2011/ 2/ 9 14:07 [ No.11930 / 11931 ]
(98)：「確率波動論 支持線・抵抗線(1)」
今回は、株式テクニカル分析の支持線・抵抗線の概念と、確率波動論の２重ポテンシャル状態の比率・相互作用の関係について触れる。
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dτ = σ*τ*dL （リスク選好度伊藤過程。μ*τ*dt項を含 . . . 本文を読む
2011/ 2/ 9 13:18 [ No.11929 / 11929 ]
(97)：「確率波動論 光量子ポテンシャル」
今回は、物理の最小要素の状態を表す光量子ポテンシャルを導入し、確率波動論の２重ポテンシャル（速度ポテンシャルκ、流れ関数ψ）との関係に触れる。
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dτ = σ*τ*dL （リスク選好度伊藤過程。 . . . 本文を読む
2011/ 2/ 8 20:04 [ No.11928 / 11928 ]
(96)：「確率波動論 光・重力(2)」
(95)：「確率波動論 光・重力(1)」の続き。
１９８３年から２００４年の、日本の失業率とインフレ率の関係を、４半期毎にプロットした、現実フィリップス曲線に関して、
主に、基本曲線の左端、右端に見られる、８の字振動は、
およそ、１．５年周期であることが実測される。
振動の . . . 本文を読む
2011/ 2/ 8 20:02 [ No.11927 / 11928 ]
(95)：「確率波動論 光・重力(1)」
今回は、現実フィリップス曲線の実測から、光と重力、r：時間展開作用子、
σ：株式市場のボラティリティ、との関係を導く。
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dτ = σ*τ*dL （リスク選好度伊藤過程）
σ：株式市場のボラティリテ . . . 本文を読む
2011/ 2/ 8 18:45 [ No.11926 / 11926 ]
(94)：「確率波動論 ゼーマン効果(2)」
(93)：「確率波動論 ゼーマン効果(1)」の続き。
まず、ファンダメンタルズ係数Iの定義を、
I=e^(ψ) から、
I=e^(i*ψ) へ修正した。
この、修正により、エネルギー関数の主成分τI=e^(y)のポテンシャル、
統合ポテンシャルyは、
y = κ + . . . 本文を読む
2011/ 2/ 8 18:41 [ No.11925 / 11926 ]
(第９３節)：「確率波動論 ゼーマン効果(1)」
今回は、ポテンシャル内部における、ボースエネルギーの発散問題の解決として、確率波動論のファンダメンタル係数Iの定義に修正を加え、また、
確率波動２重ポテンシャルの連続条件と、量子力学で扱われる、ゼーマン効果、異常ゼーマン効果、フラッシュ・クラッシュとの関連に触れる。
- . . . 本文を読む
2011/ 2/ 5 13:33 [ No.11918 / 11918 ]
(第９２節)：「確率波動論 電磁力(2)」
(91)：「確率波動論 電磁力(1)」の続き。
以上の関係より、
(第８７節)：「確率波動論 NV流体(1)」等で導入した、
速度ポテンシャルκ、
流れ関数ψ、
連続条件：kq + ωT = 2nπ + φ(q,T) ±ε 、
で定義される２重ポテンシャルが、電磁気学の . . . 本文を読む
2011/ 2/ 5 13:30 [ No.11917 / 11918 ]
(第９１節)：「確率波動論 電磁力(1)」
今回は、(第８７節)：「確率波動論 NV流体(1)」等で導入した、
速度ポテンシャルκ、
流れ関数ψ、
連続条件：kq + ωT = 2nπ + φ(q,T) ±ε 、
で定義される２重ポテンシャルが、電磁気学のマックスウェルの４つの方程式を満たし、
一般確率波動エネルギー . . . 本文を読む
2011/ 2/ 4 11:03 [ No.11913 / 11913 ]
(第９０節)：「確率波動論 質量ギャップ(2)」
(第８９節)：「確率波動論 質量ギャップ(1)」の続き。
と置くと、エネルギー関数の主要項は、
τI = e^(κ)*e^(ψ) = e^(κ + ψ)
= e^(κ + e^(jφ(q,T))*A^(2)/κ) →①
となる。
統合ポテンシャル：y = κ + . . . 本文を読む
(第８９節)：「確率波動論 質量ギャップ(1)」
今回は、(第８７節)：「確率波動論 NV流体(1)」、(第８８節)：「確率波動論 NV流体(2)」で触れた、
流体条件：kθ + ωT = 2nπ + φ(θ,T) ±ε
ε：微少量
の設定から、ポテンシャルの内部のエネルギー状態が把握され、
ポテンシャル内部と、ポテンシャル外部の、エネルギーの不連続、
質量ギャップが説明されることに触れる . . . 本文を読む
2011/ 2/ 3 6:15 [ No.11910 / 11910 ]
(第８８節)：「確率波動論 NV流体(2)」
(第８７節)：「確率波動論 NV流体(1)」の続き。
上記の設定で、ナビエ・ストークス方程式を解くと、
a1*κ^(3) + a2*κ^(2) - a3*κ + a4 = 0 →①
a1,a2,a3,a4：A(振幅),θ(位相),ω(角速度),k(波数),φ(θ,T)(流 . . . 本文を読む
2011/ 2/ 3 6:13 [ No.11909 / 11910 ]
(第８７節)：「確率波動論 NV流体(1)」
今回は、(第８４節)：「確率波動論 流体力学(1)」、(第８５節)：「確率波動論 流体力学(2)」への加筆です。
主な違いは、
ナビエ・ストークス方程式の極座標表示への対応とした点と、
（非プラズマ）流体条件を、
kθ + ωT = 2nπ + φ(θ,T) ±ε
ε： . . . 本文を読む
2011/ 1/31 0:58 [ No.11891 / 11891 ]
(第８５節)：「確率波動論 流体力学(2)」
(第８４節)：「確率波動論 流体力学(1)」の続き。
①は、速度ポテンシャルκに関する３次方程式になっており、
少なくとも一つ、解を持つことになる。
この、ナビエ・ストークス方程式の解を、
一般確率波動エネルギー関数Sに代入することで、
流れ関数座標θに対する、ボース・エ . . . 本文を読む
2011/ 1/31 0:56 [ No.11890 / 11891 ]
(第８４節)：「確率波動論 流体力学」
今回は、確率波動論と流体力学の関係に触れる。
まず、非圧縮性・粘性流体の運動方程式、ナビエ・ストークス方程式を解き、解の物理的な意味を、一般確率波動エネルギー関数を用いて示す。
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dτ = σ*τ*d . . . 本文を読む
2011/ 1/29 21:28 [ No.11888 / 11888 ]
(第８３節)：「確率波動論 原子スペクトル系列(2)」
(第８２節)：「確率波動論 原子スペクトル系列(1)」の続き。
また、シュレジンガー方程式の出発点、①式は、
株価Sをリスク選好度τの派生関数とする、ブラック・ショールズ偏微分方程式に関して、
時間発展作用子：r = 0
∂S/∂q = 0 （株価は、ファ . . . 本文を読む
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