II. Tepelné fluktuace: lineární oscilátor KOTLÁŘSKÁ 5. BŘEZNA 2008 F4110 Kvantová fyzika atomárních soustav letní semestr 2007 - 2008.

Prezentace na téma: "II. Tepelné fluktuace: lineární oscilátor KOTLÁŘSKÁ 5. BŘEZNA 2008 F4110 Kvantová fyzika atomárních soustav letní semestr 2007 - 2008."— Transkript prezentace:

1 II. Tepelné fluktuace: lineární oscilátor KOTLÁŘSKÁ 5. BŘEZNA 2008 F4110 Kvantová fyzika atomárních soustav letní semestr 2007 - 2008

2 Úvodem Podruhé bez Planckovy konstanty Molekulární chaos: Fluktuace a stochastická dynamika Dvě cesty:  výpočet středních hodnot  přímá simulace jednotlivých realizací náhodných procesů  most: ergodické chování systému v termostatu Hlavní formální prostředek dnes: Langevinova rovnice -- prototyp stochastických diferenciálních rovnic

3 3 Poslední folie před týdnem – Kapplerův pokus

4 4 Ekviparti č ní zákon 

5 5 Ergodičnost Rovnovážné systémy jsou zvláštní. Jsou na konci cesty, všechna vnitřní napětí v systému se vyrovnají a nastane zdánlivý klid. Pod ním však kolotá věčný molekulární chaos. Jeho nahodilost se řídí přísnými zákony. Ať se děje co děje, globální rovnováha nakonec nesmí být porušena.

6 6 Bližší pohled na odvození z přednášky 1.Zrcátko pokládáme za " N + 1" molekulu, která má také své Boltzmannovo rozdělení pravděpodobnosti 2.Použijeme ekvipartičního zákona na zobecněnou souřadnici (úhel ) 3.Je tu ovšem skrytá záměna středovacích procedur:

7 7 Bližší pohled na odvození z přednášky 1.Zrcátko pokládáme za " N + 1" molekulu, která má také své Boltzmannovo rozdělení pravděpodobnosti 2.Použijeme ekvipartičního zákona na zobecněnou souřadnici (úhel ) 3.Je tu ovšem skrytá záměna středovacích procedur: rovnovážná střední hodnota, pomocí distribuční funkce

8 8 Bližší pohled na odvození z přednášky 1.Zrcátko pokládáme za " N + 1" molekulu, která má také své Boltzmannovo rozdělení pravděpodobnosti 2.Použijeme ekvipartičního zákona na zobecněnou souřadnici (úhel ) 3.Je tu ovšem skrytá záměna středovacích procedur: t Kappler počítal časovou střední hodnotu rovnovážná střední hodnota, pomocí distribuční funkce

9 9 Bližší pohled na odvození z přednášky 1.Zrcátko pokládáme za " N + 1" molekulu, která má také své Boltzmannovo rozdělení pravděpodobnosti 2.Použijeme ekvipartičního zákona na zobecněnou souřadnici (úhel ) 3.Je tu ovšem skrytá záměna středovacích procedur: t ERGODICKÝ PŘEDPOKLAD Kappler počítal časovou střední hodnotu rovnovážná střední hodnota, pomocí distribuční funkce

10 10 Bližší pohled na odvození z přednášky 1.Zrcátko pokládáme za " N + 1" molekulu, která má také své Boltzmannovo rozdělení pravděpodobnosti 2.Použijeme ekvipartičního zákona na zobecněnou souřadnici (úhel ) 3.Je tu ovšem skrytá záměna středovacích procedur: t ERGODICKÝ PŘEDPOKLAD Kappler počítal časovou střední hodnotu rovnovážná střední hodnota, pomocí distribuční funkce

11 11 Bližší pohled na odvození z přednášky 1.Zrcátko pokládáme za " N + 1" molekulu, která má také své Boltzmannovo rozdělení pravděpodobnosti 2.Použijeme ekvipartičního zákona na zobecněnou souřadnici (úhel ) 3.Je tu ovšem skrytá záměna středovacích procedur: t ERGODICKÝ PŘEDPOKLAD Kappler počítal časovou střední hodnotu rovnovážná střední hodnota, pomocí distribuční funkce

