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Scientific Reports volume 12、記事番号: 19859 (2022) この記事を引用
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メトリクスの詳細
この論文では、ガス粒子の非局所性と、自由粒子のシュレーディンガー方程式を解くことで得られる波動関数の広がりの量子効果を考慮して、超希薄ガスの光透過率のモデルを解析します。 解析は波動関数の特定の形式に依存しませんが、波動関数の現実を前提としています。 とりわけ、保存された質量ガス雲が古典的な透過率法則で予測されるよりも大幅に透明になる可能性があることを示します。 この予期せぬ現象が可能となるのは、質量保存が確率の合計によって支配され、マルコフ連鎖の確率積が透過率を制御するためです。 さらに、閉じたシステムの透過率が増加する上限を分析的に導き出し、開放ガス雲の透過率が無限に 100% まで増加する可能性があることを実証します。 最後に、量子力学の解釈への影響を示します。 このモデルは、環境がまばらな深宇宙条件にも当然適用できます。 さらに、このモデルは暗黒物質の要件にも対応しています。
均質でそれほど密度が高くない媒質による単色光の減衰を説明するビール・ランベルトの指数関数的透過法則 1,2 は、ほぼ 3 世紀にわたってよく知られています。 より新しく、より高度な透過率モデルが開発されているにもかかわらず、定量分光法 3、希薄ガス、および天体物理測定に依然として適用されています。 これらすべてのモデルは、粒子の局所性が減衰するという仮定に基づいています。 しかし、ますます多くの実験4,5が、量子力学の基礎となる理論が局所的な現実理論ではないことを確信させています6,7。 ほとんどの「古典的な」透過率モデルにはもう 1 つの仮定があります。それは、光検出器は巨視的な装置であるということです。 量子力学は最も基本的な理論の 1 つであるため、これら 2 つの仮定が古典的な透過率モデルの適用範囲を制限するかどうかを確認する必要があります。
量子拡散は、時間の経過に伴う \(\Psi\) 波動関数の自発的空間不鮮明化を伴う効果です。 これは、そのような関数で記述される物理的オブジェクトの反応の \(|\Psi |^2\) 確率密度の広がりにつながります。 これは、自由粒子のシュレーディンガー方程式の解から直接得られます8。 波動関数が現実であると仮定して9,10、連続する衝突の間の自由時間中に各ガス粒子に独立してこの解決策を適用します。 私たちは一種の「スミアガス」モデルを提案しました。 これは、非局所性の仮定とともに、希ガスの電磁透過率の新しいモデルにつながります。 このモデルの予測の 1 つは、測定された光透過率が、特に、i) 使用される検出器のサイズ、ii) 粒子の平均自由時間の継続時間に依存するということです。 透過率に対する古典的な「局所的」アプローチ、例えば、ランバート・ベールの法則は、そのような依存性を予測しません。
この論文では、スミアガス透過率モデルのより詳細な分析を示します11。 オープンシステムとクローズドシステムを分析します。 我々は、閉鎖系であっても粒子の自発的拡散のおかげで透過率が上昇する可能性があるが、それはある程度の限界までであることを示した。 この限界を分析的に導き出します。 雲の質量中心に対する測定軸の変位が透過率測定に影響を与える可能性があることを示します。 スミアガス透過率モデルの G パラメータ 11 をより徹底的に分析します。 最後に、モデルの結果を使用して量子力学の解釈を区別する可能性について簡単に説明します。
モデルにはいくつかの仮定があります。 気体粒子は互いに独立しており、同じタイプの非局所波動関数 (必須ではありません) です。 気体は相対論的ではないため、シュレディンガー方程式が適用されます。 粒子の分布は均一であり、波動関数は位置によってのみ異なります。 光検出器のサイズは有限です。 論文 11 では、これらの仮定について詳しく説明しています。
この論文では、最初に 2 次元の粒子でできたガス雲を調べます (図 1 を参照)。後で、導き出される結論に影響を与えずに、2 次元の場合がどのように 3 次元にアップグレードされるかを示します。
ほとんどの分析では、2r に等しい一定の直径の検出器を考慮します。 検出器の半径 r は、紙上の長さの単位 \(r=1\) として使用されます。 実際のケースでは、r はミクロンからメートルまでの場合があります。 一般性を失わずに 100% の検出器効率を仮定します。
