Équation de Langevin

L'équation de Langevin (1908) est une équation stochastique pour le mouvement brownien.

En rouge, un double puits de potentiel ; en noir, la trajectoire d'une particule soumise à un bruit gaussien et une friction plongée dans le potentiel (le temps va de bas en haut). La trajectoire est une intégration numérique de l'équation de Langevin associée.

\underbrace {m{\frac {d^{2}x(t)}{d^{2}t}}} _{\text{force inertielle}}=\underbrace {-6\pi \eta R{\frac {dx(t)}{dt}}} _{\text{force de Stokes}}+\underbrace {-{\frac {F}{L}}x(t)} _{\rm {force\ ext{\acute {e}}rieure}}+\underbrace {f_{a}(t)} _{\rm {force\ al{\acute {e}}atoire}}

Théorie de Langevin du mouvement brownien

Dans l'approche théorique de Langevin, une grosse particule brownienne de masse m, supposée animée à l'instant t d'une vitesse ${\vec {v}}(t)$ , est soumise à deux forces bien distinctes :

une force de frottement fluide du type ${\vec {f}}\,=\,-\,k\,{\vec {v}}$ , où k est une constante positive. Dans le cas d'une particule sphérique de rayon a, cette constante s'écrit explicitement : $k=6\pi \eta a$ (loi de Stokes).
une force complémentaire, notée ${\vec {\eta }}(t)$ , qui synthétise la résultante des chocs aléatoires des molécules de fluide environnantes. Langevin écrit à propos de cette force supplémentaire qu'« elle est indifféremment positive et négative, et sa grandeur est telle qu'elle maintient l'agitation de la particule que, sans elle, la résistance visqueuse finirait par arrêter ». On appelle au XXI^e siècle une telle force un bruit blanc gaussien[1].

Équation de Langevin

On applique le principe fondamental de la dynamique de Newton, ce qui conduit à l'équation stochastique de Langevin :

$m\,{\frac {d{\vec {v}}(t)}{dt}}\ =\ -\,k\,{\vec {v}}(t)\ +\ {\vec {\eta }}(t)$

Solution de Langevin (1908)

Réécriture de l'équation de Langevin

Prenons le produit scalaire de cette équation avec le vecteur position ${\vec {r}}(t)$ (en omettant la dépendance en temps pour simplifier les notations) :

$m\ {\vec {r}}\cdot {\frac {d^{2}{\vec {r}}}{dt^{2}}}\ =\ -\,k\ {\vec {r}}\cdot {\frac {d{\vec {r}}}{dt}}\ +\ {\vec {r}}\cdot {\vec {\eta }}$

Remarquons alors d'une part que :

${\frac {d||{\vec {r}}||^{2}}{dt}}\ =\ {\frac {d({\vec {r}}\cdot {\vec {r}})}{dt}}\ =\ 2\ {\vec {r}}\cdot {\frac {d{\vec {r}}}{dt}}$

$\Longrightarrow \quad {\vec {r}}\cdot {\frac {d{\vec {r}}}{dt}}\ =\ {\frac {1}{2}}\ {\frac {d||{\vec {r}}||^{2}}{dt}}$

et d'autre part que :

${\frac {d^{2}||{\vec {r}}||^{2}}{dt^{2}}}\ =\ {\frac {d~}{dt}}\ \left[{\frac {d||{\vec {r}}||^{2}}{dt}}\right]\ =\ {\frac {d~}{dt}}\ \left[\,2\ {\vec {r}}\cdot {\frac {d{\vec {r}}}{dt}}\,\right]\ =\ 2\,||{\vec {v}}||^{2}\ +\ 2\ {\vec {r}}\cdot {\frac {d^{2}{\vec {r}}}{dt^{2}}}$

$\Longrightarrow \quad {\vec {r}}\cdot {\frac {d^{2}{\vec {r}}}{dt^{2}}}\ =\ {\frac {1}{2}}\ {\frac {d^{2}||{\vec {r}}||^{2}}{dt^{2}}}\ -\ ||{\vec {v}}||^{2}$

