Fokker-Planck-Gleichung

Fokker-Planck-Gleichung
Lösung der 1D Fokker-Planck-Gleichung mit Drift- und Diffusionsterm. Die Anfangsbedingung ist eine Deltafunktion bei x = 1 und die Verteilung driftet nach links.

Die Fokker-Planck-Gleichung (FPG, nach Adriaan Daniël Fokker (1887–1972) und Max Planck (1858–1947))

\frac{\partial}{\partial t}p(x,t)=-\frac{\partial}{\partial x}\Big[ A(x,t)p(x,t)\Big] +\frac{1}{2}\frac{\partial^2}{\partial x^2}\Big[ B(x,t)p(x,t)\Big]

beschreibt die zeitliche Entwicklung einer Wahrscheinlichkeitsverteilung p(x) unter der Wirkung von Drift A(x,t) und Diffusion B(x,t). Die Gleichung ist in der Wahrscheinlichkeitstheorie auch bekannt unter Kolmogorov-Vorwärtsgleichung. Sie ist eine lineare partielle Differentialgleichung. Für verschwindenden Drift A(x,t) geht sie in die Diffusions- (oder auch Wärmeleitungs-) Gleichung über.

In D Dimensionen lautet die Fokker-Planck-Gleichung

\frac{\partial}{\partial t} p(\mathbf{x},t) = -\sum_{i=1}^{D} \frac{\partial}{\partial x_i} \Big[ A_i(x_1, \ldots, x_D) p(\mathbf{x},t) \Big] + \frac{1}{2} \sum_{i=1}^{D} \sum_{j=1}^{D} \frac{\partial^2}{\partial x_i \, \partial x_j} \Big[ B_{ij}(x_1, \ldots, x_D) p(\mathbf{x},t) \Big]

Die FPG geht für Markovsche Prozesse aus der Kramers-Moyal-Entwicklung hervor, die nach der zweiten Ordnung abgebrochen wird.

Die FPG ist eine partielle Differentialgleichung, die sich nur für einige Spezialfälle (hinsichtlich einfacher Körpergeometrie sowie Linearität der Randbedingungen und des Drift- sowie Diffusionskoeffizienten) analytisch exakt lösen lässt. Von großer Bedeutung ist die äquivalente Beschreibung von Problemen durch Langevin-Gleichungen, die im Vergleich zur FPG die mikroskopische Dynamik von stochastischen Systemen beschreiben und – im Gegensatz dazu – im Allgemeinen nichtlinear sind.

Inhaltsverzeichnis

Herleitung

Die FPG lässt sich aus der kontinuierlichen Chapman-Kolmogorow-Gleichung, einer allgemeineren Gleichung für die Zeitentwicklung von Wahrscheinlichkeiten bei Markow-Prozessen, herleiten. Falls x ein kontinuierliche Variable ist und die Sprünge in x klein sind. In diesem Fall ist eine Taylor-Entwicklung (in diesem Fall wird sie auch als Kramers-Moyal-Entwicklung bezeichnet) der Chapman-Kolmogorow-Gleichung

p(x,t)= \int{ p\left(x-\Delta x, t- \Delta t \right) \Psi \left(x-\Delta x, \Delta x \right) d^D\! \left( \Delta x \right) }

möglich und ergibt die FPG. Dabei ist \Psi\left(x-\Delta x, \Delta x \right) die Wahrscheinlichkeit, dass ein Zustand von \left(x-\Delta x\right) übergeht zum Zustand x. Man kann die Entwicklung auch direkt von der Mastergleichung starten, dann ist die Taylorentwicklung nach der Zeit nicht mehr nötig.

Unter der Annahme, dass die Übergangswahrscheinlichkeit Ψ bei großen Abständen Δx klein ist (eben nur kleine Sprünge stattfinden) kann man folgende Taylor Entwicklung verwenden (unter Benutzung der Summenkonvention):

 \begin{align}
p(x,t) \approx 
\int  p(x,t) \Psi\left(x, \Delta x \right)  - \Delta t \, \Psi\left(x, \Delta x \right) \frac{ \partial p(x,t) }{ \partial t}  &- \Delta x_{i} \, \frac{\partial }{\partial x_{i}}  p(x,t) \Psi\left(x, \Delta x \right)   \\
	&+ \frac{1}{2} \Delta x_{i} \Delta x_{j} \, \frac{\partial^2}{\partial x_{i} \partial x_{j} }  p(x,t) \Psi\left(x, \Delta x \right) \; \, d^D \! \left( \Delta x \right)
\end{align}

Durch Ausführen der Integration (da p nicht von Δx abhängt kann es aus den Integralen herausgezogen werden) erhält man dann


\frac{ \partial p }{ \partial t } = - \frac{ \partial  }{ \partial x_i } \left\langle \Delta x_i \right\rangle p +
		\frac{1}{2} \frac{ \partial^2 }{ \partial x_i \partial x_j } \left\langle \Delta x_i \Delta x_j \right\rangle p

mit

A_i=\left\langle \Delta x_i \right\rangle = \frac{1}{\Delta t} \int \Delta x_i \Psi \, d^D \Delta x
B_{ij}=\left\langle \Delta x_i \Delta x_j \right\rangle = \frac{1}{\Delta t} \int{\Delta x_i \Delta x_j \Psi \, d^D  \Delta x }