簡単な測定セットアップを想定しています。 単色光は、検出器と正確に同じ形状およびサイズの光源から検出器に垂直に伝播します。 それらの間のボリュームは「可視トンネル」と呼ばれます。 このトンネルは、光子の吸収が検出器によってカウントされる（カウントされない）光子の数に影響を与える可能性がある唯一の領域です。 検出器は十分に大きい (巨視的) ため、非古典的な光子の軌道によって可視トンネルが広くなることはないと仮定します。 発生源と検出器は両方とも雲から遠く離れています。 Ref.11 の「天文セットアップ」に関する考慮事項を参照してください。
私たちは、個々のガス「粒子」の波動関数を現実的に解釈します。「\(\Psi (x)\) は、測定時に粒子を見つけるための振幅ではなく、x で相互作用する確率の振幅を表す空間的に拡張されたフィールドです。」9 波動関数の正確な形式を制約しません。 正規分布は本文の後半で使用します。 これは上記の要件を満たしており、自由粒子のシュレーディンガー方程式の解です。 また、標準偏差 (stdev) という便利な広がりの尺度も提供します。
シュレーディンガー方程式から導かれた自由粒子分布の場合、標準偏差は粒子の自由時間に依存します (たとえば、参考文献 11 の (4))。 雲密度が低く、粒子がしばらく自由に進化できる非デコヒーリング環境を想定しているため、波動関数は自発的にかなりの広がりに達します。 簡単にするために、雲内のすべての粒子の同じ広がり、つまりすべての確率分布の同じ標準偏差が考慮されます。 ただし、複数の透過率方程式を組み合わせると、必要に応じて均一な分布の要件が緩和される場合があります。
また、提示されたモデルは波動関数の崩壊の考えに依存せず、量子測定問題に直接適用されません。 私たちは吸収後に波動関数に何が起こるかを分析していません。
文章を簡単にするために、検出器に向かう途中で光子に起こる可能性のあるすべての種類のイベント、つまり散乱または吸収を「吸収」として説明します。
単一粒子の断面積 (\(\sigma\)) は、検出器の面積 \(\sigma \ll r^2\) より小さくなければなりません。これは、あらゆる原子または分子ガスや一般的な巨視的検出器の場合に当てはまります。
サンプル図は、いくつかの 2D 粒子で構成されるガス雲を示しています。 それらの波動関数は、均一な標準偏差 stdev を持つガウス分布を持ちます。 各粒子は \(x=0\) 軸から \(o_n\) だけオフセットされます。 光の方向、光検出器の位置、および可視トンネル (積分量) は赤色でマークされます。 検出器は中心に配置され、X 軸と平行に配置されます。 検出器の直径が \(r=1\) になるようにユニットが選択されます。
この論文では、検出器のサイズとガス粒子の波動関数の広がりに依存するガス雲の光透過率モデルについて説明します。 ただし、その予測を実際の物理環境に関連付けるには、ガス雲の密度、雲の厚さ、(単一粒子の) 減衰断面積などのプロパティも含める必要があります。 適切に含めると、透過率方程式が所定の設定に調整され、定量的で実験的な予測が可能になります。
提案されたモデルでは、G 係数が正規化係数の役割を果たします11。 その値は、散乱媒体の物理的特性 (波長に依存する粒子の断面積、雲の厚さ、雲の密度) によって決まります。 この論文で説明されている確率モデルに G ファクターを適用するには、これらのプロパティを次のようにエンコードする必要があります。 G は、古典的な限界において、検出器の表面がどの程度 (\(0 2 \(TR_{cl}=e^{-nl\sigma }\) を思い出してください。ここで、n は粒子数密度、l は測定方向の雲の厚さ (光の長さ)、\(\sigma\) は粒子です減衰断面積。 不透明度を定量化する一般的な方法は他にもあり、それは光学的深さ (\(\tau =nl\sigma\)) または吸光度 (ABS) です。 これらは互いに関連している: \(TR_{cl}=e^{-\tau }=10^{-ABS}\) したがって、G をそれらの観点から表現できます。 G 係数が制限されていることは明らかです: \(0 均一な雲と単色光の G が何かを示しました。 これは単純化されていますが、分光法や天体物理学などの多くの用途に依然として役立ちます。 必要に応じて、古典的な均一および単色の吸光度をより複雑なケースに拡張するのと同じ方法で、ここで示したモデルを不均一な雲および多くの波長に拡張することができます。 