12 12 Ergodičnost a molekulární chaos 1.Zrcátko pokládáme za " N + 1" molekulu, která má také své Boltzmannovo rozdělení pravděpodobnosti 2.Použijeme ekvipartičního zákona na zobecněnou souřadnici (úhel ) 3.Je tu ovšem skrytá záměna středovacích procedur: t ERGODICKÁ VĚTA Kappler počítal časovou střední hodnotu rovnovážná, pomocí distribučnífunkce Molekulární chaos mění každý dynamický proces na stochastický Při opakování vznikají náhodné realisace procesu Nejčastěji se objeví "typické" realisace Pro ně systém bloudí všemi hodnotami uvažované dynamické veličiny a to tak, že u různých hodnot pobývá zhruba podle ter mické rozdělovací funkce Z chaotického chování se tak vynořuje pravidelnost ČASOVÉ STŘEDNÍ HODNOTY  TERMICKÉ STŘEDNÍ HODNOTY

13 13 Tlak v plynu a jeho fluktuace V elementární kinetické teorii se odvozuje výraz pro tlak plynu, který vede ke stavové rovnici. Na malou plošku působí tlaková síla, která však kolísá – podléhá fluktuacím. Ta bude hnací silou pro chaotický pohyb mesoskopických objektů.

14 14 Tři příklady mesoskopických systémů globální stupně volnosti translační mohou být exaktně odděleny od vnitřních SV rotační 1)Brownova částice volný translační (+ volný rotační) pohyb 2)pérové váhy mezipřípad: translační pohyb s vratnou silou 3)Kapplerovo zrcátko těžiště pevné, rotace okolo osy s vratnou silou

15 15 Naše volba pro konkrétnost představy globální stupně volnosti translační mohou být exaktně odděleny od vnitřních SV rotační 1)Brownova částice volný translační (+ volný rotační) pohyb 2)pérové váhy mezipřípad: translační pohyb s vratnou silou 3)Kapplerovo zrcátko těžiště pevné, rotace okolo osy s vratnou silou

16 16 Naše volba pro konkrétnost představy globální stupně volnosti translační mohou být exaktně odděleny od vnitřních SV rotační 1)Brownova částice volný translační pohyb v jedné dimensi 2)pérové váhy mezipřípad: translační pohyb s vratnou silou 3)Kapplerovo zrcátko těžiště pevné, rotace okolo osy s vratnou silou

17 17 Naše volba pro konkrétnost představy globální stupně volnosti translační mohou být exaktně odděleny od vnitřních SV rotační 1)Brownova částice volný translační pohyb v jedné dimensi 2)pérové váhy mezipřípad: translační pohyb s vratnou silou 3)Kapplerovo zrcátko těžiště pevné, rotace okolo osy s vratnou silou NÁHODNÉ SÍLY

18 18 Náhodná síla na destičku působená nárazy molekul plynu Odhady pro destičku 1mm x 1mm Vzduch za normálních podmínek 1atm, 0 C obdobně s druhé strany krátké silové impulsy Síla na stojící destičku Impuls síly za dobu makroskopicky krátkou, pro molekuly dlouhou

19 19 Náhodná síla na destičku působená nárazy molekul plynu Odhady pro destičku 1mm x 1mm Vzduch za normálních podmínek 1atm, 0 C obdobně s druhé strany krátké silové impulsy Síla na stojící destičku Impuls síly za dobu makroskopicky krátkou, pro molekuly dlouhou n = 2.69  10 25 mezimol. vzdálenost= 3.3 nm nárazů za sec.= 1.30  10 22 v = 493 m/s dusík v = 461 m/s kyslík

20 20 Náhodná síla na destičku působená nárazy molekul plynu Odhady pro destičku 1mm x 1mm Vzduch za normálních podmínek 1atm, 0 C obdobně s druhé strany krátké silové impulsy Síla na stojící destičku Impuls síly za dobu makroskopicky krátkou, pro molekuly dlouhou n = 2.69  10 25 mezimol. vzdálenost= 3.3 nm nárazů za sec.= 1.30  10 22 v = 493 m/s dusík v = 461 m/s kyslík  10 16 nárazů/  s

