„Soktest rendszerek '12” változatai közötti eltérés

Innen: TételWiki
(A Hartree-Fock módszer)
 
(5 közbenső módosítás ugyanattól a szerkesztőtől nincs mutatva)
1. sor: 1. sor:
Az alábbiakban összefoglaljuk a sok részecskét tartalmazó statisztikus rendszerek leírására szolgáló egyenleteket, továbbá néhány fontos alkalmazást is megemlítünk. Ezekből az egyenleteből származtatható további eredmények pedig a [[Transzportfolyamatok]] tételben kerülnek kifejtésre.
+
Az alábbiakban összefoglaljuk a sok részecskét tartalmazó statisztikus rendszerek leírására szolgáló egyenleteket, továbbá néhány fontos alkalmazást is megemlítünk. Ezekből az egyenleteből származtatható további eredmények pedig a [[Transzportfolyamatok '12]] tételben kerülnek kifejtésre.
  
 
A sokrészecskés rendszerek leírásának három szintje van. A legalapvetőbb, mikroszkópikus szinten minden részecskét külön kezelünk. Ez a klasszikus esetben minden részecskére egy Newton-egyenlet csatolását jelenti. Egy Avogadro-szám nagyságrendű rendszerre ennek a megoldása lehetetlen. Ilyen esetekben célszerű a kinetikus megközelítésben számolni, ahol az egyrészecske tulajdonságokat statisztikus átalagokkal váltjuk fel, és ezekre az átlagokra írjuk fel az egyenleteket. Itt a változóink még mindig mikroszkópikus mennyiségek, de már jóval kevesebb van belőlük, mint a részecskék száma. A harmadik szint a makroszkópikus tárgyalás, ahol már a makroszkópikus állapotjelzőkre vonatkoznak az egyenletek, mint például hőmérséklet, nyomás stb. Az alábbiakban a kinetikus tárgyalásmóddal foglalkozunk.
 
A sokrészecskés rendszerek leírásának három szintje van. A legalapvetőbb, mikroszkópikus szinten minden részecskét külön kezelünk. Ez a klasszikus esetben minden részecskére egy Newton-egyenlet csatolását jelenti. Egy Avogadro-szám nagyságrendű rendszerre ennek a megoldása lehetetlen. Ilyen esetekben célszerű a kinetikus megközelítésben számolni, ahol az egyrészecske tulajdonságokat statisztikus átalagokkal váltjuk fel, és ezekre az átlagokra írjuk fel az egyenleteket. Itt a változóink még mindig mikroszkópikus mennyiségek, de már jóval kevesebb van belőlük, mint a részecskék száma. A harmadik szint a makroszkópikus tárgyalás, ahol már a makroszkópikus állapotjelzőkre vonatkoznak az egyenletek, mint például hőmérséklet, nyomás stb. Az alábbiakban a kinetikus tárgyalásmóddal foglalkozunk.
  
 
== Klasszikus sokrészecskerendszerek leírása ==
 
== Klasszikus sokrészecskerendszerek leírása ==
Amikor nagyon sok részecskének a jellemzőit kell leírni, akkor célszerű mindent eloszlásfüggvényekkel kifejezni. Az eloszlásfüggvény felintegrálva részecskeszámot ad. Meg kell azonban különböztetni, hogy hány részecskére vonatkozik az eloszlásfüggvény. Speciálisan az egyrészecske-eloszlásfüggvény azt mondja meg, hogy mekkra valószínűséggel találunk a <math>d^3 p d^3 r</math> fázistérfogatban 1 részecskét (vagy N-et, a normálás konvenció kérdése), az egyszerűség kedvéért 3 dimenzióra specializálva a tárgyalást:
+
Amikor nagyon sok részecskének a jellemzőit kell leírni, akkor célszerű mindent eloszlásfüggvényekkel kifejezni. Az eloszlásfüggvény felintegrálva részecskeszámot ad. Meg kell azonban különböztetni, hogy hány részecskére vonatkozik az eloszlásfüggvény. Speciálisan az egyrészecske-eloszlásfüggvény azt mondja meg, hogy mekkora valószínűséggel találunk a <math>d^3 p d^3 r</math> fázistérfogatban 1 részecskét (vagy N-et, a normálás konvenció kérdése), az egyszerűség kedvéért 3 dimenzióra specializálva a tárgyalást:
  