次の例と図では、 \(G=0.7\) と置きます。 これは、30% の透過率 \(TR_{cl}=1{-}0.7\) または光学的深さ \(\tau =-ln(TR_{cl})\約 1.20\) または吸光度 \( ABS=-log_{10}(TR_{cl})\約 0.52\)。 この特定の値を選択したのは、この値が実施された実験における典型的な透過率に対応しているためです12。 このセクションでは、検出器のサイズと位置に応じて、単一粒子の広がりが吸収検出率にどのような影響を与えるかを示します。 これは最も単純な単粒子ガス雲の一種です。 確率分布、検出率を紹介し、図解します。 私たちは、検出面に垂直な検出可能トンネルの所定の体積内で粒子を見つけることに興味を持ちます。 計算を簡素化するために、分布対称性のおかげで 2D 粒子を検出器面に投影できます。 このようにして、1D 正規分布 P を取得します。 ここで、stdev は粒子の標準偏差です。 検出可能トンネル \((or) ここで、erf() はガウス誤差関数を表し、o は可視トンネル軸から粒子までの距離 (オフセット) を表します。 ただし、この確率は、この体積内のこの粒子によって光子が吸収される確率と等価ではありません。 前のセクションで説明したように、吸収確率はさらに、粒子の断面、密度、厚さといった雲の物理的特性にも依存します。 これが G 係数の役割です。 これは、古典的な雲の存在下で、光子が線源から検出器に通過する確率をエンコードします。 光子が検出器に到達するのを防ぐには、両方のイベント (つまり、ボリューム内の粒子と光子吸収) が同時に発生する必要があります。 したがって、両方の確率を乗算して補数をとり、フォトン通過確率を取得する必要があります。 この確率は、定義により、雲の光透過率 (TR) です。 式を適用すると、 (4) 透過率を求めます。 r 半径検出器によって測定された粒子、および視程トンネル軸から o だけオフセットされた粒子。 (i) 単一粒子の確率分布、(ii) 検出可能トンネル内で粒子が見つかる確率、および (iii) 有限検出器によって測定された透過率のサンプル グラフ。 検出器の半径 \(r=1\)。 各列は、異なる標準偏差値をグラフ化します。 (i) 最初の行は、式 (1) の後の粒子分布 P(x) を示します。 (3)。 赤い実線は \(o=0\) のサンプル検出器の位置です。 赤い破線は、検出可能トンネル (ボリューム) 境界を示します。 (ii) 中央の行は、式 (1) に従って検出器の位置 o によって制限された体積である検出可能トンネル内で粒子が見つかる確率 \(P_v(o)\) を示します。 (4)。 (iii) 最後の行は、o に設定された 100% 効率の検出器によって測定される透過率 \(TR(o)=(1-G\,P_v(o))\) をプロットします。式 1 を参照してください。 (6) \(G=0.7\) の場合。 緑色の破線は古典的な透過率 \(TR_{cl}\) を示しています。 図 2 は、いくつかの異なる標準偏差に対する単一粒子の分布と透過率を示しています。 次の列は、粒子分布のさらに広い標準偏差の関係を示しています。 最初の列は、適切に配置された粒子 (\(stdev \ll r\))、つまり理想気体の古典的な状況に対応します。 広がりが増加するにつれて、(i) 粒子に沿った検出器の透過率は常に最低となり、(ii) 中心からさらにオフセットされた検出器の透過率は増加することがわかります。 オープンで無限のシステムの場合、検出器は可能な限り遠くまで移動できます。 非局所粒子によって隠される可能性もある程度あります。 多数の粒子からなるシステムを研究してみましょう。奇数個の 2D 粒子が検出器に平行に並んでおり、2r ごとに配置されています。 検出器は中央に対称的に配置されます。 これらの条件は後ほど公開します。 同一の確率分布により、各粒子の位置を特定する確率が得られます。 ガウス分布を使用しますが、 \(\int _{-\infty }^{\infty }P(x)dx=1\) であるため、どのような確率分布でも機能します。 このようにして、私たちは波束の特定の形式に執着することがなくなります。 繰り返しになりますが、計算を簡素化するために、2D 粒子を検出器面に投影して 1D 分布を処理します。 図 3 は、 \(N=9\) 粒子のそのような構成を示しています。 赤い実線は検出器を示し、赤い破線は可視トンネルの境界を示します。 参考文献 11 で提案されているように、希薄ガス雲の透過率 TR を定義します。 