Spektroskopia pól torsyjnych
Diana Wojtkowiak1, Kazimierz Raduszkiewicz2, Marian Wojtkowiak, Andrzej Frydrychowski1
POLSKA
1) Zakład Fizjologii Człowieka, Wydział Nauk o Zdrowiu z Oddziałem Pielęgniarstwa i Instytutem Medycyny Morskiej i Tropikalnej, Gdański Uniwersytet Medyczny, ul. Tuwima 15, 80-210 Gdańsk. 2) POLIMOR sp. z o.o., Gdańsk
Diana Wojtkowiak: science@adr.com.pl
Streszczenie
W publikacji opisano konstrukcję spektroskopu pól torsyjnych zbudowanego w oparciu o odkryte przez autorów nieznane dotąd właściwości pól torsyjnych, które to pola w pierwszym przybliżeniu, spełniają wszelkie prawa optyki geometrycznej przy wzięciu pod uwagę typowej długości fali pola torsyjnego ok. 2mm i ułamkowego współczynnika załamania szkła dla pól torsyjnych. Pokazano możliwość rozdzielania analitycznego i preparatywnego pól torsyjnych pochodzących od pierwiastków różniących się ilością protonów i/lub neutronów oraz ich form zjonizowanychjak, jak też badania składu i właściwości związków chemicznych. Ustalono, że promieniowanie torsyjne pochodzące z radioaktywnych rozpadów reprezentuje głównie produkty rozpadu, w tym cząstki elementarne, jak też sygnał z podświetlenia innych atomów tym polem torsyjnym.
Konstrukcja optycznego spektroskopu pól torsyjnych ze szczeliną srebrną
Idea budowy spektroskopu pól torsyjnych wywodzi się od konstrukcji spektroskopu opisanej przez Thomasa Galena Hieronymusa, jakkolwiek w obecnej naszej konstrukcji trudno byłoby się dopatrzeć jakiś podobieństw z jego rozwiązaniem technicznym przedstawionym w patencie z 1946 roku 1.
Rys. 1. Schematyczny rysunek spektroskopu pola torsyjnego skonstruowanego przez autorów niniejszej publikacji
Na rys. 1 przedstawiono układ istotnych elementów spektroskopu. W konstrukcji wykorzystano wiedzę, że współczynnik załamania szkła dla typowych badanych pól torsyjnych jest ułamkowy, ok. 0,3 - 0,4, natomiast długość fali pola torsyjnego wynosi ok. 2mm. 2 Źródłem pola torsyjnego w spektroskopie jest fiolka szklana φ20mm z preparatem homeopatycznym (1) umieszczona w gnieździe pozycjonującym ją w osi optycznej . Wydostające się z preparatu pole torsyjne, uzyskane dzięki pierwotnemu polu torsyjnemu docierającemu z głębi Ziemi, trafia na kolimator (2) z płytek szklanych grubości 2mm, którego działanie oparte jest na całkowitym zewnętrznym odbiciu pól torsyjnych, padających pod odpowiednio małym kątem. W szczelinie kolimatora (szerokości 0,5mm) na całej jej długości umieszczona jest listewka srebrna (3), powodująca wielokrotne skrócenie długości fali pola torsyjnego, a przez to zapobiegająca dyfrakcji na szczelinie. Pod szczeliną kolimatora umieszczony jest ekran pola torsyjnego zmniejszający docierające z wnętrza Ziemi pole torsyjne, a tym samym zmniejszający emisję wtórną pola torsyjnego ze srebra znajdującego się w szczelinie. Jako ekran wykorzystano materiał reflektora optycznego typu lusterko odblaskowe OMRON E39-R8 Reflector. Następnymi elementami spektroskopu są dwie soczewki (5, 6) skupiające pole torsyjne w punktach szczelin kolimatorów, według klasycznego układu Fraunhofera stosowanego w spektroskopach optycznych. 4 W związku z ułamkowym współczynnikiem załamania szkła dla pól torsyjnych, zastosowano soczewki płasko-wklęsłe -9,8 Dioptrii φ45mm (stosowane w lornetkach firmy Zeiss). W układzie nie ma klasycznego pryzmatu. Soczewki skierowane do siebie płaską stroną i nachylone do siebie pod określonym kątem, stanowią pryzmat powietrzny. Druga soczewka wraz z drugim kolimatorem, akceleratorem i fiolką odbiorczą, umieszczone są na ruchomym ramieniu, którego oś pokrywa się z płaską stroną drugiej soczewki, będącą jednocześnie płaszcyzną łamiącą pryzmatu powietrznego. Drugi kolimator (8) wykonany jest analogicznie jak pierwszy, ale mniejszy, również z ekranem (9) od strony Ziemi. Akcelerator (10) przyspiesza pole torsyjne wydzielone drugim kolimatorem ze spektrum uzyskanego na pryzmacie powietrznym i kieruje je na fiolkę z wodą (11) znajdującą się w gnieździe pozycjonującym ją w osi akceleratora.