 
:<math>N(t) = \int_{-\infty}^{+\infty} f(\vec{r}, \vec{p}, t) \, d^3 \vec{r} \, d^3 \vec{p}.</math>
 
:<math>N(t) = \int_{-\infty}^{+\infty} f(\vec{r}, \vec{p}, t) \, d^3 \vec{r} \, d^3 \vec{p}.</math>
57. sor: 57. sor:
  
 
==== Relaxációs közelítés az ütközési tagra ====
 
==== Relaxációs közelítés az ütközési tagra ====
Az egyik leggyakrabban használt és legegyszerűbb közelítés a Boltzmnn-egyenlet ütközési tagjára, az úgynevzett relaxációs idő közelítés. Ez akkor igaz, ha igen közel vagyunk az egyensúlyi eloszláshoz, 1 valószínűséggel találhatunk betöltetlen állapotokat (az 1-f jellegű tagokat 1-el közelíthetjük), továbbá az ütközés előtti és utáni állapotokra teljesül a részletes egyensúly elve. Ekkor:
+
Az egyik leggyakrabban használt és legegyszerűbb közelítés a Boltzmnn-egyenlet ütközési tagjára, az úgynevzett relaxációs idő közelítés. Ez akkor igaz, ha igen közel vagyunk az egyensúlyi eloszláshoz, 1 valószínűséggel találhatunk betöltetlen állapotokat (az 1-f jellegű tagokat 1-el közelíthetjük), továbbá az ütközés előtti és utáni állapotokra teljesül a [http://en.wikipedia.org/wiki/Detailed_balance részletes egyensúly] elve. Ekkor:
  
 
:<math>\left. \frac{\partial f}{\partial t} \right|_{\mathrm{coll}} = -\frac{f - f_0}{\tau(\vec{p}) }</math>
 
:<math>\left. \frac{\partial f}{\partial t} \right|_{\mathrm{coll}} = -\frac{f - f_0}{\tau(\vec{p}) }</math>
77. sor: 77. sor:
 
</math>
 
</math>
  
:<math>
+
{|
\nabla\times\vec{B}=\frac{4\pi\vec{j}}{c}+\frac{1}{c}\frac{\partial\vec{E}}{\partial t},\quad \nabla\times\vec{E}=-\frac{1}{c}\frac{\partial\vec{B}}{\partial t}
+
|-
</math>
+
|<math> 1) \quad \nabla\times\vec{B}=\frac{4\pi\vec{j}}{c}+\frac{1}{c}\frac{\partial\vec{E}}{\partial t},\quad .</math>||<math> 2) \quad \nabla\times\vec{E}=-\frac{1}{c}\frac{\partial\vec{B}}{\partial t}</math>
:<math>
+
|-
\nabla\cdot\vec{E}=4\pi\rho,\quad \nabla\cdot\vec{B}=0
+
|<math> 3) \quad \nabla\cdot\vec{E}=4\pi\rho,</math>||<math> 4) \quad \nabla\cdot\vec{B}=0</math>
</math>
+
|}
 +
 
 
:<math>
 
:<math>
 
\rho=e\int(f_+-f_-)d^3\vec{p},\quad \vec{j}=e\int(f_+-f_-)\vec{v}d^3\vec{p}
 
\rho=e\int(f_+-f_-)d^3\vec{p},\quad \vec{j}=e\int(f_+-f_-)\vec{v}d^3\vec{p}
100. sor: 101. sor:
  
 
A Hartree és a Hartree-Fock módszer abban különbözik, hogy milyen módon bontják fel a sokrészecske-hullámfüggvényt. Előbbi simán szorzatalakban, utóbbi Slater-determináns alakban teszi ezt, ez nyilván jobb felírás (fermionokra), mert figyelembe veszi a hullámfüggvény antiszimmetrikusságát.  
 