Stationäre Lösung

Die stationäre Lösung ps(x,t) der eindimensionalen FPG, d.h.  \frac{\partial}{\partial t}p_s(x,t) = 0 für alle t, ist gegeben durch

p_s(x,t) = p_s(x) = \frac{n}{B(x)} \exp\left(2 \int_{x_0}^x \frac{A(x')}{B(x')}dx'\right),

wobei die Normierungskonstante n mit Hilfe der Bedingung \int_{-\infty}^\infty p_s(x) dx = 1 bestimmt werden kann. Dabei ist zu beachten, dass das Integral für den unteren Rand x0 verschwindet. Im Fall höherer Dimensionen lässt sich im Allgemeinen keine stationäre Lösung mehr finden; hier ist man auf verschiedene Näherungsverfahren angewiesen.

Zusammenhang mit stochastischen Differentialgleichungen

Sei für die Funktionen \mathbf{U}:\mathbb{R}^n \times \mathbb{R}_{+} \to \mathbb{R}^n und \mathbb{V}:\mathbb{R}^{m \times n} \times \mathbb{R}_{+} \to \mathbb{R}^n die stochastische Differentialgleichung (in der Ito-Interpretation) in der Form

 d\mathbf{x}(t) = \mathbf{U}(\mathbf{x},t) dt +  \mathbb{V}(\mathbf{x},t) d\mathbf{W}

gegeben, so ist diese Gleichung äquivalent zur FPG, falls Drift - bzw. Diffusionskoeffizienten, d.h. \mathbf{A} bzw.  \mathbb{B} , gegeben sind durch  \mathbf{A} = \mathbf{U} und  \mathbb{B} = \mathbb{V} \mathbb{V}^T .

Fokker-Planck-Gleichung in der Plasmaphysik

Die Fokker-Planck-Gleichung ist in der Plasmaphysik vor allem deshalb von Bedeutung, da der Stoßterm der kinetischen Gleichung (Boltzmann-Gleichung) für Plasmen als Fokker-Planck-Term geschrieben werden kann. Die Gleichung wird auch als Landau-Gleichung bezeichnet, da sie erstmals von Lew Dawidowitsch Landau aufgestellt wurde, allerdings nicht in Ihrer Fokker-Planck Form.

Der Grund, dass der Stoßterm als Fokker-Planck Term geschrieben werden kann ist, dass die Bewegung der Teilchen im Plasma von den vielen Stößen mit weit entfernten Partnern dominiert werden, welche nur eine kleine Änderung der Geschwindigkeit bringen. Starke Stöße mit nahen Teilchen sind vergleichsweise selten und deshalb oft vernachlässigbar.

Die Einteilchen-Verteilungsdichte im Geschwindigkeitsraum für Teilchen vom Typ α,  f_{\alpha}(\vec{v},t) , gibt an wie viele Teilchen es bei einer bestimmten Geschwindigkeit gibt. In einem Plasma auf das keine äußeren Kräfte wirken kann die Änderung der Verteilungsdichte durch Kollisionen mit Teilchen vom Typ β näherungsweise durch die Gleichung \frac{ \partial f_{\alpha} }{ \partial t } = - \frac{ \partial  }{ \partial v_i } \left\langle \Delta v_i \right\rangle^{\alpha \beta} f_{\alpha} +
		\frac{1}{2} \frac{ \partial^2 }{ \partial v_i \partial v_j } \left\langle \Delta v_i \Delta v_j \right\rangle^{\alpha \beta} f_{\alpha}

mit


\left\langle \Delta v_i \right\rangle^{\alpha \beta} =  \left(1+\frac{m_{\alpha}}{m_{\beta}} \right) \Lambda_c \left( \frac{4 \pi q_{\alpha} q_{\beta}}{m_{\alpha}} \right)^2 \frac{\partial}{\partial v_i} \left( \frac{1}{4 \pi} \int \frac{f_{\beta}(v')}{ \left| v-v' \right|} dv' \right)

und


\left\langle \Delta v_i \Delta v_j \right\rangle^{\alpha \beta} =   \Lambda_c \left( \frac{4 \pi q_{\alpha} q_{\beta}}{m_{\alpha}} \right)^2 \frac{\partial^2}{\partial v_i \partial v_j} \left( \frac{1}{4 \pi} \int f_{\beta}(v') \left| v-v' \right| dv' \right)

beschrieben werden. Dabei ist Λc der Coulomb-Logarithmus, je größer dessen Wert um so stärker die Dominanz vieler leichter Kollisionen und um so besser ist die Landau-Fokker-Planck Gleichung gültig. qα und qβ sind die elektrischen Ladungen der Teilchensorten, m ihre Masse. Da die Teilchen im Plasma auch mit Teilchen der gleichen Spezies kollidieren ist die Gleichung normalerweise nichtlinear.