21 21 Náhodná síla na destičku působená nárazy molekul plynu Odhady pro destičku 1mm x 1mm Vzduch za normálních podmínek 1atm, 0 C obdobně s druhé strany krátké silové impulsy Síla na stojící destičku n = 2.69  10 25 mezimol. vzdálenost= 3.3 nm nárazů za sec.= 1.30  10 22 v = 493 m/s dusík v = 461 m/s kyslík  10 16 nárazů/  s Impuls síly za dobu makroskopicky krátkou, pro molekuly dlouhou

22 22 Náhodná síla na destičku působená nárazy molekul plynu Odhady pro destičku 1mm x 1mm Vzduch za normálních podmínek 1atm, 0 C obdobně s druhé strany krátké silové impulsy Síla na stojící destičku Střední síla na stojící destičku n = 2.69  10 25 mezimol. vzdálenost= 3.3 nm nárazů za sec.= 1.30  10 22 v = 493 m/s dusík v = 461 m/s kyslík  10 16 nárazů/  s Impuls síly za dobu makroskopicky krátkou, pro molekuly dlouhou

23 23 Náhodná síla na destičku působená nárazy molekul plynu Střední síla na pomalu se pohybující destičku v u brzdná síla

24 24 Náhodná síla na destičku působená nárazy molekul plynu v u brzdná síla  Střední síla na pomalu se pohybující destičku

25 25 Náhodná síla na destičku působená nárazy molekul plynu v u Objevila se disipativní síla úměrná rychlosti !! Je to důsledek molekulárního chaosu (termostat nereaguje na pohyb systému) brzdná síla  Střední síla na pomalu se pohybující destičku

26 26 Náhodná síla na destičku působená nárazy molekul plynu v u Objevila se disipativní síla úměrná rychlosti !! Je to důsledek molekulárního chaosu (termostat nereaguje na pohyb systému) Náhodná složka síly nulová střední síla bodová korelační funkce (bílý šum) PROČ brzdná síla  Střední síla na pomalu se pohybující destičku

27 27 Langevinova rovnice Jednoduchá myšlenka: Na mesoskopickou částici působí fluktuující síla ze strany molekul termostatu. Pro chaotický pohyb mesoskopických částic můžeme napsat pohybovou rovnici. Vypadá jako mikroskopická, ale není – náhodná Langevinova síla je zavedena fenomenologicky.

28 28 Langevinova rovnice Paul Langevin (1872 -- 1946) 1907 navrhl pohybovou rovnici pro částici propojenou s termostatem tření vtištěná síla (nenáhodná) NÁHODNÁ LANGEVINOVA SÍLA

29 29 Langevinova rovnice Paul Langevin (1872 -- 1946) 1907 navrhl pohybovou rovnici pro částici propojenou s termostatem tření vtištěná síla (nenáhodná) NÁHODNÁ LANGEVINOVA SÍLA Náhodná síla spolu s třením odrážejí účinek termostatu na systém

30 30 Langevinova rovnice Paul Langevin (1872 -- 1946) 1907 navrhl pohybovou rovnici pro částici propojenou s termostatem tření působící síla (nenáhodná) NÁHODNÁ LANGEVINOVA SÍLA Náhodná síla spolu s třením odrážejí účinek termostatu na systém DVĚ ZÁKLADNÍ STRATEGIE provedeme pro středování … LR jako stochastická DR 1D Brownovu částici simulace … řešení LR pro konkrétní lineární oscilátor realizaci Langevinovy síly „pérové váhy“ jako náhodného procesu simulace Kapplerových dat

31 31 Langevinova rovnice I. Původně použita na volnou Brownovu částici. Významné pokroky v pochopení. Difusní řešení je správné v limitě dlouhých časů. Pro krátké časy se projeví inerciální efekty

32 32 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici tření působící síla=0 (volná částice) Kdyby dostaneme NÁHODNÁ LANGEVINOV A SÍLA dělíme m

33 33 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici tření působící síla=0 (volná částice) Kdyby dostaneme ustálený stav NÁHODNÁ LANGEVINOV A SÍLA dělíme m 