En substituant ces expressions dans le produit scalaire obtenu à partir de l'équation de Langevin, on obtient une nouvelle forme de l'équation différentielle :

$m\ {\frac {d^{2}||{\vec {r}}||^{2}}{dt^{2}}}\ =\ -\,k\ {\frac {d||{\vec {r}}||^{2}}{dt}}\ +\ 2\,m\ ||{\vec {v}}||^{2}\ +\ 2\,{\vec {r}}\cdot {\vec {\eta }}$

Moyenne sur le bruit blanc gaussien

On prend alors la moyenne de l'équation précédente sur toutes les réalisations possibles du bruit blanc gaussien. Il vient :

m\ \left\langle \ {\frac {d^{2}||{\vec {r}}||^{2}}{dt^{2}}}\ \right\rangle \ =\ -\,k\ \left\langle \ {\frac {d||{\vec {r}}||^{2}}{dt}}\ \right\rangle \ +\ 2\,m\ \left\langle \ ||{\vec {v}}||^{2}\ \right\rangle \ +\ 2\,\left\langle \ {\vec {r}}\cdot {\vec {\eta }}\ \right\rangle

On fait l'hypothèse avec Langevin que la valeur moyenne du terme de bruit est nulle[2] :

\left\langle \ {\vec {r}}\cdot {\vec {\eta }}\ \right\rangle \ =\ 0

Par ailleurs, le processus de moyenne sur le bruit commute avec la dérivation temporelle :

\left\langle \ {\frac {d||{\vec {r}}||^{2}}{dt}}\ \right\rangle \ =\ {\frac {d~}{dt}}\ \left\langle \ ||{\vec {r}}||^{2}\ \right\rangle \quad \mathrm {et} \quad \left\langle \ {\frac {d^{2}||{\vec {r}}||^{2}}{dt^{2}}}\ \right\rangle \ =\ {\frac {d^{2}~}{dt^{2}}}\ \left\langle \ ||{\vec {r}}||^{2}\ \right\rangle

ce qui conduit à l'équation différentielle pour les moyennes :

m\ {\frac {d^{2}~}{dt^{2}}}\ \left\langle \ ||{\vec {r}}||^{2}\ \right\rangle \ =\ -\,k\ {\frac {d~}{dt}}\ \left\langle \ ||{\vec {r}}||^{2}\ \right\rangle \ +\ 2\,m\ \left\langle \ ||{\vec {v}}||^{2}\ \right\rangle

On pose alors :

u(t)\ =\ {\frac {1}{2}}\ {\frac {d~}{dt}}\ \left\langle \ ||{\vec {r}}(t)||^{2}\ \right\rangle

de telle sorte que l'équation différentielle se réécrive sous la forme simple :

m\ {\frac {du(t)}{dt}}\ =\ -\,k\ u(t)\ +\ m\ \left\langle \ ||{\vec {v}}||^{2}\ \right\rangle

Équipartition de l'énergie

On obtient une estimation du dernier terme de vitesse quadratique moyenne en utilisant le théorème d'équipartition de l'énergie de la physique statistique classique[3]. Pour le mouvement d'une particule dans un espace à d dimensions, on obtient :

${\frac {1}{2}}\ m\ \langle \ ||{\vec {v}}||^{2}\ \rangle \ =\ {\frac {d}{2}}\ k_{B}\ T$

où $k_{B}$ est la constante de Boltzmann, et $T$ la température absolue en kelvins. L'énergie thermique moyenne $k_{B}T$ par particule peut se réécrire :

$k_{B}\ T\ =\ {\frac {R\,T}{{\mathcal {N}}_{A}}}$

où $R$ est la constante des gaz parfaits, et ${\mathcal {N}}_{A}$ le nombre d'Avogadro. L'équation différentielle se met donc finalement sous la forme :

