Thermische Gleichgewichte bilden den Ausgangspunkt der meisten physikalischen Untersuchungen an Vielteilchensystemen. Sie dienen zur Feststellung des ungestörten Zustandes, von dem aus das weitere Verhalten im Nichtgleichgewicht nach einer am Gleichgewicht angebrachten Störung meist mit Hilfe einer Störungsrechnung ermittelt wird. Die Beschreibung solcher Vielteilchensysteme macht von der Verteilungsfunktion f (q, p, t) der Teilchen im Phasenraum (q, p) Gebrauch. q und p sind die verallgemeinerten Phasenraumkoordinaten, die im klassischen Fall einfach dem Ort und dem Impuls entsprechen. Die Funktion f gibt die Wahrscheinlichkeit an, mit der eine Gruppe von Teilchen im Intervall [q, p; q + D q, p + D p] zum Zeitpunkt t anzutreffen sein wird. Sie gehorcht für ununterscheidbare Teilchen einer sogenannten kinetischen Gleichung, die ihre zeitliche Variation unter der Einwirkung von externen wie internen Kräften angibt. Solche internen Kräfte sind gravitative und elektromagnetische Kräfte, wenn nur klassische Teilchen betrachtet werden. Direkte Reibungswechselwirkungen der Teilchen untereinander werden in dieser Gleichung in einem Stoßterm erfaßt. Alle kinetischen Gleichungen unterscheiden sich lediglich in diesem Term. Im thermodynamischen Gleichgewicht verschwindet die zeitliche Änderung von f, und daher verschwindet auch der Stoßterm. Da er selbst von f abhängt, definiert sein Verschwinden die Gestalt der Verteilungsfunktion im Gleichgewicht.

Thermal equilibria are conventionally taken as the starting point of most physical investigations of many-particle systems. They provide the undisturbed initial state. Distorting this state leads to disturbances, the behaviour of which can be followed by adopting perturbation techniques. The most common description of such systems and their equilibrium and non-equilibrium properties is based on the particle phase-space distribution function f (q, p, t) with (q, p) the phase-space element and q, p the generalised phase-space coordinates. In the classical case this is space and momentum. The function f determines the probability of finding a group of identical particles at time t in the interval [q, p; q + D q, p + D p]. For indistinguishable particles it satisfies a so-called kinetic equation that determines the time variation of f under the action of the external and internal forces. Such internal forces may be gravitation and electromagnetic forces. Direct frictional interactions among the particles are collected within a collision integral on the right-hand side of this equation. All kinetic equations in the same force fields differ only in this collision integral. In thermal equilibrium the total time variation of f vanishes. This implies that the collision integral also vanishes identically. However, since the collision integral itself depends on f its vanishing defines the form of the equilibrium distribution.

Die bekannteste derartige kinetische Gleichung ist die Boltzmann-Gleichung. Ihr Stoßterm berücksichtigt nur direkte Stöße der Teilchen untereinander. Die aus ihm abgeleitete thermodynamische Gleichgewichtsverteilung ist die berühmte Boltzmann-Gibbs-Verteilung. Sie dient in allen Anwendungen als Ausgangspunkt für die Behandlung von thermischen Gleichgewichten und Störungen dieser Gleichgewichte, die entweder zu Relaxation zurück zum Gleichgewicht oder im Falle von bestimmten günstigen Bedingungen und vorhandener freier Energie zu Instabilitäten und Strukturentstehung Anlaß geben. Ihrer physikalischen Rechtfertigung liegen einfache und einsichtige Annahmen zugrunde. Sie nutzen die Gibbsschen Regeln für die Definition von Ensembles aus, in der Vorstellung vervielfachten identischen Kopien des betrachteten Vielteilchensystems, in dem nur die Ordnung der Teilchen unterschiedlich angenommen wird. Unter Annahme einer simplen Wahrscheinlichkeitsdefinition wird aus diesem Ensemble durch Würfeln das wahrscheinlichste ausgewürfelt. Es zeigt sich in der klassischen Theorie, daß dieser Vorgang tatsächlich die Boltzmann-Gibbs-Verteilung reproduziert. Grund dafür ist die sehr viel früher von Gauß entdeckte wahrscheinlichste Fehlerverteilung, wenn die Fehler voneinander unabhängig sind. Das ist aber in einem stoßfreien System, in dem die Teilchen über langreichweitige Kräfte miteinander wechselwirken, fragwürdig. Allerdings hat sich gezeigt, daß die Mitnahme von langreichweitigen Coulombwechselwirkungen zum Beispiel, die auf ein Landau oder ein Lenard-Balescu-Stoßintegral führt, an der Boltzmann-Verteilung praktisch nichts ändert. Anwendungen der Fokker-Planck-Gleichung, die eine Störung der Verteilungsfunktion im Phasenraum mitnimmt, haben zwar verformte Verteilungsfunktionen zur Lösung, können aber in keinem Falle die beobachteten Verteilungen erklären. Grund dafür ist, daß sie lediglich eine Störungsrechnung bedeuten, die an den grundsätzlichen Annahmen der Zufälligkeit im Gibbs-Boltzmann-System nichts ändert.