Diese Gleichung erhält die Teilchenzahl, den Impuls und die Energie. Außerdem erfüllts die das H-Theorem, das heißt, Stöße führen zu einer Maxwell-Boltzmann-Geschwindigkeitsverteilung.

Weblinks

Literatur

  • Crispin Gardiner: Stochastic Methods. A Handbook for the natural and social Sciences. 4. edition. Springer, Berlin u. a. 2009, ISBN 978-3-540-70712-7 (Springer series in synergetics = Springer complexity).
  • Hartmut Haug: Statistische Physik. Gleichgewichtstheorie und Kinetik. 2. neu bearbeitete und erweiterte Auflage. Springer, Berlin u. a. 2006, ISBN 3-540-25629-6 (Springer-Lehrbuch).
  • Linda E. Reichl: A Modern Course in Statistical Physics. University of Texas Press. 1980, ISBN 0-7131-35174
  • Hannes Risken: The Fokker-Planck Equation. Methods of Solutions and Applications. 2. edition., 3. printing, study edition. Springer, Berlin u. a. 1996, ISBN 3-540-61530-X, (Springer Series in Synergetics 18).
  • Arthur G. Peeters, Dafni Strintzi: The Fokker-Planck equation, and its application in plasma physics. Ann. Phys. 17, No 2-3, 124 (2008). doi:10.1002/andp.200710279.
  • K.-H. Spatschek: Theoretische Plasmaphysik. Eine Einführung. Teubner, Stuttgart 1990, ISBN 3-519-03041-1.

Wikimedia Foundation.

Игры ⚽ Поможем сделать НИР

Schlagen Sie auch in anderen Wörterbüchern nach:

  • Fokker-Planck Gleichung — Die stets lineare Fokker Planck Gleichung (FPG, nach Adriaan Daniël Fokker (1887–1972) und Max Planck (1858–1947)) beschreibt die zeitliche Entwicklung einer Wahrscheinlichkeitsverteilung unter der Wirkung von Drift D1(x,t) und Diffusion D2(x,t) …   Deutsch Wikipedia

  • Fokker (Begriffsklärung) — Fokker ist der Name eines Flugzeugherstellers, siehe Fokker und ist der Name von folgenden Personen Adriaan Daniël Fokker (1887−1972), niederländischer Physiker und Musiker Anton Herman Gerard Fokker (1890−1939) niederländischer Flugzeugbauer… …   Deutsch Wikipedia

  • Langevin-Gleichung — Die Langevin Gleichung (nach Paul Langevin) ist eine stochastische Differentialgleichung, die bei der Beschreibung (makroskopischer) relativ zu den Fluktuationen des Systems langsamer Variablen Verwendung findet. Die Langevin Gleichung liefert… …   Deutsch Wikipedia

  • Marx Planck — Max Planck Max Karl Ernst Ludwig Planck (* 23. April 1858 in Kiel; † 4. Oktober 1947 in Göttingen) war ein bedeutender deutscher Physiker und Nobelpreisträger. Er wird als Begründer der Quantenphysik betrachtet …   Deutsch Wikipedia

  • Max Karl Ernst Ludwig Planck — Max Planck Max Karl Ernst Ludwig Planck (* 23. April 1858 in Kiel; † 4. Oktober 1947 in Göttingen) war ein bedeutender deutscher Physiker und Nobelpreisträger. Er wird als Begründer der Quantenphysik betrachtet …   Deutsch Wikipedia

  • Adriaan Daniel Fokker — Adriaan Daniël Fokker (* 17. August 1887 in Buitenzorg, Java; † 24. September 1972 in Beekbergen, Niederlande) war ein niederländischer Physiker und Musiker. Fokker studierte Bergbau an der Technischen Universität Delft und Physik an der… …   Deutsch Wikipedia

  • Max Planck — Max Karl Ernst Ludwig Planck (* 23. April 1858 in Kiel; † 4. Oktober 1947 in Göttingen) war ein bedeutender deutscher Physiker auf dem Gebiet der Theoretischen Physik. Er gilt als Begründer der Quantenphysik. Für die Entdeckung des plancksche …   Deutsch Wikipedia

  • Adriaan Daniël Fokker — Adriaan Daniel Fokker (1934) Adriaan Daniël Fokker (* 17. August 1887 in Buitenzorg, Java; † 24. September 1972 in Beekbergen, Niederlande) war ein niederländischer Physiker und Musiker. Fokker studierte Bergbau an der Technischen Universität… …   Deutsch Wikipedia

  • Planck-Fokker-Gleichung — Plạnck Fọkker Gleichung,   Fọkker Plạnck Gleichung [nach M. Planck und dem niederländischen Physiker Adriaan Daniël Fokker, * 1887, ✝ 1972], statistische Mechanik: eine kinetische Gleichung zur Beschreibung irreversibler Prozesse… …   Universal-Lexikon

  • Liouville-Gleichung —   [lju vil ; nach J. Liouville], partielle Differenzialgleichung der statistischen Mechanik für die Verteilungsfunktion f(N) (r1,. .., rN; pN …   Universal-Lexikon

Share the article and excerpts

Direct link
Do a right-click on the link above
and select “Copy Link”