透過率は、雲が存在しない場合に検出器が検出したであろう光子が、N 元素雲全体を吸収されずに通過し、検出器によって検出される確率です。 個々の粒子との衝突は独立しているため、このプロセスをマルコフ連鎖として考えることができます。 ここで、\(G\,P(o_n)\) は、検出器から \(o_n\) だけオフセットされた n 番目のガス分子によって光子が吸収される確率です。式 3 を参照してください。 文献11の(5)。 2r ごとに均等に分散された 9 つの同一の粒子のサンプル構成。 赤い実線は検出器を示し、赤い破線は可視トンネルの境界を示します。 次に、周期性を利用します。 確率分布の同一のチャンク (同じ形状と数) が漏れ出し、可視トンネルに流れ込みます。 したがって、すべての分布を 1 か所で考慮するのではなく、単一の分布を定期的に「展開」することができます。 次に、検出器を仮想的に N 回 (2r 周期分) 移動させ、そのすべての位置の積を取得します。 このようにして、\(o_n=r(2n-N-1)/2\) を代入できます。 (7) は次のようになります。 確率分布を、式 (1) で要求されるように 2r ごとに定期的に多数のチャンクに分割するというアイデア。 (8)。 n、o、\(P_v(o)\)、\(G\,P_v(o)\)、\(1-G\,P_v(o)\) の値は、便宜上、各部分に赤色で重ねて表示されています。 図 4 はこの考え方を示しています。 1 つの配信は、2r ごとに定期的に多数のチャンクに分割されます。 n、o、\(P_v(o)\)、\(G\,P_v(o)\)、\(1-G\,P_v(o)\) の値は、便宜上、各部分に重ねて表示されます。 予想どおり、すべての確率 \(P_v(o)\) の合計は 1 になります。これは、分析された区間に粒子全体が含まれていることを意味します。 確率は横に「漏れる」わけではありません。 これをシステム内で保存された質量として解釈します。 \(G=const\) には次のことが当てはまります。 透過率は \(1-G\,P_v(o_n)\) の積です。式 1 を参照してください。 （7）。 上に示したように、その成分の合計は常に定数 \(\sum (1-G\,P_v(o_n))=const\) になります。 ただし、定数和は積が定数であることを保証しません。 これは、質量が保存された閉じた系であっても、質量保存は（いくつかの元素の）和に依存するが、透過率は（同じ元素の）積に依存するため、透過率が変化する可能性があることを示しています。 一般に、透過率は分布の分割方法に依存します。 この分割は、(i) 確率分布の形状、および (ii) 検出器の幅に依存します。 正規分布の形状は、その標準偏差のみに依存します。 検出器サイズ r は、\(r\,\sim \,stdev\) または \(r 古典的なケースでは、適切に配置された (理想的な気体) 粒子と巨視的検出器の場合、 \(stdev\,\ll \,r\) が得られます。 このようにして、粒子のゼロ以外の確率は常に 1 つのチャンクに到達し、式 (1) の積のすべての要素が作成されます。 (7) 1 つの要素を除いて 1 に等しい。 1 未満の唯一の要素が製品全体の価値を決定します。 このような要素は常に 1 つだけ存在するため、r を変更しても積は変わりません。 したがって、この場合、検出器のサイズは透過率の測定に影響を与えることはできません。 これは、古典的なシステムでは検出器のサイズに対する透過率の依存性が観察されない理由を説明しています。 この分析は、任意の数の粒子 (N) に適用されます。 偶数 N の場合、 \(o_n\) 置換により式が得られます。 (8) は少し違うはずです。 図 5 は、固定サイズの検出器を使用した測定における粒子標準偏差に対する透過率の依存性を示しています。 次のセクションでは、チャートの詳細について説明します。 グラフは、固定サイズの検出器を使用した測定における標準偏差に対する透過率のサンプル依存性を示しています。 実線は雲軸内の測定値であり、破線は軸外の測定値を示します。 長さの単位は検出器の半径 r に等しい。 検出器の幅は 2 (\(r=1\)) です。 1 次元の雲は合計 \(N=61\) 個の粒子であり、それらは 2r ごとに等間隔に配置されています。 G 係数は 0.7 に設定されます (\(TR_{cl}=30\%\) 後)。 粒子は 1D 正規分布を持ち、標準偏差は検出器半径単位 (r) で表されます。 軸外検出の検出器オフセットは雲軸から 20r です。 