Akcelerator pola torsyjnego wykonany z laminatu szkło-epoksydowego pokrytego miedzią (stosowanego do obwodów drukowanych), posiada cztery pary elektrod miedzianych znajdujących się od wewnętrznej strony konstrukcji w odstępie 10mm, a więc kilkakrotnie większym od długości fali nieprzyspieszonej. Zastosowano akcelerator z płaskim sinusoidalnym ruchem cząstek pola torsyjnego, ze względu na mniejszą od akceleratora z ruchem spiralnym wrażliwość na zakłócające pola boczne pochodzące od Słońca itp. Na kolejnych parach elektrod napięcie jest dwukrotnie większe, przy czym ze względu na silne skupienie pola torsyjnego przez soczewki, wykorzystywane jest jedynie kilkukrotne wzmocnienie akceleratora. Pracuje on przy kopiowaniu sygnału jedynie przez 5ms przy całkowitym napięciu na akceleratorze równym 6V (impuls wytwazany przez układ scalony HCF4538 poprzez tranzystor MOSFET IRFU024 zasilane z bateryjki 9V). Kąt ruchomego ramienia zamocowanego na łożyskach kulkowych mierzony jest za pomocą suwmiarki elektronicznej zamocowanej pomiędzy ramieniem a podstawą urządzenia, a wynik przeliczany później na wartości kątowe. Podstawa spektroskopu i ruchome ramię wykonane zostały ze sklejki brzozowej jako materiału mało promieniujacego pole torsyjne i mało je akumulującego (przynajmniej w stosunku do tworzyw sztucznych i metali). Odległość ogniskowa dla użytych soczewek i wykorzystywanych pól torsyjnych wynosi ok. 110mm od wklęsłej krzywizny soczewki. Justowania układu optycznego dokonano na maksimum sygnału miedzi, przesuwaniem pierwszej soczewki i przesuwaniem bloku drugiego kolimatora z akceleratorem. Spektroskop osłonięty jest od strony Słońca ekranem pola torsyjnego o wymiarach 800mm x1000mm opisanym w doniesieniu zjazdowym 2, zmniejszającym natężenie pola pochodzącego od Słońca, w tym pola wirowego, które to Słońce przechodząc ze wschodu na zachód ma tendencję do odchylania wiązki biegnącej na drodze 300mm o ok. 2mm. Dodatkowo pod podstawą spektroskopu umieszczona jest jako ekran pola torsyjnego płyta z poliwęglanu komórkowego Valerio 613 z otworem na podświetlenie próbki wzorcowej. Fotografie spektroskopu przedstawione są na rys. 2 i 3.
Rys. 2. Fotografia spektroskopu. Widok ogólny.
Rys. 3. Fotografia spektroskopu. Widok na ruchome ramię z drugim kolimatorem, akceleratorem i gniazdem fiolki odbiornika sygnału.