34 34 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici tření působící síla=0 (volná částice) Kdyby dostaneme NÁHODNÁ LANGEVINOV A SÍLA dělíme m

35 35 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici tření působící síla=0 (volná částice) Kdyby dostaneme NÁHODNÁ LANGEVINOV A SÍLA dělíme m Původní Langevinův postup

36 36 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici Původní Langevinův postup  Středovat … ale co

37 37 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici Původní Langevinův postup  Středovat … ale co  Použít ekvipartičního teorému  Zbavit se náhodné síly !!!

38 38 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici Původní Langevinův postup  Středovat … ale co  Použít ekvipartičního teorému  Zbavit se náhodné síly !!!

39 39 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici Původní Langevinův postup  Středovat … ale co  Obecné řešení LODR 1. řádu partikulární řešení + obecné řešení homogenní rovnice  Použít ekvipartičního teorému  Zbavit se náhodné síly !!!

40 40 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici Původní Langevinův postup  Středovat … ale co  Obecné řešení LODR 1. řádu partikulární řešení + obecné řešení homogenní rovnice  Použít ekvipartičního teorému  Zbavit se náhodné síly !!!

41 41 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici  Obecné řešení LODR 1. řádu Pokra č ování  Počáteční podmínka

42 42 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici  Obecné řešení LODR 1. řádu Pokra č ování  Počáteční podmínka

43 43 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici  Obecné řešení LODR 1. řádu Pokra č ování  Počáteční podmínka  Poslední integrace

44 44 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici VÝSLEDEK  Pro

45 45 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici VÝSLEDEK  Pro

46 46 Langevinova rovnice pro 1D Brownovu částici difusní aproximace balistická limita úplné řešení

47 47 Langevinova rovnice II. Pro lineární oscilátor je řešení pomocí středovacích procedur také možné. My se soustředíme na přímou simulaci, abychom napodobili Kapplerovy časové průběhy.

48 48 Langevinova rovnice pro lineární oscilátor tření vratná síla NÁHODNÁ SÍLA Náhodná síla spolu s třením odrážejí účinek termostatu na systém tlumený lineární oscilátor parametry empiricky dostupné hnán vtištěnou silou síla náhodná, Gaussovský bílý šum středování středovaný pohyb je za chvíli utlumen

49 49 Langevinova rovnice pro lineární oscilátor – řešení LODR 2. řádu s pravou stranou obecné řešení= obecné ř. homog. rovnice+ partikulární řešení nehomog. rovnice sekulární rovnice kritická hodnota podtlumené kmitypřetlumené kmity

50 50 Kořeny charakteristické rovnice bezrozměrný parametr asymptoty

51 51 Langevinova rovnice – Greenova funkce pulsní excitace partikulární řešení nehomog. rovnice hledáme pomocí Greenovy funkce

52 52 Langevinova rovnice – Greenova funkce PAKpulsní excitace partikulární řešení nehomog. rovnice hledáme pomocí Greenovy funkce

53 53 Langevinova rovnice – Greenova funkce PAK Ověření: Proto pulsní excitace partikulární řešení nehomog. rovnice hledáme pomocí Greenovy funkce

54 54 Langevinova rovnice – Greenova funkce partikulární řešení nehomog. rovnice hledáme pomocí Greenovy funkce PAK Ověření: Proto akustická měření Greenovy funkce podle definice s kladívkem

55 55 Langevinova rovnice – stanovení Greenovy funkce hledáme Greenovu funkci A kausalita B C okrajové podmínky (sešití při rovných časech) dostaneme integrací po malém okolí bodu t = t´

56 56 Langevinova rovnice – stanovení Greenovy funkce hledáme Greenovu funkci A kausalita B C okrajové podmínky (sešití při rovných časech) dostaneme integrací po malém okolí bodu t = t´

57 57 Langevinova rovnice – náhodná síla Velikost náhodné síly konvenční, ale matoucí označení

58 58 Langevinova rovnice – náhodná síla Velikost náhodné síly naše konvenční označení

59 59 Langevinova rovnice – náhodná síla Velikost náhodné síly ???