$m\ {\frac {du(t)}{dt}}\ +\ k\ u(t)\ =\ {\frac {d\,RT}{{\mathcal {N}}_{A}}}$

Cette équation différentielle linéaire du premier ordre à coefficients constants avec second membre admet la solution exacte :

$u(t)\ =\ {\frac {d\,RT}{k\,{\mathcal {N}}_{A}}}\ +\ \lambda \ \mathrm {e} ^{-\,t/\tau }$

où $\lambda$ est une constante, et $\tau$ le temps caractéristique de relaxation, qui vaut :

$\tau \ =\ {\frac {m}{k}}\ =\ {\frac {m}{6\pi \eta a}}\ \simeq$ 10^-8 secondes

dans les conditions d'observations expérimentales usuelles du mouvement brownien.

Coefficient de diffusion d'Einstein

Dans les conditions expérimentales usuelles, on est toujours dans le régime où : $t\gg \tau$ , et on observe alors :

$u(t)\ \sim \ {\frac {d\,RT}{k\,{\mathcal {N}}_{A}}}\ =\ {\frac {d\,RT}{6\pi \eta a\,{\mathcal {N}}_{A}}}$

Compte tenu de la définition de $u(t)$ , on a :

$u(t)\ =\ {\frac {1}{2}}\ {\frac {d~}{dt}}\ \langle \ ||{\vec {r}}(t)||^{2}\ \rangle \ \sim \ {\frac {d\,RT}{6\pi \eta a\,{\mathcal {N}}_{A}}}$

ce qui donne par intégration par rapport au temps t la loi de la diffusion classique :

$\langle \ ||{\vec {r}}(t)||^{2}\ \rangle \ \sim \ {\frac {2d\,RT}{6\pi \eta a\,{\mathcal {N}}_{A}}}\ t\ =\ 2d\ D\ t$

où le coefficient de diffusion $D$ s'écrit explicitement :

$D\ =\ {\frac {RT}{6\pi \eta a\,{\mathcal {N}}_{A}}}$

On retrouve bien le résultat d'Einstein (1905).

Lien avec la distribution de Boltzmann

Un élément intéressant de l'équation de Langevin est qu'elle permet de faire le lien entre le bruit thermique d'une particule amortie dans un potentiel et la statistique de Boltzmann.

Démonstration

Prenons le cas simple d'une particule se déplaçant en une dimension avec la trajectoire $x(t)$ dans le potentiel $V(x)$ . Le mouvement est alors régi par l'équation de Langevin:

\gamma {\frac {dx}{dt}}=-{\frac {\partial V(x)}{\partial x}}+\zeta (t),

où $\zeta (t)$ est un bruit blanc thermique caractérisé par $\langle \zeta (t)\zeta (t')\rangle =2\gamma kT\delta (t-t')$ et $\gamma$ est la constante d'amortissement. Nous aimerions déterminer la distribution de la position de la particule pour le régime stationnaire $p(x)=\lim _{t\rightarrow \infty }p(x,t)$ où $p(x,t)$ indique la probabilité de trouver la particule en $x$ au temps $t$ . Pour obtenir cette distribution, nous allons introduire une fonction test quelconque $f(x)$ et nous intéresser à la moyenne de cette fonction sur les différentes réalisation de la trajectoire dans le régime stationnaire, c'est-à-dire la valeur finale de : $\langle f(x)\rangle (t)=\int f(x)p(x,t)\,\mathrm {d} x$ .

En dérivant par rapport au temps, on obtient:

{\frac {d\langle f(x(t))\rangle }{dt}}=\left\langle {\frac {dx}{dt}}f'(x(t))\right\rangle =\left\langle -{\frac {1}{\gamma }}{\frac {\partial V}{\partial x}}f'(x(t))\right\rangle +\left\langle {\frac {1}{\gamma }}\zeta (t)f'(x(t))\right\rangle .

