Fokker-Planck-Gleichung

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

${\displaystyle P(x,t)=\int {P\left(x-\Delta x,t-\Delta t\right)\Psi \left(x-\Delta x,\Delta x\right)\mathrm {d} ^{D}\!\left(\Delta x\right)}}$

möglich und ergibt die FPG. Dabei ist ${\displaystyle \Psi \left(x-\Delta x,\Delta x\right)}$ die Wahrscheinlichkeit, dass ein Zustand von ${\displaystyle \left(x-\Delta x\right)}$ übergeht zum Zustand ${\displaystyle x}$. 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 ${\displaystyle \Psi }$ bei großen Abständen ${\displaystyle \Delta x}$ klein ist (eben nur kleine Sprünge stattfinden) kann man folgende Taylor-Entwicklung verwenden (unter Benutzung der Summenkonvention):

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

Durch Ausführen der Integration (da ${\displaystyle P}$ nicht von ${\displaystyle \Delta x}$ abhängt kann es aus den Integralen herausgezogen werden) erhält man dann

${\displaystyle {\frac {\partial P}{\partial t}}=-{\frac {\partial }{\partial x_{i}}}\left\langle \Delta x_{i}\right\rangle P+{\frac {1}{2}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial x_{i}\partial x_{j}}}\left\langle \Delta x_{i}\Delta x_{j}\right\rangle P}$

mit

${\displaystyle A_{i}=\left\langle \Delta x_{i}\right\rangle ={\frac {1}{\Delta t}}\int \Delta x_{i}\Psi \,\mathrm {d} ^{D}\Delta x}$

${\displaystyle B_{ij}=\left\langle \Delta x_{i}\Delta x_{j}\right\rangle ={\frac {1}{\Delta t}}\int {\Delta x_{i}\Delta x_{j}\Psi \,\mathrm {d} ^{D}\Delta x}}$

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

${\displaystyle P_{s}(x,t)=P_{s}(x)={\frac {n}{B(x)}}\exp \left(2\int _{x_{0}}^{x}{\frac {A(x')}{B(x')}}\mathrm {d} x'\right),}$

wobei die Normierungskonstante ${\displaystyle n}$ mit Hilfe der Bedingung ${\displaystyle \int _{-\infty }^{\infty }P_{s}(x)\mathrm {d} x=1}$ bestimmt werden kann. Dabei ist zu beachten, dass das Integral für den unteren Rand ${\displaystyle x_{0}}$ verschwindet.

Im Fall höherer Dimensionen lässt sich im Allgemeinen keine stationäre Lösung mehr finden; hier ist man auf verschiedene Näherungsverfahren angewiesen.

Sei für die Funktionen ${\displaystyle \mathbf {U} \colon \mathbb {R} ^{n}\times \mathbb {R} _{+}\to \mathbb {R} ^{n}}$ und ${\displaystyle \mathbb {V} \colon \mathbb {R} ^{n}\times \mathbb {R} _{+}\to \mathbb {R} ^{n\times m}}$. Dann ist die stochastische Differentialgleichung für den Ito-Prozess ${\displaystyle \{\mathbf {X} _{t}\}_{t\in \mathbb {R} _{+}}}$ (in der Ito-Interpretation) gegeben durch

${\displaystyle \mathrm {d} \mathbf {X_{t}} =\mathbf {U} (\mathbf {X_{t}} ,t)\mathrm {d} t+\mathbb {V} (\mathbf {X_{t}} ,t)\mathrm {d} \mathbf {W_{t}} }$,

wobei ${\displaystyle (\mathbf {W_{t}} )}$ einen ${\displaystyle m}$-dimensionalen Wiener-Prozess (Brownsche Bewegung) bezeichnet. Dann erfüllt die Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion ${\displaystyle P(\mathbf {X_{t}} =\mathbf {x} ,t)=:P(\mathbf {x} ,t)}$ der Zufallsvariablen ${\displaystyle \mathbf {X} _{t}}$ eine FPG, bei der Drift- bzw. Diffusionskoeffizienten gegeben sind durch ${\displaystyle \mathbf {A} =\mathbf {U} }$ und ${\displaystyle \mathbb {B} =(B_{ij})=\mathbb {V} \mathbb {V} ^{T}}$.

Jede Fokker-Planck-Gleichung ist äquivalent zu einem Pfadintegral. Dies folgt z. B. daraus, dass die allgemeine Fokker-Planck-Gleichung für ${\displaystyle D}$ Variablen ${\displaystyle \mathbf {q} =\{q_{i}\}}$

${\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {\partial }{\partial t}}P(\mathbf {q} ,t)&=F\left({\frac {\partial }{\partial \mathbf {q} }},\mathbf {q} ,t\right)P(\mathbf {q} ,t),\\F\left({\frac {\partial }{\partial \mathbf {q} }},\mathbf {q} ,t\right)&=-\sum _{i=1}^{D}{\frac {\partial }{\partial q_{i}}}A_{i}(\mathbf {q} )+{\frac {1}{2}}\sum _{i=1}^{D}\sum _{j=1}^{D}{\frac {\partial ^{2}}{\partial q_{i}\,\partial q_{j}}}B_{ij}(\mathbf {q} ),\end{aligned}}}$

dieselbe Struktur wie die Schrödingergleichung hat. Der Fokker-Planck-Operator ${\displaystyle F}$ entspricht dem Hamilton-Operator, die Wahrscheinlichkeitsdichtefunktion ${\displaystyle P}$ entspricht der Wellenfunktion. Das zur Fokker-Planck-Gleichung äquivalente Pfadintegral lautet entsprechend (siehe Pfadintegral)