上の図は、下の図の左側の部分を拡大したものです。 検出器エリアごとに複数の粒子が存在する場合 (現実世界のセットアップと同様)、次の方法で上記の推論を何度も繰り返します。 ガス雲を十分な部分に分割し、各部分に「検出器エリア」ごとに統計的に 1 つの粒子のみが含まれるようにします。 これらの各パーツの（部分）透過率を個別に計算します。 個々のガス粒子による吸収確率が独立であるという性質から部分透過率の積を計算し、雲全体の全透過率を求めます。 同じアプローチは、不均一なガス雲の解析にも機能します。 このような雲を均質な部分に分割し、個別に（部分的な）透過率を計算し、それらの積を取得して全体の透過率を取得する必要があります。 あるいは、定数 G を調整するというトリックを行うこともできます。定数 G を \(1-TR_{cl}\) に等しく設定することもできます。ここで、\(TR_{cl}\) は雲の古典的な透過率です。 次に、上記で要求したように、正確に 2r ごとに分散された「人工」粒子のセットを取得します。 このような人工粒子は、特定のチャンクの可視トンネル内に存在するすべての実際の粒子を表します。 ただし、この人工粒子の広がり (標準偏差など) は単一の雲粒子と同じであることに注意してください。 つまり、拡散速度を計算するために個々の粒子の質量を合計しません。 後者の方法は数値計算に非常に効率的です。 3 次元のガス雲の場合、まず検出器の平面上にガス雲を投影する必要があります。 このような 2D モデルの場合、粒子を均等に分布させること、つまり検出器領域ごとに 1 つの粒子を分布させることが要求されます。 2D を解析する簡単な方法は、正規分布と辺が 2r に等しい正方形検出器を考慮することです。 このようなシステムの場合: (i) 分析ソリューションが利用可能 (参考文献 11 の (11) および (18) を参照)、および (ii) 検出器の形状が正方形であるため、隣接する検出器で平面全体をカバーできます。 その後、1D モデルに対して上記と同じ周期的推論を実行できます。 検出器の形状が任意であると推論がより難しくなり、定量的な方程式が変化します。 それでも、検出器の有限の領域しか必要としないため、それでも可能です。 しかし、定性的には、透過率が検出器領域に依存するという提示された原理が当てはまります。 理想気体はモデルの古典的な限界です。 このようなガスの粒子の広がりは無視でき、検出器のサイズは巨視的サイズ (\(r \gg stdev\))2 です。 図 5 の上のグラフは、左側の \(stdev = 0\) に近いこの限界を示しています。 この図の下のグラフでは、古典的なシステムが適用できる領域はほとんど見えません。 オープン システムは、粒子の拡散が非常に高い値に達する可能性があり、雲から遠く離れた場所に漏れ出す可能性がある構成です。 ただし、実際の物理システムでは、最大拡散には限界があることがわかっています。 少なくとも 2 つの要因が標準偏差の増加を制限します。(i) 宇宙の年齢、および (ii) 粒子のデコヒーレンス (波動関数の崩壊) を引き起こす雲環境です。 ただし、宇宙空間にはデコヒーレンスが無視できる条件（暗闇および高真空）がある可能性があるため、宇宙年齢が唯一の上限となります。 原子サイズの粒子は、そこで非常に大きな広がりを経験する可能性があります。 広がり（たとえば、stdev で測定）は、検出器のサイズよりも何桁も大きい場合があります。 その結果、透過率が大幅に増加する可能性があります。 開放系における透過率上昇の上限は100%であるが、これは単に確率（質量）が系外に漏れてしまうためである。 ガス雲が広大で粒子の広がりが小さい場合、確率は雲の輪郭を越えて漏れ出ることはありません。 実際、質量が保存された閉鎖系に似ているため、これを閉鎖系と呼びましょう。 このような設定では、遠く離れた粒子が測定領域に流入する可能性があります。 たとえば、ガスは十分に大きなチャンバー、つまりその直径 \(D_{chmb} \gg stdev\) 内に密閉される場合があります。 実験設定 12、\(D_{chmb} \sim {25}~\textrm{cm}\)、\(stdev \sim {14}\,\upmu \textrm{m}\) および \(r \sim {25}\,\upmu \textrm{m}\) (\(stdev \約 0.56r\)) がこれに該当します。 閉鎖系は、開放系 (たとえば宇宙空間) を意味することもありますが、雲の直径が広がりよりもはるかに大きい: \(D_{cloud} \gg stdev\)。 