Évidemment, dans le régime stationnaire, la dérivée temporelle est nulle. De plus, on peut utiliser la règle de Stratonovitch pour faire disparaître la dépendance en $\zeta$ dans le dernier terme. On obtient ainsi :

-{\frac {1}{\gamma }}\left\langle {\frac {\partial V}{\partial x}}f'(x)\right\rangle +{\frac {kT}{\gamma }}\langle f''(x)\rangle =0,

On utilise alors la définition de la moyenne sur les différentes réalisation pour faire apparaître la distribution $p(x)$ qui nous intéresse

\int \left(-{\frac {\partial V}{\partial x}}f'(x)p(x)+{kT}f''(x)p(x)\right)\mathrm {d} x=\int \left(-{\frac {\partial V}{\partial x}}f'(x)p(x)-{kT}f'(x)p'(x)\right)\mathrm {d} x=0,

où nous avons utilisé une intégration par parties. Comme cette formule est vraie pour $f$ quelconque, on doit avoir :

{\frac {\partial V}{\partial x}}p(x)+{kT}p'(x)=0.

Ce qui nous permet de retrouver la distribution de Boltzmann : $p(x)\propto \exp {-{\frac {V(x)}{kT}}}.$

Notes et références

En termes modernes, un bruit blanc gaussien est un processus stochastique de moyenne nulle :
$\langle \,{\vec {\eta }}(t)\,\rangle \ =\ {\vec {0}}$
et totalement décorrélé dans le temps ; sa fonction de corrélation à deux points vaut en effet :
$\langle \,\eta _{i}(t_{1})\ \eta _{j}(t_{2})\,\rangle \ =\ \Gamma \ \delta _{ij}\ \delta (t_{1}-t_{2})$
Dans cette formule, $\Gamma$ est une constante positive, $\delta _{ij}$ le symbole de Kronecker, et $\delta (t)$ la distribution de Dirac, qui est identiquement nulle lorsque $t_{1}\neq t_{2}$ Dans ces deux formules, la moyenne est prise sur toutes les réalisations possibles du bruit blanc gaussien.
Langevin écrit :
« La valeur moyenne du terme ${\vec {r}}\cdot {\vec {\eta }}$ est évidemment nulle à cause des irrégularités des actions complémentaires ${\vec {\eta }}$ . »
Ce n'est en réalité pas si évident que cela ; lire par exemple l'article de Bertrand Duplantier, page 176, note 52. Cet auteur donne un peu plus loin dans le même article la dérivation moderne de la solution de l'équation stochastique de Langevin (paragraphe 1.5.3, p. 177).
Le théorème d'équipartition de l'énergie de la mécanique statistique classique dit que la valeur moyenne de l'énergie associée à un degré de liberté quadratique d'un système mécanique en équilibre thermique avec un thermostat à la température $T$ est égale à $k_{B}T/2$ . Pour une particule ponctuelle qui n'est soumise à aucune force dans un espace à d dimensions, il y a exactement d degrés de liberté quadratiques, qui correspondent aux d contributions à l'énergie cinétique : $mv_{1}^{2}/2,\,mv_{2}^{2}/2,\,\dots ,mv_{d}^{2}/2$ , d'où le résultat utilisé ici.

Bibliographie

Paul Langevin ; Sur la théorie du mouvement brownien, Comptes-Rendus de l'Académie des Sciences 146 (1908), 530-532. Lire en ligne sur Gallica.
Bertrand Duplantier ; Le mouvement brownien, (2005), dans : Séminaire Poincaré Einstein, 1905-2005, (Paris, 8 avril 2005). Lire en ligne.

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Équation de Langevin

Théorie de Langevin du mouvement brownien

Équation de Langevin

Solution de Langevin (1908)

Réécriture de l'équation de Langevin

Moyenne sur le bruit blanc gaussien

Équipartition de l'énergie

Coefficient de diffusion d'Einstein

Lien avec la distribution de Boltzmann

Notes et références

Articles connexes

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