60 60 Langevinova rovnice – náhodná síla Velikost náhodné síly Musíme se opřít o ekvipartiční teorém ???

61 61 Langevinova rovnice – náhodná síla Velikost náhodné síly Musíme se opřít o ekvipartiční teorém ???

62 62 Langevinova rovnice – náhodná síla Velikost náhodné síly Musíme se opřít o ekvipartiční teorém ??? Výsledek (připomíná Einsteinův vztah)

63 63 Langevinova rovnice – náhodná síla Velikost náhodné síly Musíme se opřít o ekvipartiční teorém Výsledek (připomíná Einsteinův vztah) ??? stejný jako pro volnou Brownovu částici

64 64 Numerická integrace formální řešení

65 65 Numerická integrace formální řešení rovnoměrné dělení intervalu času

66 66 Numerická integrace formální řešení rovnoměrné dělení intervalu času aproximace – věta o stř. hodnotě (Greenova funkce je plavná)

67 67 Numerická integrace formální řešení rovnoměrné dělení intervalu času aproximace – věta o stř. hodnotě (Greenova funkce je plavná) diskretizovaný tvar vhodný pro výpočet … rychlejší přímé num. řešení diferenciální rovnice

68 68 Numerická integrace diskrétní Gaussův náhodný proces

69 69 Numerická integrace diskrétní Gaussův náhodný proces rozdělení pravděpodobnosti

70 70 Numerická integrace diskrétní Gaussův náhodný proces generuji na počítači rozdělení pravděpodobnosti

71 71 Numerická integrace diskrétní Gaussův náhodný proces generuji na počítači rozdělení pravděpodobnosti pseudonáhodná čísla

72 72 Ukázka Kapplerových měření

73 73 Ukázka Kapplerových měření vysoký tlak, přetlumený oscilátor snížený tlak, podtlumený oscilátor

74 74 čas 2500 bodů rozmazáno s oknem

75 75 čas 2500 bodů rozmazáno s oknem

76 The end

77 77 Systematický popis termických fluktuací termické fluktuace || kvantové fluktuace současnost šum noise MAKROSKOPICKÁ APARATURA S T termostat makroskopický " nekonečný ".. mnoho nezávislých vnitřních stupňů volnosti systém mesoskopický interakce T -- S měřicí blok není součástí systému  "silné slabé"  molekulární chaos mikroskopické globální stupně volnosti

78 78 Termostat z ideálního plynu obecný tvar hamiltoniánu pro (téměř) ideální plyn srážky vedou k chaotisaci podmínky pro dobrý termostat z ideálního plynu doba chaotisace (srážková doba) doba termalisace (relaxační doba) charakteristická doba systému TERMOSTAT: definuje a fixuje teplotu je robustní, nedá se vychýlit je rychlý při návratu do rovnováhy S termostatem pracujeme tak, jakoby po dobu zkoumaného procesu setrval v rovnováze

79 79 Dynamický systém v rovnováze s termostatem Naše malé systémy si můžeme myslet jako "N + 1" molekulu, trochu sice větší, ale jinak zapadající do Boltzmannovy konstrukce kinetické teorie Předpokládáme totiž Škrtnutý člen vyvolá nevratnou dynamiku. Jsou dvě cesty: Počítáme střední hodnoty s rozdělovací funkcí Tímto vnucením rovnováhy jsme rovnocenně dosáhli nevratnosti. Začneme dynamické výpočty pro systém S pod dynamickým vlivem T. To je možné např. za použití Langevinovy rovnice ( … Příště)  "N + 1" molekul

80 80 Ekvipartiční teorém je obecně platný za následujících předpokladů: Systém je klasický ( fatálně důležité … viz Planckova funkce) Uvažovaný stupeň volnosti (p nebo q) vystupuje v celkovém hamiltoniánu jen jako aditivní kvadratická funkce, typicky Pak Tento výsledek pokrývá mimo jiné Kapplerovský výpočet. Na kinetické energii vůbec nezáleží, ani na rozdílném dynamickém chování pro různé podmínky (tla vzduchu v "termostatu")