Expoente de Lyapunov para um Gás de Lennard–Jones - CBPFIndex
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5. Dinâmica Molecular: Teoria 49<br />
5.4.1 Escolha do passo δt<br />
A escolha do tamanho do passo δt <strong>de</strong> integração das equações do movimento é baseada<br />
na conservação da energia total. Cada algoritmo possui suas particularida<strong>de</strong>s no tocante à<br />
conservação da energia no <strong>de</strong>correr da simulação, mas, normalmente, quanto menor o δt ,<br />
melhor serão os resultados, isto é, menores serão as flutuações. Um passo muito gran<strong>de</strong> po<strong>de</strong><br />
até mesmo resultar n<strong>um</strong> <strong>de</strong>slocamento secular da energia total.<br />
Tratando os átomos do sistema como esferas rígidas com diâmetro igual ao parâmetro<br />
<strong>de</strong> <strong>Lennard–Jones</strong> σ (ver tabela 4.1), po<strong>de</strong>mos estimar o intervalo <strong>de</strong> tempo médio τ entre<br />
colisões sucessivas usando :<br />
τ =<br />
1<br />
√ 2 π d 2 ρ 0 vrms<br />
(5.8)<br />
on<strong>de</strong> d é o diâmetro, ρ 0 é a <strong>de</strong>nsida<strong>de</strong> n<strong>um</strong>érica e vrms a velocida<strong>de</strong> quadrática média que,<br />
<strong>para</strong> o caso <strong>de</strong> <strong>um</strong>a distribuição maxwelliana <strong>de</strong> velocida<strong>de</strong>s, a saber:<br />
<br />
m<br />
P (v, T) = 4π<br />
2πκBT<br />
3/2<br />
v 2 e −<br />
m v 2<br />
2κBT (5.9)<br />
só <strong>de</strong>pen<strong>de</strong> da temperatura: vrms = 3κBT/m . Se usarmos o parâmetro d e a massa m<br />
referentes ao Ar (dAr = σAr = 3.40 ×10 −10 m e mAr = 6.63 ×10 −26 Kg ), a <strong>de</strong>nsida<strong>de</strong><br />
ρ 0 = 1.27×10 28 /m 3 e a temperatura T = 179K , obtemos:<br />
τ ≈ 4.6 × 10 −13 s<br />
Um nível <strong>de</strong> conservação da energia aceitável <strong>para</strong> o Ar sob tais condições é obtido com<br />
passos <strong>de</strong> 10 −14 s, ou seja, <strong>um</strong>a or<strong>de</strong>m <strong>de</strong> gran<strong>de</strong>za menor que a estimativa <strong>para</strong> o tempo<br />
médio entre colisões sucessivas (resultado fisicamente razoável, ver [37] ).<br />
O cálculo que acabamos <strong>de</strong> realizar foi feito em unida<strong>de</strong>s físicas que, conforme discutido<br />
no apêndice E, não são convenientes em simulações computacionais; por isso, trabalharemos<br />
com unida<strong>de</strong>s reduzidas. Por exemplo, <strong>para</strong> o caso do Ar, ρ 0 = 1.27 ×10 28 /m 3 correspon<strong>de</strong><br />
à ρ ∗ 0 = 0.50 em unida<strong>de</strong>s reduzidas e T = 179.7K à T ∗ = 1.50 (ver tabela E.2 <strong>para</strong> <strong>um</strong>a<br />
com<strong>para</strong>ção entre unida<strong>de</strong>s físicas e reduzidas <strong>de</strong> diversas gran<strong>de</strong>zas <strong>para</strong> o Ar e Ne ).<br />
O tamanho do passo utilizado em nossas simulações foi δt ∗ = 0.001 que, continuando<br />
com o exemplo do Ar, correspon<strong>de</strong> à δt = 2.16 × 10 −15 s. Isso significa que <strong>um</strong>a simulação<br />
com <strong>um</strong> milhão <strong>de</strong> passos, duração típica das simulações aqui realizadas, correspon<strong>de</strong> a <strong>um</strong>a<br />
evolução real do sistema da or<strong>de</strong>m <strong>de</strong> 10 −9 s = 1ns.<br />
Para <strong>um</strong>a <strong>de</strong>dução intuitiva <strong>de</strong>sta expressão ver Nussenzveig [51], Pág. 256, <strong>para</strong> <strong>um</strong>a mais rigorosa, ver<br />
Sone [52], Pág. 551.