A Hartree és a Hartree-Fock módszer abban különbözik, hogy milyen módon bontják fel a sokrészecske-hullámfüggvényt. Előbbi simán szorzatalakban, utóbbi Slater-determináns alakban teszi ezt, ez nyilván jobb felírás (fermionokra), mert figyelembe veszi a hullámfüggvény antiszimmetrikusságát.  
 +
 +
Hartree-módszerben a variációs hullámfüggvény:
 +
 +
<math>\psi(\vec{r_{1}};\vec{r_{2}};...;\vec{r_{N}})=\varphi_{i_{1}}(\vec{r_{1}})\varphi_{i_{2}}(\vec{r_{2}})...\varphi_{i_{N}}(\vec{r_{N}})</math>
 +
 +
 +
Hartree-Fock módszerben a variációs hullámfüggvény:
 +
 +
<math>\psi(\vec{r_{1}};\vec{r_{2}};...;\vec{r_{N}})=\frac{1}{\sqrt{N!}}\sum_{i_{1},...,i_{N}=1}^{N}\epsilon_{i_{1},...,i_{N}}\varphi_{i_{1}}(\vec{r_{1}})\varphi_{i_{2}}(\vec{r_{2}})...\varphi_{i_{N}}(\vec{r_{N}})=\frac{1}{\sqrt{N!}}\left|\begin{array}{ccc}
 +
\varphi_{i_{1}}(\vec{r_{1}}) & \cdots & \varphi_{i_{N}}(\vec{r_{1}})\\
 +
\vdots & \ddots & \vdots\\
 +
\varphi_{i_{1}}(\vec{r_{N}}) & \cdots & \varphi_{i_{N}}(\vec{r_{N}})
 +
\end{array}\right|,</math>
 +
 +
ahol <math>\epsilon_{i_{1},...,i_{N}}</math> a Levi-Civita szimbólum.
 +
  
 
Statikus esetben a Hartree-Fock egyenlet a következő alakba írható:
 
Statikus esetben a Hartree-Fock egyenlet a következő alakba írható:

A lap jelenlegi, 2012. június 13., 14:48-kori változata

Az alábbiakban összefoglaljuk a sok részecskét tartalmazó statisztikus rendszerek leírására szolgáló egyenleteket, továbbá néhány fontos alkalmazást is megemlítünk. Ezekből az egyenleteből származtatható további eredmények pedig a Transzportfolyamatok '12 tételben kerülnek kifejtésre.

A sokrészecskés rendszerek leírásának három szintje van. A legalapvetőbb, mikroszkópikus szinten minden részecskét külön kezelünk. Ez a klasszikus esetben minden részecskére egy Newton-egyenlet csatolását jelenti. Egy Avogadro-szám nagyságrendű rendszerre ennek a megoldása lehetetlen. Ilyen esetekben célszerű a kinetikus megközelítésben számolni, ahol az egyrészecske tulajdonságokat statisztikus átalagokkal váltjuk fel, és ezekre az átlagokra írjuk fel az egyenleteket. Itt a változóink még mindig mikroszkópikus mennyiségek, de már jóval kevesebb van belőlük, mint a részecskék száma. A harmadik szint a makroszkópikus tárgyalás, ahol már a makroszkópikus állapotjelzőkre vonatkoznak az egyenletek, mint például hőmérséklet, nyomás stb. Az alábbiakban a kinetikus tárgyalásmóddal foglalkozunk.

Klasszikus sokrészecskerendszerek leírása

Amikor nagyon sok részecskének a jellemzőit kell leírni, akkor célszerű mindent eloszlásfüggvényekkel kifejezni. Az eloszlásfüggvény felintegrálva részecskeszámot ad. Meg kell azonban különböztetni, hogy hány részecskére vonatkozik az eloszlásfüggvény. Speciálisan az egyrészecske-eloszlásfüggvény azt mondja meg, hogy mekkora valószínűséggel találunk a d^3 p d^3 r fázistérfogatban 1 részecskét (vagy N-et, a normálás konvenció kérdése), az egyszerűség kedvéért 3 dimenzióra specializálva a tárgyalást:

N(t) = \int_{-\infty}^{+\infty} f(\vec{r}, \vec{p}, t) \, d^3 \vec{r} \, d^3 \vec{p}.