The best-known kinetic equation is the Boltzmann equation. The Boltzmann-collision integral accounts for direct interparticle collisions only. Its equilibrium solution is the famous Boltzmann-Gibbs distribution function. This distribution function serves the needs of an initial distribution for all thermal equilibria and their disturbances, with the latter either relaxing towards the initial equilibrium or leading to instabilities. The latter develop (under certain favourable conditions), when free energy is available, in the medium leading to the generation of structure. The physical justification of the Boltzmann-Gibbs distribution is based on some simple physically intuitive assumptions that make use of Gibbsian rules for the definition of ensembles, physically identical mental copies of the many-particle system under consideration that differ only in the order of the particle counting. Adopting a simple definition of the probability allows finding the most probable and thus physically realistic distribution (essentially by throwing a dice). In the classical theory it turns out that this procedure in fact reproduces the Boltzmann-Gibbs distribution. The reason for this is the most probable distribution of errors discovered much earlier by Gauß under the condition that the errors are statistically independent. In a collision-free system, where the particles interact only via long-range forces, such a procedure is questionable – in particular when these forces cause correlations to exist between particles. Taking into account long-range Coulomb interactions in a perturbation approach of Boltzmann theory leads to the Landau and Lenard-Balescu collision integrals, which, however, hardly change the Boltzmann distribution. Allowing for perturbations in phase space leads to the Fokker-Planck equation. Its solutions cause deformed distributions but in many cases are unable to reproduce the observed skewed distribution functions. The reason for this inability is that the Fokker-Planck equation assumes the validity of the perturbational approach while not changing the general assumption of stochasticity on which Boltzmann-Gibbsian statistics is based.

Die hier verfolgte Grundidee nimmt einen anderen Ausgang. Sie akzeptiert die uneingeschränkte Gültigkeit der kinetischen Theorie als oberstes Stadium einer mikroskopischen Theorie der Vielteilchenbewegung unter dem Einfluss von Kräften. Sie fragt aber nach einem erweiterten, nicht notwendig aus der Störungsrechnung ableitbaren Stoßterm. Dieser Stoßterm kann in der einfachsten Form nach demjenigen von Boltzmann-Gibbs modelliert werden, doch wird nicht mehr angenommen, daß die Teilchen selbst direkt durch Stöße miteinander wechselwirken, was in einer stoßfreien Situation ohnehin unbefriedigend, wenn nicht falsch ist, sondern daß die Wechselwirkung über langreichweitige Korrelationen erfolgt, die zum Beispiel durch Turbulenz gegeben werden. Sie erzeugen selbstorganisierte Strukturen, "Klumpen". Die Annahme ist, daß solche skaleninvariante Klumpen miteinander wechselwirken. In diesem Falle wird die Verteilungsfunktion im Stoßterm durch ein Funktional g[f] der Verteilungsfunktion zu ersetzen sein, das durch die Art der Turbulenz und die Korrelationen bestimmt wird. Da man aber weiterhin Energieerhaltung und Massenerhaltung annehmen muß, die in jeder einzelnen Wechselwirkung streng erfüllt sind, kann im stationären Zustand aus der Gleichgewichtsbedingung für die Funktionale eine Beziehung abgeleitet werden, die exakt der Boltzmann'schen entspricht. Bis zu diesem Punkt ist die Theorie jedoch noch vollkommen beliebig.

