JP2006285866A - Simulation method and program - Google Patents
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Abstract
Description
本発明は、シミュレーション方法及びプログラムに関し、特に、分子動力学を用いたシミュレーション方法、及び、それをコンピュータに実行させるためのプログラムに関する。 The present invention relates to a simulation method and a program, and more particularly to a simulation method using molecular dynamics and a program for causing a computer to execute the simulation method.
分子動力学を用いたコンピュータシミュレーションが行われている。分子動力学では、シミュレーションの対象となる系を構成する粒子の運動方程式が、数値的に解かれる。シミュレーション対象の系の粒子数が増大すれば、必要な計算量が増大する。現行のコンピュータの演算能力では、例えば、粒子数10万程度の系のシミュレーションまでしか行うことができない。 Computer simulations using molecular dynamics have been performed. In molecular dynamics, the equations of motion of the particles that make up the system to be simulated are numerically solved. As the number of particles in the system to be simulated increases, the amount of calculation required increases. With the computing power of current computers, for example, it is only possible to perform a simulation of a system having about 100,000 particles.
シミュレーションに必要な計算量を減らすために、例えば非特許文献1において、分子動力学に繰り込みの手法を応用しようとする試みがなされている。
非特許文献1の「3.数値計算法」の欄に記載されているように、非特許文献1のシミュレーション方法では、温度を陽に評価できない。
As described in “3. Numerical calculation method” of
本発明の一目的は、分子動力学を用いた新規なシミュレーション方法、及びその方法をコンピュータで実行するためのプログラムを提供することである。 An object of the present invention is to provide a novel simulation method using molecular dynamics and a program for executing the method on a computer.
本発明の他の目的は、繰り込み群の手法に基づき、温度を陽に評価することが可能なシミュレーション方法、及びその方法をコンピュータで実行するためのプログラムを提供することである。 Another object of the present invention is to provide a simulation method capable of positively evaluating the temperature based on the renormalization group technique, and a program for executing the method on a computer.
本発明の一観点によれば、(a)N個の粒子を含み、各粒子の質量がmであり、粒子間の相互作用ポテンシャルエネルギを、粒子間距離に対する依存性を表す無次元化関数f及び相互作用係数εの積εfで表すことができる粒子系Sを考えたとき、該粒子系Sが配置されている空間の次元数dと、1より大きい第1の繰り込み因子αと、0以上d以下の第2の繰り込み因子γとを用いて、繰り込まれた粒子数N´を、変換式N´=N/αdにより求め、繰り込まれた粒子の質量m´を、変換式m´=mα2/αγにより求め、繰り込まれた相互作用係数ε´を、変換式ε´=εαγにより求める工程と、(b)繰り込まれた粒子数N´個の粒子を含み、各粒子が、繰り込まれた粒子の質量m´を有し、粒子間の相互作用ポテンシャルエネルギが、前記無次元化関数fと、繰り込まれた相互作用係数ε´との積ε´fで表される粒子系S´について、分子動力学計算を実行する工程とを有するシミュレーション方法が提供される。 According to one aspect of the present invention, (a) a non-dimensionalization function f that includes N particles, each particle has a mass m, and the interaction potential energy between the particles represents the dependence on the interparticle distance. And the particle system S that can be expressed by the product εf of the interaction coefficient ε, the dimension number d of the space in which the particle system S is arranged, the first renormalization factor α greater than 1, and 0 or more Using the second renormalization factor γ equal to or less than d, the number N ′ of renormalized particles is obtained by the conversion equation N ′ = N / α d , and the mass m ′ of the renormalized particles is determined by the conversion equation m. ′ = Mα 2 / α γ, the step of determining the renormalized interaction coefficient ε ′ by the conversion equation ε ′ = εα γ , and (b) the number of particles N ′ transferred Each particle has a mass m ′ of renormalized particles, and the interaction potential energy between the particles is And Motoka function f, the particle system S'represented by the product ε'f the interaction coefficient ε'was renormalized, a simulation method and a step of performing a molecular dynamics calculation is provided.
繰り込まれた粒子数N´は、粒子数Nよりも少ない。このため、粒子系Sに対して分子動力学計算を実行するよりも少ない計算量で、粒子系S´に対する分子動力学計算を実行することができる。 The number N ′ of particles brought in is smaller than the number N of particles. For this reason, the molecular dynamics calculation for the particle system S ′ can be executed with a smaller amount of calculation than when the molecular dynamics calculation is performed for the particle system S.