雲の直径は、\(stdev \rightarrow 0\) の場合に古典的な状況で非拡散雲が占める体積の直径です。 架空の無限システム、つまり、あらゆる方向 (測定軸に垂直) に無限に配置された粒子も、閉じたシステムと見なす必要があります。 古典的な理想気体は、閉鎖系の特殊なケースです。 図5の「閉鎖系/開放系」と記された緑色の破線は、閉鎖系と開放系のおおよその境界を示しています。 閉鎖系では透過率の増加に限界があることがわかりました。 一般に、式 1 のおかげで増加が可能です。 (8) 製品コンポーネントの因数分解は、広がりが増すにつれてより均一になります。 確率分布の広がりによって曲線の下の面積が変化しないため、すべての成分は 1: \((1-G/K) \rightarrow 1^{(-)}\) になる傾向があります。 K は \(P>0\) を保持するチャンクの数です。 \(G=const\) であるため、K は成長の広がり (stdev) に応じて増加します。つまり \(G/K \rightarrow 0^{(+)}\) になります。 K が大きい場合は、式を書き換えることができます。 (8) 次のように \(P>0\) のチャンクのみを考慮します。 最後の式には上限があることがわかります。 なぜなら、確率分布はさらに多くの (K) 区間に分割されるからです。 この限界に達すると、図 5 のグラフの中央で曲線が平坦になることがわかります。 \(TR_{limit}\) というラベルの付いた緑色の破線がこの制限を示しています。 最後に例を示します。 \(TR_{cl}\,=\,0\) (つまり \(G\,=\,1\)) を持つほぼ完全に不透明な (古典的に) 雲は、(自発的な広がりの結果として) 透過率を高めますが、元の雲の輪郭を超えて質量が逃げることはありません）最大 \(TR_{limit}=e^{-1} \約 36.8\%\) まで。 閉じたシステムと開いたシステムの間の境界は、特にクラウドが無制限の (深い) 空間にある場合には明確に指定されません。 (中心の同軸ではなく) 雲の端の 1 つに近いこのような閉じたシステムで透過率測定を実行すると、結果に影響します。 粒子の数が少ないため、どちらの方向からも可視トンネルに流入する可能性が低くなります。 したがって、測定された透過率は、雲全体の中心で測定した場合よりも（特定の粒子の広がりについて）高くなる可能性があります。 図 5 の破線の曲線は、そのような軸外測定サンプルを示しています。 これは、古典的なケース (左側) の実線と一致します。 それは良いことです。 理想気体ではこの種の偏差は予想されません。 また、開いたシステムには特定の軸がないため、両方の線が右側で重なっています。 グラフの中央部分でのみ、破線が常に実線の上にあります。 これは、雲の端に近いところで測定された透過率が (stdev が大きくなるにつれて) 早く高くなるということを意味します。 この現象は、大規模な深宇宙ガス雲の透過率測定に影響を与える可能性があります。 上記の分析により、とりわけ、量子力学のいくつかの解釈を実験的に区別することが可能になります。 特に、パイロット波の解釈 13 は、非局所関数によってのみ「制御」される局所的なオブジェクトの存在を前提としています。 もしそうであれば、光子を吸収するか否かの特定の確率（断面とも呼ばれる）を備えたある種の「ボール」がシステム内に存在する場合、透過率の広がりへの依存性は異なって見えるでしょう。 特に、確率分布の因数分解は、閉じたシステムの透過率に影響を与えません。 透過率が増加して \(TR_{limit}=e^{-G}\) の制限に達することはありません。 代わりに、閉じたシステムでは、透過率は古典的な透過率の法則 (ランベルト ベールの法則) に従って適用されます。 確率リークは、透過率の唯一の変化の原因である可能性があります。 ただし、これはオープンシステムでのみ発生します。 QM の解釈が異なると、スミアガス透過率モデルの予測も異なります。 実線は「非局所性現実」を仮定して予測した透過率を示す。 点線は、光子を吸収するか吸収しない小さなボール状の物体があると仮定した場合、つまりパイロット波の解釈に従って、透過率を示しています。 パイロット波の解釈では、質量が保存されたシステムの古典的な透過率との違いは明らかではありません (「密閉システム」範囲を参照)。 図 6 はこの違いを示しています。 実線は「非局所性現実」を仮定して予測した透過率を示す。 有限サイズのボールのようなオブジェクトが存在することは想定されていません。 