The idea followed here adopts a different starting point. We accept the unlimited validity of the kinetic theory as the highest stage of a microscopic theory of many-particle theory in the presence of external and internal forces. We investigate the possibility of an extended version of the collision integral that may not necessarily derive from a perturbation approach. In the simplest case we can model this type of collision integral in close similarity to the Boltzmann collision term. It is, however, assumed that the particles do not have to interact directly by collisions, since for collisionless media this is unsatisfactory ab initio. Instead the interaction should proceed via long-range correlations such as those which are believed to be present in turbulence. We further assume that self-organised structures or "compounds" formed as a result of such correlations are nearly scale-invariant. It is then reasonable to assume that only compounds of similar scale interact strongly. In such a case one may replace the distribution function f in the Boltzmann collision integral with a functional g[f] of the distribution function. This functional is determined by the nature of the turbulence and correlations. However, since energy and number conservation must be imposed in every single interaction, the functionals depend in a well defined way on particle energy and chemical potential in the stationary state.

Die Anschlußstelle an die bekannte Thermodynamik und die Boltzmann-Gibbs'sche Statistische Mechanik wird durch die Bedingung gegeben, daß beim Übergang zu direkten (binären) Stößen das Funktional g[f] = f in die Verteilungsfunktion selbst übergeht, damit der Stoßterm die Boltzmann'sche Form annimmt. Dieser Bedingung kann man Rechnung tragen, indem man einen Kontrollparameter k einführt so daß im Grenzübergang k ® ¥ diese Bedingung erfüllt ist. Auf diese Weise gewinnt man als einfachste unter allen möglichen Funktionen g[f] eine besondere, die sich nach f auflösen lässt. Die so gefundene Verteilungsfunktion im Gleichgewicht gehört zu der Familie der experimentell gemessenen k -Ver-teilungen, von denen Abb. 3.12 ein in der Magnetosphäre der Erde gemessenes Beispiel zeigt.

Up to this point the theory is still arbitrary. The important assumption that relates it to the classical statistical mechanics is a condition that must be imposed in order to reproduce Boltzmann's statistics for ordinary non-correlated collisions. To this end it is expedient to introduce a control parameter k on that the functional g[f] (and hence the distribution function as well) should depend. One then demands that e.g. for k ® ¥ the functional g[f] = f should become the identity functional. In this limit the Boltzmann-collision integral is reproduced. This assumption allows the definition of the simplest possible general functional g[f] that can be solved for the distribution function f. The distribution function obtained in this way is a member of the family of so-called k -distributions which are frequently observed in collisionless space plasmas. Fig. 3.12 shows an example of such a distribution function measured in the Earth's magnetospheric tail.

Die k -Verteilung hat einige interessante Eigenschaften. Sie besitzt eine "hochenergetische Komponente", die mit einem Potenzgesetz zu hohen Energien abklingt. Für Energien nahe Null aber ist die Verteilungsfunktion praktisch konstant. Das folgt aus der Tatsache, daß die Funktion explizit von einem chemischen Potential µ abhängt. Dieses Potential tritt in der Boltzmann-Verteilung nur in einem Exponentialfaktor auf, der in der Normierung wegfällt. In unserem Falle ist das chemische Potential nicht wegnormierbar, weil das Addieren oder Entfernen von Teilchen in einem korrelierten System Arbeit erfordert.

The new distribution has a number of interesting properties. It possesses a high-energy "tail" which to higher energies follows a power-law decay. For energies near zero the distribution is practically flat. This behaviour follows from the fact that the function f (m , q, p, t) depends explicitly on the chemical potential m . In Boltzmann statistics this potential appears only in the exponential and drops out by normalisation. In our correlated case the chemical potential cannot be eliminated by normalisation. This implies that adding or subtracting particles from the medium requires work that has to be done.