まず、分子動力学(Molecular Dynamics;MD)について簡潔に説明する。N個の粒子(例えば原子)からなり、ハミルトニアンHが、 First, the molecular dynamics (Molecular Dynamics; MD) will be briefly described. It consists of N particles (for example, atoms), and the Hamiltonian H is
ハミルトニアンHを、ハミルトンの正準方程式に代入することにより、各粒子に対する運動方程式 Equation of motion for each particle by substituting Hamiltonian H into Hamilton's canonical equation
次に、繰り込み群の手法を応用した分子動力学(これを、繰り込み群分子動力学と呼ぶこととする)について、概念的に説明する。 Next, molecular dynamics applying the renormalization group technique (hereinafter referred to as renormalization group molecular dynamics) will be conceptually described.
繰り込み群分子動力学では、物理量を求めたい所望の系Sを、系Sよりも少ない粒子数で構成される系(これを、繰り込まれた系S´と呼ぶこととする)に対応付ける。次に、繰り込まれた系S´に対する分子動力学計算を実行する。そして、繰り込まれた系S´に対する計算結果を、所望の系Sに対応付ける。これにより、所望の系Sに対する分子動力学計算を直接的に実行するよりも少ない計算量で、所望の系Sに対する物理量を算出することが可能となる。所望の系Sにおける物理量(例えば、粒子数、各粒子の質量等)と、繰り込まれた系S´における物理量とを互いに対応付けるための変換則を、スケール変換則と呼ぶ。 In the renormalization group molecular dynamics, a desired system S for which a physical quantity is desired is associated with a system having a smaller number of particles than the system S (hereinafter referred to as a renormalized system S ′). Next, molecular dynamics calculation is performed on the renormalized system S ′. Then, the calculation result for the renormalized system S ′ is associated with the desired system S. As a result, it is possible to calculate the physical quantity for the desired system S with a smaller amount of calculation than when the molecular dynamics calculation for the desired system S is directly executed. A conversion rule for associating a physical quantity (for example, the number of particles, the mass of each particle, etc.) in the desired system S with a physical quantity in the renormalized system S ′ is called a scale conversion law.
次に、本願発明者らが見出したスケール変換則について説明する。物理量を算出したい所望の粒子系Sが、N個の粒子から構成されるとする。粒子系Sの全ハミルトニアンHが、式(1)に示したように、 Next, the scale conversion rule found by the present inventors will be described. It is assumed that a desired particle system S for which a physical quantity is to be calculated is composed of N particles. As shown in equation (1), the total Hamiltonian H of the particle system S is
繰り込みの議論のために、相互作用ポテンシャルエネルギφを、粒子間距離に対する依存性を表し、無次元化された関数fと、相互作用の強さを表し、エネルギの次元を持つ係数ε(これを相互作用係数εと呼ぶこととする)との積により、以下の様に表す。 For the renormalization discussion, the interaction potential energy φ represents the dependence on the interparticle distance, the dimensionless function f, the interaction strength, and the coefficient ε (which has the energy dimension) It is expressed as follows by the product of the interaction coefficient ε).
次に、ハミルトニアンHから、繰り込まれたハミルトニアンH´を導出する方法について説明する。以下詳細に示すように、繰り込まれたハミルトニアンH´は、粒子系Sに対する分配関数Z(β)における積分の一部を実行し、ハミルトニアンを粗視化し、続いて積分変数を再スケールすることで得られる。 Next, a method for deriving the renormalized Hamiltonian H ′ from the Hamiltonian H will be described. As will be shown in detail below, the renormalized Hamiltonian H ′ performs part of the integration in the partition function Z (β) for the particle system S, coarse-grains the Hamiltonian, and then rescales the integration variable. It is obtained with.
粒子数一定における正準集団(Canonical ensemble)に対する分配関数Z(β)は、粒子系Sに対して、 The partition function Z (β) for the canonical ensemble at a fixed number of particles is
と定義している。 It is defined as
調和振動子以外のポテンシャルの繰り込みを議論することは困難である。そこで、鞍点を持つ相互作用ポテンシャルを3つの領域に分けて考える。粒子間距離r→∞とr→0は、固定点であるから繰り込み変換に際しポテンシャルは不変である。そこで、鞍点近傍の繰り込み変換がすべての粒子間距離rについても成立すると仮定する。鞍点の周りをテーラー展開し、2次の揺らぎまで残す。鞍点の位置をr0とし、相対変位をδuとすると、δuの1次の項は消えて、 It is difficult to discuss the renormalization of potential other than the harmonic oscillator. Therefore, the interaction potential with saddle points is divided into three regions. Since the interparticle distances r → ∞ and r → 0 are fixed points, the potential does not change during the renormalization transformation. Therefore, it is assumed that the renormalization transformation in the vicinity of the saddle point holds for all the interparticle distances r. Develop the tail around the saddle point and leave it to the second fluctuation. If the saddle point position is r 0 and the relative displacement is δu, the first-order term of δu disappears,
次に、分配関数Z(β)の粒子間相互作用部分の粗視化について説明する。まず、一次元鎖上に配置された粒子系における粗視化について考察した後、単純立方格子上に配置された粒子系へ拡張する。 Next, coarse graining of the interparticle interaction portion of the partition function Z (β) will be described. First, after considering coarse graining in a particle system arranged on a one-dimensional chain, the system is extended to a particle system arranged on a simple cubic lattice.