Ezzel szemben az általános N részecske-eloszlásfüggvény azt mondja meg, hogy mekkora valószínőséggel találjuk egy időben az első részecskét az 1. fázistér-pontban, a második részecskét a 2. fázistér pontban, ... stb.:

N(t) = \int_{-\infty}^{+\infty} d^3 \vec{r}_1 \, d^3 \vec{p}_1 ... \int_{-\infty}^{+\infty} d^3 \vec{r}_N \, d^3 \vec{p}_N f(\vec{r}_1, \vec{p}_1, ..., \vec{r}_N, \vec{p}_N, t) \, .

A Liouville-egyenlet

Az eloszlásfüggvények megváltozásának leírásához valamilyen mozgásegyenletre van szükségünk. A legegyszerűbb és egyben legáltalánosabb ilyen egyenlet a Liouville-egyenlet, amely az N részecske-eloszlásfüggvényre vonatkozik:

\frac{d f}{dt}=
\frac{\partial f}{\partial t}
+\sum_{i=1}^n\left(\frac{\partial f}{\partial q^i}\dot{q}^i
+\frac{\partial f}{\partial p_i}\dot{p}_i\right)=0.

Itt i indexeli az n darab részecskét, q a kanonikus koordináta, p a konjugált impulzus és az időderiváltakat a szokásos módon a Hamilton operátor adja:

\dot p = -\frac{\partial \mathcal{H}}{\partial q}
\dot q =~~\frac{\partial \mathcal{H}}{\partial p}.

Fontos kiemelni, hogy a Liouville-egyenlet egy 6n dimenziós egyenlet (szemben a későbbiekkel). Tömören megfogalmazva a fázistérfogat megmaradását fejezi ki a mozgás trajektóriája mentén. Speciálisan 1 klasszikus részecskére az egyenlet:

\frac{\partial f}{\partial t}+\frac{\vec{p}}{m}\cdot\nabla_\vec{r}f+\vec{F}\cdot \nabla_\vec{p} f=0.

Molekula dinamika

Nagyon nagy vonalakban csak arról van szó, hogy a Liouville-egyenletet tekintjük úgy, hogy a deriváltakat a Newton-féle erőtörvény adja.

A Boltzmann-egyenlet

A Boltzmann-egyenlet Boltzmann-egyenlet az előzőekkel szemben az egyrészecske-eloszlásfüggvényre vonatkozó mozgásegyenletet adja meg. Alapvetően ez is a fázistérfogat megmaradására épít, amely külső erőhatás esetén ütközések nélkül:


f(\vec{r},\vec{p},t)\,d\vec{r}\,d\vec{p} - f(\vec{r}+\frac{\vec{p}}{m}\,dt,\vec{p}+\vec{F}\,dt,t+dt)\,d\vec{r}\,d\vec{p} = 0,

A baloldal az eloszlásfüggvény teljes deriváltja ha d\vec{r} d \vec{p} infinitezimális. Ha ütközések is vannak, azok a jobboldalra írhatóak. Ezekkel együtt a Boltzmann-egyenlet:


\frac{\partial f}{\partial t}
+ \frac{\vec{p}}{m} \nabla_\vec{r} f 
+ \vec{F} \nabla_\vec{p} f 
= \left. \frac{\partial f}{\partial t} \right|_{\mathrm{coll}}.

Azaz az ütközési tagtól eltekintve visszakaptuk a Liouville-egyenlet fenti speciális esetét. Boltzmann nagy eredménye az volt, hogy az ütközési tagra is tudott jól használható feltevést tenni az egyrészecske-eloszlásfüggvényekkel kifejezve. Ez a molekuláris káosz feltevés, amely arra épül, hogy a részecskék sebességei korrelálatlanok az ütközés előtt és után, továbbá függetlenek a helytől. Ennek a segítségével az ütközési tag:


\left. \frac{\partial f}{\partial t} \right|_{\mathrm{coll}} = \int d\Omega \int \, d\vec{p}_2 \, \sigma(\Omega) \, \frac{|\vec{p}_1 - \vec{p}_2|}{m} (f'_1 f'_2 - f_1 f_2)

ahol az 1, 2 indexek az egyik és másik részecske adatait indexelik, a vesszőtlen menyiségek az ütközés előtti, a vesszősek az ütközés utániakat jelölik, \Omega a relatív sebességek megváltozási szöge, \sigma az ütközési hatáskeresztmetszet.