Mit Hilfe der Verteilungsfunktion kann ein neuer Ausdruck für die Entropie in einem korrelierten Medium angegeben werden. Dieser neue Entropieausdruck unterscheidet sich von der Boltzmann-Shannon-Entropie. Physikalisch bedeutet das nicht eine neuartige Entropie, sondern nur eine andere mathematische Darstellung für die in der Entropie erfaßte Unordnung unter den Bedingungen der Korreliertheit. Es ist besonders wichtig, daß die Entropie ein H-Theorem erfüllt. Damit weist sie die gefundene Verteilung als tatsächliche Gleichgewichtsverteilungsfunktion aus, die der Boltzmann-Gibbs'schen Verteilung ebenbürtig ist. Ein aus dem Gleichgewicht gebrachtes korreliertes System kehrt wieder in dieses durch die Funktion f beschriebene Gleichgewicht zurück. Die Entropie ist außerdem konkav. Die Entropien von zwei Systemen super-addieren sich, d. h. die Entropie des Gesamtsystems ist größer als die Summe der beiden. Das ist eine Voraussetzung dafür, daß eine Entropie eine echte physikalische Entropie ist. Die Korrelationen sorgen für das beschleunigte Erreichen des Gleichgewichts.

With the help of the new distribution function one can derive a new expression for the entropy of a correlated medium. This expression differs from the Boltzmann-Shannon entropy. Physically, this does not imply that we have found a new entropy. The new expression simply tells us that in correlated media one may have to use a different mathematical expression for calculating the irreversible part of the disorder. It is very important to note that this entropy relation satisfies an H-theorem. It thus determines the new distribution function as an actual thermodynamically stable distribution on the same level as the Boltzmann-Gibbs distribution that is valid under the conditions of correlations. A correlated system that is disturbed from equilibrium will hence return to the equilibrium that is described by the function f. Moreover the entropy is a concave function. The entropies of two systems is superadditive, i. e. the entropy of the whole system is larger than the sum of both. This is a precondition for an entropy to be a true physical entropy. The correlations guarantee a fast reaching of the equilibrium.

Im Gleichgewicht selbst gilt die Thermodynamik nahezu unverändert. Alle allgemeinen thermodynamischen Funktionen und Zusammenhänge bleiben bestehen, wenn die mittleren Erwartungswerte einer Größe als Momente über die neue Verteilung definiert werden. Es gibt aber einen grundlegenden Unterschied, wenn die Theorie auf ideale Gase angewendet wird. Im korrelierten idealen Gas besteht nicht mehr der einfache Zusammenhang zwischen Temperatur und mittlerer Energie wie im Boltzmann-Gibbs-Gas. Diese Symmetrie wird durch die Korrelationen gebrochen. Die Temperatur ist ein Parameter, der das Gas beschreibt, die thermische Energie aber wird über den Druck definiert. Ebenso ergibt sich eine komplizierte Zustandsgleichung; die Beziehung PV = NkT gilt nicht mehr, während die adiabatischen Beziehungen unverändert bestehen bleiben. Das ist eine wichtige Feststellung. Schließlich ergeben sich für die spezifischen Wärmen neue Ausdrücke; insbesondere liegt die adiabatische Konstante im Intervall 1 < g < 5/3, jedoch dichter an 1. Die obere Grenze entspricht dem Boltzmann-Fall. Dies belegt, daß es sich um Medien mit vielen Freiheitsgraden handelt. Solche Medien sind turbulente Medien. Die gefundene neue Statistische Mechanik scheint daher ganz besonders geeignet zur Beschreibung von Turbulenz und chaotischen Systemen. Das wird auch nahegelegt durch die Verwendung der Rényi-Entropie in der Chaos-Theorie. Da dieselbe nicht physikalisch ist, liegt der Gedanke nahe, die hier gefundene neue Entropieformel an ihrer Stelle einzusetzen.