図1(A)に示すように、1次元鎖上の格子点(ラティスポイント)に、粒子iとjとが互いに最隣接して配置され、粒子jとkとが互いに最隣接して配置されている。粒子iとkとの中間に、粒子jが配置されている。最隣接する粒子同士の相互作用(二アレストネイバーカップリング)を実線で示す。粒子jを消去し、粗視化することを考える。粒子jが関与する相互作用を書き出し、粒子iとkとの中間にある粒子jの変位ujについて積分を実行すれば、粒子jの影響が繰り込まれた後の、粒子iとkとの相互作用ポテンシャルφ´(qi−qk)について、 As shown in FIG. 1A, particles i and j are arranged closest to each other at lattice points on the one-dimensional chain, and particles j and k are arranged closest to each other. ing. Particle j is arranged between particles i and k. The interaction between the adjacent particles (two arrest neighbor coupling) is shown by a solid line. Consider erasing particles j and coarsening. If the interaction involving the particle j is written out and integration is performed on the displacement u j of the particle j in the middle between the particles i and k, the particle i and k after the influence of the particle j is renormalized. For the interaction potential φ ′ (q i −q k ),
この粗視化により、格子定数がα(=2)倍になるから、u´=u/αという式でスケール変換された変数u´により、元のポテンシャル関数と同形に表すことができる。つまり、以下の相似則が得られる。 Since the lattice constant becomes α (= 2) times by this coarse graining, it can be expressed in the same form as the original potential function by a variable u ′ scale-converted by the equation u ′ = u / α. In other words, the following similarity law is obtained.
d次元単純立方格子における粗視化は、ポテンシャルムービング(Potential Moving)の方法により実現できる。Potential Movingについては、例えば、Leo P.Kadanoff,“STATISTICAL PHYSICS,Statics,Dynamics and Renormalization”,World Scientiffic(1999) の14章に解説されている。 Coarse graining in the d-dimensional simple cubic lattice can be realized by a method of potential moving. As for Potential Moving, for example, Leo P.I. Kadanoff, “STATISTICAL PHYSICS, Statics, Dynamics and Renormalization”, Chapter 14 of World Scientific (1999).
図1(B)を参照して、Potential Movingの考え方について説明する。Potential Movingでは、多次元格子を1次元鎖へ帰着させる。図1(B)には、2次元格子の場合を示す。 With reference to FIG. 1 (B), the concept of Potential Moving will be described. In Potential Moving, a multidimensional lattice is reduced to a one-dimensional chain. FIG. 1B shows the case of a two-dimensional lattice.
図1(B)の上段の図に示すように、2次元正方格子の格子点上に粒子が配置されている。最隣接する粒子同士の相互作用(最隣接間相互作用)を実線で示す。格子の有る辺に平行な方向をX方向とし、X方向に直交する方向をY方向とする。 As shown in the upper diagram of FIG. 1B, particles are arranged on lattice points of a two-dimensional square lattice. The interaction between the most adjacent particles (inter-adjacent interaction) is indicated by a solid line. The direction parallel to the side with the lattice is defined as the X direction, and the direction orthogonal to the X direction is defined as the Y direction.
図1(B)の中段の図に示すように、X方向に並んだ粒子について、1つ置きに粒子を積分することを考える(白抜きの丸で示した格子点(ラティスポイントフォーサメイション)上の粒子を積分することを考える)。積分したい(消去したい)粒子を、被積分粒子と呼ぶこととする。被積分粒子同士の最隣接間相互作用を波線で示す。もし被積分粒子同士の最隣接間相互作用が存在しなければ、被積分粒子については、X方向に延在する1次元鎖と見なせる。 As shown in the middle diagram of FIG. 1B, it is considered that every other particle arranged in the X direction is integrated (lattice points for summation). Consider integrating the particles above). A particle to be integrated (erased) is referred to as an integrated particle. The interaction between the nearest neighbors of the integrand particles is indicated by a wavy line. If there is no interaction between the nearest neighbors of the integrand particles, the integrand particles can be regarded as a one-dimensional chain extending in the X direction.