Relaxációs közelítés az ütközési tagra

Az egyik leggyakrabban használt és legegyszerűbb közelítés a Boltzmnn-egyenlet ütközési tagjára, az úgynevzett relaxációs idő közelítés. Ez akkor igaz, ha igen közel vagyunk az egyensúlyi eloszláshoz, 1 valószínűséggel találhatunk betöltetlen állapotokat (az 1-f jellegű tagokat 1-el közelíthetjük), továbbá az ütközés előtti és utáni állapotokra teljesül a részletes egyensúly elve. Ekkor:

\left. \frac{\partial f}{\partial t} \right|_{\mathrm{coll}} = -\frac{f - f_0}{\tau(\vec{p}) }

ahol f_0 az egyensúlyi eloszlás Fermi-Dirac statisztika esetén:

f_0(\vec{r}, \vec{p}) = \frac{1}{ \exp\left( \frac{(E(\vec{p}) - E_F)}{kT}\right) + 1 }

Ha eltekintünk a sűrűség gradiensektől és a külső erőhatásoktól, akkor egyszerűen megoldható a Boltzmann-egyenlet:

f(\vec{r}, \vec{p}, t) = f_0(\vec{r}, \vec{p}) \times \left( 1-\exp\left(- \frac{t}{\tau(\vec{p})}\right)\right)

A Vlasov-egyenlet

Vlasov szerint a Boltzmann-féle kinetikus leírás nem jó hosszútávú kölcsönhatásokkal csatolt sokrészecskerendszerek leírására (ő az elektromos plazma leírására használta, de nyilván a gravitáció is hasonló problémákat vet fel). Egyrészt eleoktronszórásos kísérletekkel való ellentmondás, másrészt a plazmaoszcillációkkal való ellentmondás, harmadrészt a kinetikus tagok divergenciái miatt fellépő problémák miatt egy másik kinetikus leírást keresett, amely a Boltzmann-egyenletek és a Maxwell-egyenletek csatolásával leírná az elektronok és a pozitív töltés atomtörzsek egymásrahatását.

Bár az irodalom erősen keveri az elnevezéseket, de úgy fest, hogy a Vlasov-egyenlet nem más, mint a Boltzmann-egyenlet ütközési tag nélkül, és az erőhatás az elektromágneses hatásokból származik, csatolva a Maxwell-egyenletekkel:

\frac{\partial f_{\pm}}{\partial t} + \frac{\vec{p}}{m_{\pm}} \cdot \nabla_{\vec{r}} f_{\pm} \pm e\Bigl(\vec{E}+\frac{1}{c}(\vec{v}\times\vec{B})\Bigr)\cdot \nabla_{\vec{p}} f_{\pm} = 0
 1) \quad \nabla\times\vec{B}=\frac{4\pi\vec{j}}{c}+\frac{1}{c}\frac{\partial\vec{E}}{\partial t},\quad .  2) \quad \nabla\times\vec{E}=-\frac{1}{c}\frac{\partial\vec{B}}{\partial t}
 3) \quad \nabla\cdot\vec{E}=4\pi\rho,  4) \quad \nabla\cdot\vec{B}=0

\rho=e\int(f_+-f_-)d^3\vec{p},\quad \vec{j}=e\int(f_+-f_-)\vec{v}d^3\vec{p}

Itt "+" a pozitív töltésű, "-" a negatív töltésű részecskék paramétereit indexeli. Fontos látni, hogy az elektromágneses tér forrásául nem az egyes részecskék, hanem a kiátlagolt eloszlásfüggvények szolgálnak.

Kvantumos sokrészecskerendszerek leírása

Legegyszerűbb (nem-relativisztikus) esetben az időfüggő Schrödinger-egyenletet kellene megoldani:

i \hbar \frac{\partial \Psi}{\partial t} = \mathcal{H} \Psi

ahol \Psi = \Psi(1, 2, ..., N, t) az N-részecske hullámfüggvény, \mathcal{H} pedig a sokrészecske Hamilton-operátor. Ennek precíz megoldása szintén esélytelen.