Promieniowanie pola torsyjnego z fiolki odbiorczej jest jak dotąd mierzone metodą kinezjologiczną opisaną w publikacji 2. Zwykle etapami po dwanaście kolejnych próbek w odstępie 1mm odczytu na suwmiarce. Nie umniejsza to jednak wartości urządzenia jako ściśle fizycznego przyrządu rozdzielającego złożony sygnał zawarty w fiolce z preparatem homeopatycznym na kolejne frakcje spektroskopowe. Spektroskop ten może być również używany jako preparatywny z tym ograniczeniem, że uzyskane frakcje zawierają pewną zawartość sygnału srebra z drugiego kolimatora, a dla pewnego kąta rozdziału również z pierwszego (rys. 7). Sygnału srebra z pierwszego kolimatora niestety nie można wykorzystać jako wzorca wewnętrznego, ponieważ w zależności od substancji rozdzielanej spektroskopem może się on przesuwać o kilka stopni.
Jako kąt związany z odchyleniem wiązki cząstek pola torsyjnego przyjęto na wykresach kąt β między kierunkiem wiązki (padającej) a płaszczyzną łamiącą (drugiej soczewki spekroskopu). W użytecznym dla badania pierwiastków zakresie kąta β 44-90º błąd systematyczny wynikający z aproksymacji liniowej kąta zmierzonego kątomierzem elektronicznym względem odczytu suwmiarki był nie większy jak 0,7º. Dla określenia kąta w zakresie 48-90º zastosowano przelicznik liniowy a w obszarze 30º-48º gdzie dla 30º błąd sięgał 5º aproksymację krzywej czterema odcinkami.
W pracy posługujemy się zarówno pojęciem pola torsyjnego jak i cząstek pola torsyjnego. O polu torsyjnym mówimy tu głównie w sensie ogólnym nie wgłębiając się w naturę oddziaływania, natomiast w przypadku cząstek myślimy o polu przemieszczającym się wraz z jego źródłem, a więc cząstką. Jeżeli nasze odziaływanie udaje nam się złapać do fiolki z wodą, to jest to raczej cząstka zwiazana z polem niż samo pole.
Dyfrakcja
Poszczególne pierwiastki promieniują w typowych warunkach pole torsyjne o długości fali rzędu 2mm. W związku z tym można było spodziewać się obecności dyfrakcji na szczelinie. We wcześniejszych konstrukcjach spektroskopu pól torsyjnych ze szczelinami powietrznymi kolimatorów szerokości 0,5mm występowałą ona w postaci nietypowej dla znanej nam postaci dyfrakcji występującej w przypadku światła. Tutaj dla całego zakresu pierwiastków od wodoru do uranu występował dublet. Widać to na wykresie rys. 4, gdzie pokazano spektrum bizmutu, w przypadku którego ze względu na jego pokrywanie się na zewnątrz tlenkiem widać też dublet od tlenu.
Rys 4. Spektrum informacji przeniesionej akceleratorem z bizmutu na fiolkę zawierającą 10ml wody, rozdzielane z użyciem spektroskopu ze szczeliną powietrzną 0,5mm. Oś odciętych - kąt wiązki padającej względem płaszczyzny łamiącej mierzony w stopniach, oś rzędnych - zasięg promieniowania Kategorii K1 z próbek na wyjściu spektroskopu mierzony w centymetrach.
W przypadku dobrego wyjustowania spektroskopu dublet ten składa się ze smukłych pików, które można uznać omyłkowo jako dwa sygnały pochodzące od tego samego pierwiastka. Widać to na spektrum miedzi rys 5.
Rys. 5. Spektrum informacji przeniesionej akceleratorem z miedzi na fiolkę zawierającą 10ml wody rozdzielane z użyciem spektroskopu ze szczeliną powietrzną 0,5mm. Oś odciętych - kąt, oś rzędnych - zasięg promieniowania Kategorii K11, analogicznie jak na poprzednim wykresie.
Jednak rozszerzenie szczeliny pierwszego kolimatora do 1mm i 2mm pokazuje, że wówczas dwa piki zbliżają się i zlewają w jeden (rys. 6). A więc mamy tu do czynienia z dyfrakcją i jednocześnie sytuacją, w której szerokość piku przy szczelinie mającej co najmniej dwa milimetry jest nieakceptowalna.