破線は、いくつかの小さなボール状の物体が光子を吸収するか吸収せず、非局所的な波動関数がそれらをガイドするだけであると仮定した透過率を示しています。 破線はパイロット波の解釈による透過率を示しています。 2 つのグラフ間の距離がわかります。これは、透過率を比較する実験 (参考文献 12 など) を実施して解釈を区別する可能性を示しています。 この分析は、参考文献 11 に示されている超希釈ガスの透過率分析を拡張します。 これは、光透過率測定における粒子の量子広がりと検出器領域の非明白な影響を示しています。 それは、一部の実験室での実験のように、システムの質量が保存されている場合でも、汚れたガス雲の光透過率が変化（上昇）する可能性があると予測しています。 私たちはその成長の限界を見つけました。 提示された数学的分析は、ガス粒子の波動関数の特定の形式には依存しません。 この論文では、量子力学のいくつかの解釈を区別する可能性についての簡単な分析も示しています。 モデルは改ざん可能です。 我々は参考文献 11 で可能な実験を提案し、参考文献 12 でそのうちの 1 つの有望な結果を報告します。 このモデルは、深宇宙で起こる現象をより深く理解するのに役立つ可能性があります。 暗い真空には、理想気体からスミアガスが自発的に形成される自然条件があります。 希釈ガスは、宇宙で最も豊富に存在する物質の形態の 1 つです。 分光法などのその透過率の観察は、組成、密度、変化などのその特性を研究するための重要なツールの 1 つです。この理論は、天体観測や天体物理モデルを正しく解釈するためにある程度重要である可能性があります。 さらに、透過率が自発的に増加する傾向が実証されたことは、宇宙で目に見えない質量、いわゆるダークマターの問題に対する答えの一部である可能性があります。 この研究中に生成または分析されたすべてのデータは、この公開記事に含まれています。 Bouguer、P. 光の減衰に関する光学エッセイ 16 (Claude Jombert、1729)。 Google スカラー McNaught, AD & Wilkinson, A. 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Ratajczakです。 著者らは競合する利害関係を宣言していません。 シュプリンガー ネイチャーは、発行された地図および所属機関における管轄権の主張に関して中立を保ちます。 オープン アクセス この記事はクリエイティブ コモンズ表示 4.0 国際ライセンスに基づいてライセンスされており、元の著者と情報源に適切なクレジットを表示する限り、あらゆる媒体または形式での使用、共有、翻案、配布、複製が許可されます。クリエイティブ コモンズ ライセンスへのリンクを提供し、変更が加えられたかどうかを示します。 この記事内の画像またはその他のサードパーティ素材は、素材のクレジットラインに別段の記載がない限り、記事のクリエイティブ コモンズ ライセンスに含まれています。 素材が記事のクリエイティブ コモンズ ライセンスに含まれておらず、意図した使用が法的規制で許可されていない場合、または許可されている使用を超えている場合は、著作権所有者から直接許可を得る必要があります。 このライセンスのコピーを表示するには、http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/ にアクセスしてください。 転載と許可 Ratajczak, JM 超希釈ガスの透過率を再検討します。 Sci Rep 12、19859 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41598-022-23657-0 引用をダウンロード 受信日: 2022 年 7 月 1 日 受理日: 2022 年 11 月 3 日 公開日: 2022 年 11 月 18 日 DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-23657-0 次のリンクを共有すると、誰でもこのコンテンツを読むことができます。 申し訳ございませんが、現在この記事の共有リンクは利用できません。 Springer Nature SharedIt コンテンツ共有イニシアチブによって提供 コメントを送信すると、利用規約とコミュニティ ガイドラインに従うことに同意したことになります。 虐待的なもの、または当社の規約やガイドラインに準拠していないものを見つけた場合は、不適切としてフラグを立ててください。