A Hartree-Fock módszer

Statikus esetben egy jó közelítés a Hartree-Fock módszer. Közelítsük a sokrészecske-hullámfüggvényt egyrészecske-hullámfüggvények kombinációjaként, számoljuk ki a kölcsönhatások átlagait ezekkel, majd oldjuk meg ezekre egyenként az egyrészecske-egyenleteket. Az így kapott új hullámfüggvényekkel újrakezdhető az iteráció, és egy önkonzisztens módszert kaphatunk.

A Hartree és a Hartree-Fock módszer abban különbözik, hogy milyen módon bontják fel a sokrészecske-hullámfüggvényt. Előbbi simán szorzatalakban, utóbbi Slater-determináns alakban teszi ezt, ez nyilván jobb felírás (fermionokra), mert figyelembe veszi a hullámfüggvény antiszimmetrikusságát.

Hartree-módszerben a variációs hullámfüggvény:

\psi(\vec{r_{1}};\vec{r_{2}};...;\vec{r_{N}})=\varphi_{i_{1}}(\vec{r_{1}})\varphi_{i_{2}}(\vec{r_{2}})...\varphi_{i_{N}}(\vec{r_{N}})


Hartree-Fock módszerben a variációs hullámfüggvény:

\psi(\vec{r_{1}};\vec{r_{2}};...;\vec{r_{N}})=\frac{1}{\sqrt{N!}}\sum_{i_{1},...,i_{N}=1}^{N}\epsilon_{i_{1},...,i_{N}}\varphi_{i_{1}}(\vec{r_{1}})\varphi_{i_{2}}(\vec{r_{2}})...\varphi_{i_{N}}(\vec{r_{N}})=\frac{1}{\sqrt{N!}}\left|\begin{array}{ccc}
\varphi_{i_{1}}(\vec{r_{1}}) & \cdots & \varphi_{i_{N}}(\vec{r_{1}})\\
\vdots & \ddots & \vdots\\
\varphi_{i_{1}}(\vec{r_{N}}) & \cdots & \varphi_{i_{N}}(\vec{r_{N}})
\end{array}\right|,

ahol \epsilon_{i_{1},...,i_{N}} a Levi-Civita szimbólum.


Statikus esetben a Hartree-Fock egyenlet a következő alakba írható:

 \mathcal{H} \phi_i = E_i \phi_i
 \mathcal{H} = -\frac{\hbar^2}{2m} \Delta_\vec{r} + V(\vec{r}) + U(\vec{r}) + K
 U(\vec{r}) = \int d^3 r' v(\vec{r}-\vec{r}') f(\vec{r}')

és K hatása:

 K \phi(\vec{r}) = \int d^3 r' \rho(\vec{r}, \vec{r}') v(\vec{r}-\vec{r}') \phi(\vec{r}')

ahol az egyrészecske-sűrűségmátrix:

 \rho(\vec{r}, \vec{r}') = \sum_i^N \phi^*_i(\vec{r}) \phi_i(\vec{r}')

és az egyrészecske-eloszlásfüggvény:

 f(\vec{r}) = \rho(\vec{r}, \vec{r})

Időfüggő Hartree-Fock

Ha dinamikát akarunk leírni, akkor a sűrűségmátrix időfejlődését kell tekintenünk. Ezt a Neumann-egyenlet írja le:

 i \hbar \frac{\partial \rho}{\partial t} = [\mathcal{H},\rho]

A problémát itt a párkölcsönhatás okozza, mert ez csatolódik a kétrészecske-sűrűségmátrixhoz. Ez elvileg az egyenletek végtelen hierarchiájához vezetne (az adott rendű sűrűségmátrix időfejlődése mindig csatolódik az eggyel magasabb rendű sűrűségmátrixhoz). Ezt egy közelítéssel oldjuk fel, nevezetesen a kétrészecske-sűrűségmátrixot az egyrészecskéssel fejezzük ki, ezáltal levágva a hierarchiát:

 \rho^{(2)}(\vec{r}_1, \vec{r}_2, \vec{r}_3, \vec{r}_4) = \rho(\vec{r}_2, \vec{r}_3) \rho(\vec{r}_1, \vec{r}_4) - \rho(\vec{r}_2, \vec{r}_4) \rho(\vec{r}_1, \vec{r}_3)

Így zárt egyenletrendszer kapható, amiben csak \rho(\vec{r}, \vec{r}') szerepel, de csak egyrészecske hatásokat vettünk figyelembe.

