrie. Dans le géométrique () Z ; nGL sous-groupe qui agit par nDifféomorphismes T , peut être élevé à une théorie de dimension supérieure qui est compactée sur un nFibre de T groupée sur un cercle. UNE – La dualité T sur n’importe quel cercle donne une réduction tordue sur un 2 Fibre T regroupée sur un cercle () Z ; 2 GL lequel est représentant d’un double tore. Ces symétries de miroir ou de dualité sont liées à l’espace avec des fibrations de Calabi – Yau dans espace avec fibrations toriques [99]. La topologie de – Les plis en T , et leurs formulations doublées, sont alors considérés fond géométrique dans lequel il y a une polarisation globale. La polarisation peut être caractérisée en termes de produit sur le nT 2 fibres. Les structures de produits locales satisfont l’intégrabilité, éliminant ainsi les problèmes de singularités. Une structure de produit définit une division en espaces propres de R avec des valeurs propres 1 + et pour un tore


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nT 2 . Cela s’étend à une scission comme le tore périodique se coordonne en deux nT eigenspaces, si la structure du produit est intégral, ou ), 2 ( ZnGLR ∈ , pour qu’il agisse sur les coordonnées tout en préservant les périodicités. Un produit structure et pseudo-hermitien () nnO , les métriques invariantes sont conservées ensemble par le sous-groupe () nnOnGL , ), ( ⊂ R et pour les transformations agissant sur le tore et est préservé par ( ) ZnnOnGL ;, ), 2 ( ⊂ Z [3,5,20,47]. Les structures fondamentales activées dans le vide par des polarisés cohérents les états résonnants de la matière font également partie du processus qui crée ces propriétés de vide. Pour paraphraser John A. Wheeler, «L’espace-temps n’est pas seulement une arène passive pour faire de la physique, c’est la physique» [2]. Le couple de l’espace-temps est une partie active de la structure du tenseur d’énergie de contrainte et est donc un couplage de force fondamental pour produire le univers observable de matière et d’énergie.

REMARQUES FINALES

Nous avons un vaste nouvel ensemble d’outils pour comprendre les processus des phénomènes astrophysiques et cosmologiques, atomiques et la matière collective. Par exemple, certains des phénomènes d’état collectif que nous avons considérés sont des accélérateurs «Boules de feu», condensats de Bose – Einstein, états électroniques de Fermi, descriptions MHD et BCS, qui obéissent tous à soliton des solutions dynamiques. Découvertes théoriques et expérimentales et formulations relativistes, théorie quantique, les interactions électromagnétiques peuvent bien être décrites en termes de structures topologiques et de théorie des groupes. le La base fondamentale de notre approche est de considérer que la structure topologique d’un espace-temps de couple, et son La dynamique gyroscopique de Coriolis présente des aspects critiques de la théorie de l’unification. Nous approfondissons ce point dans des références [39, 101, 102] lorsque nous considérons la physique atomique, nucléaire et quantique dans un espace non linéaire. Lorsqu’un couple et un terme de Coriolis sont considérés pour la formation de spin / moment angulaire, nous constatent que la topologie à double tore occupe un rôle fondamental à la fois en astrophysique et en physique des particules quantiques. le L’approche Haramein – Rauscher considère les propriétés de rotation et de rotation comme fondamentales pour la structure de l’espace-temps collecteur. Nous avons identifié les propriétés de la structure du vide lui-même à partir de la cohérence fondamentale états polarisés de la matière dans la facilité des horizons astrophysiques des trous noirs. Autrement dit, nous avons ont démontré que les propriétés de la matière dans les superamas, les galaxies, les supernovae et leurs environs, par exemple, pourrait exister dans des états résonnants, seulement si le vide est structuré. Ces considérations peuvent également être utilisées pour expliquer les effets qui sont actuellement attribués à la matière noire et à l’énergie sombre. Selon les mots du lauréat du prix Nobel CN Yang, de l’équation de Yang-Mills « Théorie de la relativité générale d’Einstein,bien que profondément beau, est susceptible d’être amendé… que l’amendement ne perturbe pas le test habituel est facile àImaginez, puisque les tests habituels ne concernent pas le spin… d’une manière ou d’une autre (l’amendement) mêle spin et rotation »[103].

REMERCIEMENTS

Les auteurs remercient sincèrement William Van Bise, Marina Nogues, Michael Coyle, Michael Hyson, Jeremy Broner, et pour l’opportunité de travailler avec la Resonance Project Foundation et son équipe [104]. Certains aspects de projets antérieurs ont été soutenus par le laboratoire national Lawrence Berkeley.

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