${\displaystyle Z=N\int _{-\infty }^{\infty }{\mathcal {D}}\mathbf {q} \int _{-i\infty }^{i\infty }{\mathcal {D}}\mathbf {\tilde {q}} e^{\int L\mathrm {d} t},\;\;L=F\left(-\mathbf {\tilde {q}} ,\mathbf {q} ,t\right)-\mathbf {\tilde {q}} \cdot {\frac {\partial }{\partial t}}\mathbf {q} ,}$

wobei ${\displaystyle N}$ ein konstanter Normierungsfaktor ist. Pfadintegrale dieser Art sind in der kritischen Dynamik Ausgangspunkt für Störungsrechnung und Renormierungsgruppe.[1] Die Variablen ${\displaystyle \mathbf {q} }$ stehen dabei z. B. für die Fourierkomponenten des Ordnungsparameters. Die Variablen ${\displaystyle \mathbf {\tilde {q}} }$ heißen Responsevariablen[1]. Die Lagrange-Funktion ${\displaystyle L}$ enthält die Responsevariablen nur in quadratischer Form. Im Unterschied zur Quantenmechanik ist es hier jedoch nicht zweckmäßig, die ${\displaystyle \mathbf {\tilde {q}} }$-Integrationen auszuführen.

Die Fokker-Planck-Gleichung ist in der Plasmaphysik vor allem deshalb von Bedeutung, da der Stoßterm der Boltzmann-Gleichung für Plasmen als Fokker-Planck-Term geschrieben werden kann. Der Grund hierfür ist, dass die Bewegung der Teilchen im Plasma von den vielen Stößen mit weit entfernten Partnern dominiert wird, welche nur kleine Änderungen der Geschwindigkeit bewirken (Drift, Diffusion); starke Stöße mit nahen Teilchen sind dagegen vergleichsweise selten und deshalb oft vernachlässigbar.

Die Gleichung wird auch als Landau-Gleichung bezeichnet, da sie erstmals von Lew Dawidowitsch Landau aufgestellt wurde, allerdings nicht in ihrer Fokker-Planck-Form, die im Folgenden beschrieben wird.

In der Landau-Gleichung gibt die Einteilchen-Verteilungsdichte im Geschwindigkeitsraum für Teilchen vom Typ ${\displaystyle \alpha }$, ${\displaystyle f_{\alpha }({\vec {v}},t)}$ an, wie viele Teilchen es bei einer bestimmten Geschwindigkeit ${\displaystyle v}$ gibt. In einem Plasma, auf das keine äußeren Kräfte wirken, kann die Änderung der Verteilungsdichte durch Kollisionen mit Teilchen vom Typ ${\displaystyle \beta }$ näherungsweise beschrieben werden durch die Gleichung:

${\displaystyle {\frac {\partial f_{\alpha }}{\partial t}}=-{\frac {\partial }{\partial v_{i}}}\left\langle \Delta v_{i}\right\rangle ^{\alpha \beta }f_{\alpha }+{\frac {1}{2}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial v_{i}\partial v_{j}}}\left\langle \Delta v_{i}\Delta v_{j}\right\rangle ^{\alpha \beta }f_{\alpha }}$

mit

${\displaystyle \left\langle \Delta v_{i}\right\rangle ^{\alpha \beta }=\left(1+{\frac {m_{\alpha }}{m_{\beta }}}\right)\Lambda _{c}\left({\frac {4\pi q_{\alpha }q_{\beta }}{m_{\alpha }}}\right)^{2}{\frac {\partial }{\partial v_{i}}}\left({\frac {1}{4\pi }}\int {\frac {f_{\beta }(v')}{\left|v-v'\right|}}\mathrm {d} v'\right)}$

und

${\displaystyle \left\langle \Delta v_{i}\Delta v_{j}\right\rangle ^{\alpha \beta }=\Lambda _{c}\left({\frac {4\pi q_{\alpha }q_{\beta }}{m_{\alpha }}}\right)^{2}{\frac {\partial ^{2}}{\partial v_{i}\partial v_{j}}}\left({\frac {1}{4\pi }}\int f_{\beta }(v')\left|v-v'\right|\mathrm {d} v'\right)}$

Dabei ist

• ${\displaystyle \Lambda _{c}}$ der Coulomb-Logarithmus: Je größer sein Wert, umso stärker die Dominanz vieler leichter Kollisionen, und umso besser die Gültigkeit der Landau-Fokker-Planck-Gleichung
• ${\displaystyle q_{\alpha }}$ und ${\displaystyle q_{\beta }}$ die elektrischen Ladungen der Teilchensorten
• ${\displaystyle m}$ 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 erfüllt sie das H-Theorem, d. h. Stöße führen zu einer Maxwell-Boltzmann-Geschwindigkeitsverteilung.

• Konvektions-Diffusions-Gleichung

• Übersicht stochastischer Prozesse
• Skript: Stochastische Beschreibung physikalischer Systeme Prof. Kree (pdf; 442 kB)

• 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 0-7131-3517-4
• 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.

1. H. K. Janssen: Lagrangean for Classical Field Dynamics and Renormalization Group Calculations of Dynamical Critical Properties. In: Z. Phys. B. 23. Jahrgang, 1976, S. 377.