Uehling-Uhlenbeck ütközési tag

Ha a kétrészecske hatásokat is figyelembe szeretnénk venni, akkor azt perturbatíven lehet megtenni. Ha feltesszük, hogy az egyrészecske-sűrűségmátrix diagonális, akkor az egyrészecske-sűrűségelemek (n_i) mozgásegyenlete:

 \frac{d n_i}{d t} = \frac{2\pi}{\hbar}\sum_{j} V^2_{ij} \delta(E_j-E_i)[n_j(1-n_i) - n_i(1-n_j)]

Az analóg kifejezés a kétrészecskés esetre:

 \frac{d n_i}{d t} = \frac{2\pi}{\hbar}\sum_{jlk} V^2_{ijkl} \delta(E_l+E_k-E_i-E_j)[n_l n_k (1-n_i)(1-n_j) - n_i n_j (1-n_l)(1-n_k)]

V_{ijkl} a párkölcsönhatás mindkét esetben. Az időfüggő Hartree-Fock megközelítés tehát tovább javítható, ha a kétrészecske ütközéseket is be tudjuk építeni a modellbe. A fenti kétrészecskés tag adta a motivációt Uehlingnek és Uhlenbecknek, hogy egy klasszikus kinetikus egyenletet írjanak fel, ami a kétrészecskés ütközéseket is figyelembeveszi. Lényegében a Vlasov-egyenlethez hozzáadták a fenti kétrészecskés ütközési tagot a megfelelő klasszikus közelítések felhasználásával:


\frac{\partial f}{\partial t}
+ \frac{\vec{p}}{m} \nabla_\vec{r} f 
+ \vec{F} \nabla_\vec{p} f 
= -\int \frac{d \vec{p}_2 d \vec{p}_1' d \vec{p}_2'}{(2\pi)^6} \sigma v_{12} \times [f f_2 (1-f_1')(1-f_2') - f_1' f_2' (1-f)(1-f_2)]\delta^3(p + p_2 - p_1' - p_2')

itt \sigma az ütközési hatáskeresztmetszet, v_{12} pedig a potenciál mátrixeleme.

Gravitációsan kölcsönható soktestrendszerek

A gravitációs soktest modellek nagyban hasonlítanak a fentebb ismertetettekre, csak a Maxwwell-egyenletek helyett például a gravitációs potenciál egyenletét kell csatolni a kinetikus egyenlethez. Itt még egy trükköt szoktak bevetni, nevezetesen a folytonos eloszlásfüggvényből Monte-Carlo módszerrel mintavételeznek pontrészecskéket, és rájuk számolják ki a párkölcsönhatásokat (esetleg megfelelően nagy távolságon elhanyagolva, vagy rácson blokkosítva). Ez egyszerűbb, mintha a folytonos anyageloszlásra kellene kiszámolni az erőhatást.

MSc záróvizsga tételek 2012
Tételek Soktest rendszerek '12 | Transzportfolyamatok '12 | Véletlen gráfok generálása, tulajdonságai '12 | Elsőrendű és folytonos fázisátalakulások '12 | Válasz- és korrelációs függvények, fluktuáció-disszipáció tétel '12 | Sztochasztikus folyamatok '12 | A statisztikus fizikai szimulációk alapjai és a Monte Carlo módszer '12 | Dinamikai rendszerek, kaotikus viselkedés '12 | Adatelemzés: lineáris és nem lineáris regresszió egy modellen bemutatva '12 | Adatelemzés: bootstrap modellek '12 | TCP hálózat működése '12 | Adatelemzés: ARCH, GARCH folyamatok '12 | Numerikus módszerek '12 | Vizualizációs módszerek '12