In the equilibrium state thermodynamics remains intact. All thermodynamic relations and functions remain valid if only the thermodynamic averages are defined, as usual, as the moments of the new distribution function. This is all very satisfactory because it is in accord with observations. There are, however, a number of distinct differences from Boltzmann's statistical mechanics. In correlated ideal gases the simple relation between temperature and mean energy ceases to hold. The correlations break this symmetry, which is encountered in Boltzmann's statistics. The temperature is a mere parameter that is defined through the entropy. The mean energy, on the contrary, is defined through the pressure-energy relation that is unbrokenly valid also here. Moreover, the equation of state of the correlated gas is not given by the simple relation PV = NkT anymore. Due to the appearance of m , it is more complicated. On the other hand, the adiabatic relations are conserved. Finally, new expressions are obtained for the specific heats and the adiabatic constant. The latter is found to be in the interval 1 < g < 5/3 with the right-hand value holding only for the Boltzmann transition. In ideal correlated media g is closer to 1 in agreement with the initial assumption of multiscale turbulence. This qualifies the new statistical mechanics for the description of turbulence and chaotic systems. In chaos theory a similar entropy is used, the Rényi entropy. However, this entropy is not in accord with thermodynamics, a fact that probably makes it non-physical. This suggests that it may be replaced by the new entropy relation.

Mit Hilfe der neuen Theorie lässt sich eine Neuformulierung der Statistischen Mechanik versuchen. Man gewinnt aus dem thermodynamischen Potential über die bekannten Beziehungen eine neue Formel für die großkanonische Partitionsfunktion. Diese kann auf den Fall der Fermi- und Bose-Zustände angewendet werden und liefert jeweils neuartige Fermi- bzw. Bose-Verteilungen, die in korrelierten Medien gelten. Im klassischen Grenzfall folgt aus ihnen die neue k -Verteilung. Im unkorrelierten Grenzfall entstehen die bekannten Fermi- und Bose-Verteilungen. Die Anwendung dieser Verteilungen und der gesamten neuen Statistischen Mechanik auf reale Probleme, wie zum Beispiel Probleme der Festkörperphysik oder der Sternphysik, steht noch aus und bildet ein aussichtsreiches neues Arbeitsfeld. Als vorläufiges interessantes Ergebnis findet man, daß für Temperaturen T ® 0 sowohl die neue Fermi- als auch die neue Bose-Verteilung keine besetzten Zustände haben. Dieses zunächst beunruhigende Ergebnis klärt sich aber leicht auf, wenn man bedenkt, daß nahe Null jede Dynamik im System unmöglich gemacht wird. Das Medium wird rein stochastisch und lässt keine Ausbildung von Korrelationen zu. Die Statistik nahe Null geht damit in die bekannten Fermi- und Bose-Statistiken über. Das wiederum bedeutet, daß der Kontrollparameter k (T) eine Funktion der Temperatur sein muss. Im Fermi-Fall kann diese funktionale Abhängigkeit leicht ermittelt werden. Es ist interessant, welche zukünftigen Anwendungen sich dieser Statistik eröffnen werden.

The new theory also suggests a new formulation for general statistical mechanics. The thermodynamic potential can be used to derive the grand canonical partition function. It turns out that such a generalisation can be performed successfully. One then finds new expressions for the partition functions for the correlated Bose-Einstein and Fermi-Dirac distribution functions. In the Boltzmann limit these become the ordinary Bose and Fermi distributions. The application of these distributions and the new statistical mechanics to real problems in solid-state physics or stellar interiors is still open. As an interesting preliminary result one finds that for temperatures T ® 0 both the new Fermi and Bose distributions have zero occupation numbers. This disturbing result can be easily understood when remembering that near zero temperature all states freeze, no dynamics is possible and chance reigns. Hence, the lack of dynamics inhibits the formation of correlations. The medium becomes purely stochastic. This implies that near zero the statistics must become the Boltzmann limit such that only ordinary Fermi and Bose distributions exist. This in turn implies that the control parameter k (T) is a function of temperature. In the Fermi case it is not difficult to determine this functional dependence. It will be interesting to observe which applications will open for this new kind of statistical mechanics.