Rys. 6. Spektrum informacji przeniesionej akceleratorem z miedzi na fiolkę zawierającą 10ml wody rozdzielane z użyciem spektroskopu ze szczeliną powietrzną 1mm - czarne kwadraty lub 2mm - czerwone kółka. (Spektroskop nie był tutaj równie dobrze wyjustowany jak na poprzednim rysunku ze względu na dokonane pewne zmiany konstrukcji akceleratora). Oś odciętych - kąt, oś rzędnych - zasięg promieniowania Kategorii K11
Wykorzystanie soczewek w konfiguracji Fraunhofera nie daje oczywistego odzwierciedlenia dyfrakcji na szczelinie na obserwowany wynik pomiaru przy zmianie kąta. Nie badaliśmy jednak szerzej tego zagadnienia, jako że zjawisko dyfrakcji zasługuje na oddzielne badania w ramach których zbudowano by dyfrakcyjny spektroskop pól torsyjnych.
Skrócenie długości fali w szczelinie kolimatorów możliwe jest przez wprowadzenie dodatkowego, oprócz ziemskiego, wirowego pola torsyjnego w obszarze kolimatora albo w obszarze całego spektroskopu, np przez zastosowanie odpowiednich cewek współwytwarzających pole torsyjne wraz z magnetycznym. Rozwiązania takie wymagałyby znacznego powiększenia wymiarów spektroskopu, dlatego zdecydowaliśmy się na wprowadzenie do szczelin spektroskopu substancji, w której długość fali pola torsyjnego ulegnie skróceniu, a więc metalu, w naszym przypadku srebra, godząc się na obecność dodatkowego sygnału srebra w spektrum (rys. 7). Szerokość połówkowa piku miedzi wyniosła ok 1º, przy pełnym zakresie pomiarowym 30º - 90º.
Rys. 7. Rozdzielczość spektroskopu ze szczeliną 0,5mm wypełnioną srebrem dla sygnału miedzi. Widoczne są obydwa występujące naturalnie izotopy miedzi 63Cu i 65Cu. Z prawej strony sygnał od srebra znajdującego się w pierwszym kolimatorze (Ag). Wysokość tego sygnału jest mniej więcej stała. Oś odciętych - kąt, oś rzędnych - zasięg promieniowania Kategorii K11
Liniowość amplitudy
Kiedy homeopatyczną próbkę badaną umieścimy w spektroskopie blisko przed szczeliną pierwszego kolimatora (60mm) uzyskiwana zależność stosunku amplitudy wyjściowej od wejściowej przypomina funkcję f = √¯x (rys. 8) Oddalenie próbki do 150mm przed szczelinę powoduje, że charakterystyka staje się liniowa (rys. 9).
Rys. 8 Zależność sygnału wyjściowego spektroskopu (maksimum piku cyny) od sygnału wejściowego (zasięg promieniowania K10), dla wodnych próbek homeopatycznych cyny o wzrastającym zakresie promieniowania. Próbka wejściowa umieszczona w odległości 60mm przed szczeliną pierwszego kolimatora. Oś odciętych - zasięg promieniowania K10 próbki wzorcowej, oś rzędnych - zasięg promieniowania K10 z fiolki odbiorczej.
Rys. 9 Zależność sygnału wyjściowego spektroskopu od sygnału wejściowego, dla wodnych próbek homeopatycznych cyny o wzrastającym zakresie promieniowania K10. Próbka wejściowa umieszczona w odległości 150mm przed szczeliną pierwszego kolimatora. Oś odciętych - zasięg promieniowania K10 próbki wzorcowej, oś rzędnych - zasięg promieniowania K10 z fiolki odbiorczej.
Skąd taka zmiana liniowości? Jak już wcześnej zaobserwowaliśmy (dane nieopublikowane), własności cząstek pola torsyjnego zmieniają się z odległością przebytej drogi od źródła promieniującego zarówno w postaci homeopatycznej, jak też substancji chemicznej i nie jest to jedynie przejście z formy A w formę B 2. Im dłuższą drogę cząstka przebyła tym łatwiej ją przyspieszyć akceleratorem (do tej samej wartości zasięgu promieniowania). Być może chodzi tu o ten efekt.
Szum własny spektroskopu wynosi ok. 90cm mierzony jako zasięg promieniowania z fiolki odbiorczej. Na ile szum sumuje się z sygnałem, prawdopodobnie zależy od składu pierwiastkowego szumu i wymaga ...
Maggia