Potential Movingでは、図1(B)の下段の図に示すように、被積分粒子同士の最隣接間相互作用を、X方向について被積分粒子の両隣に配置された粒子に振り分ける。振り分けられた相互作用が加算された粒子間相互作用(ダブルカップリング)を、二重線で示す。二重線で示す相互作用は、元の最隣接間相互作用の2倍の強さになる。この様にして、被積分粒子に対して、2次元格子から1次元鎖に変換できる。そこで、被積分粒子に対して、上述した1次元鎖に対する粗視化の方法が実行できる。例えば3次元格子の場合、以上説明したのと同様な手順を、Y、Z方向についても繰り返す。このようにして、多次元格子における粗視化が実行される。 In Potential Moving, as shown in the lower diagram of FIG. 1B, the interaction between the nearest neighbors of the integrable particles is distributed to the particles arranged on both sides of the integrand particles in the X direction. The interparticle interaction (double coupling) to which the distributed interaction is added is indicated by a double line. The interaction indicated by the double line is twice as strong as the original nearest neighbor interaction. In this way, the integrand particle can be converted from a two-dimensional lattice to a one-dimensional chain. Therefore, the above-described coarse graining method for the one-dimensional chain can be performed on the integrand particles. For example, in the case of a three-dimensional lattice, the same procedure as described above is repeated for the Y and Z directions. In this way, coarse graining in a multidimensional lattice is performed.
Potential Movingの方法を用いることにより、d次元単純立方格子における分配関数Z(β)の相互作用部分の粗視化について、 By using the method of Potential Moving, coarse-graining of the interaction part of the partition function Z (β) in the d-dimensional simple cubic lattice,
次に、分配関数Z(β)の運動エネルギ部分の粗視化について説明する。まずは、1次元鎖において考える。互いに最隣接する粒子対である粒子j−1と粒子jとを、1つの粒子へ粗視化する。Kadanoffのブロックスピン法の考え方を運動量に適用し、粒子jと粒子j−1とからなる粗視化された粒子の運動量gjを以下の様に定義する。 Next, coarse graining of the kinetic energy portion of the partition function Z (β) will be described. First, consider a one-dimensional chain. The particle pair j-1 and particle j, which are the particle pairs closest to each other, are coarse-grained into one particle. The concept of the Kadanoff block spin method is applied to the momentum, and the momentum g j of the coarse-grained particle composed of the particle j and the particle j−1 is defined as follows.
この粗視化により、運動エネルギがα(=2)倍になる。なお、2つの粒子の全運動エネルギを重心の運動エネルギと相対運動の運動エネルギへ分け、相対運動量について積分を実行した場合も同様な結果が得られる。 This coarse graining increases the kinetic energy by α (= 2) times. Similar results can be obtained when the total kinetic energy of two particles is divided into the kinetic energy of the center of gravity and the kinetic energy of relative motion, and integration is performed on the relative momentum.
次に、d次元単純立方格子における粗視化について考察する。まず、結晶軸a方向について粗視化すると、粒子の持つ運動エネルギEkinはα倍になる。引き続いてb軸方向において粗視化すると、粒子の持つ運動エネルギEkinαは、(Ekinα)のα倍、即ちEkinα2になる。従って、d次元格子ではEkinαdになるから、 Next, coarse graining in a d-dimensional simple cubic lattice will be considered. First, when coarse-graining is performed in the direction of the crystal axis a, the kinetic energy E kin possessed by the particles becomes α times. Subsequently, when coarse-grained in the b-axis direction, the kinetic energy E kin α of the particles becomes α times (E kin α), that is, E kin α 2 . Therefore, in the d-dimensional lattice, E kin α d ,
以上の議論から、粗視化された全ハミルトニアンに対する分配関数Z(β)は、結果に影響しない係数を除いて、 From the above discussion, the partition function Z (β) for all coarse-grained Hamiltonians, except for the coefficients that do not affect the result,
次に、粗視化された系においてもハミルトニアンを同形とするために、“繰り込まれた”変数を導入する。以下のように、繰り込まれた位置ベクトルq´、繰り込まれた運動量ベクトルp´、繰り込まれた質量m´、繰り込まれた相互作用係数ε´、及び、繰り込まれた係数β´を定義する。運動量ベクトルは、位相空間内の体積素が不変になるようにスケール変換されている。 Next, in order to make the Hamiltonian isomorphic even in the coarse-grained system, a “retracted” variable is introduced. The renormalized position vector q ′, the renormalized momentum vector p ′, the renormalized mass m ′, the renormalized interaction coefficient ε ′, and the renormalized coefficient β ′ as follows: Define The momentum vector is scaled so that the volume element in the phase space is invariant.
繰り込まれた変数をこのように定めることにより、ハミルトニアンHと同形な、繰り込まれたハミルトニアンH´が得られる。繰り込まれたハミルトニアンH´は、 By defining the renormalized variable in this way, the renormalized Hamiltonian H ′ having the same shape as the Hamiltonian H is obtained. The Hamiltonian H 'brought over is
なお、式(18)から、分配関数は以下の様になる。 From Equation (18), the distribution function is as follows.
繰り込まれたハミルトニアンH´で記述される系(繰り込まれた粒子系S´)における運動方程式は、正準方程式 The equation of motion in the system described by the renormalized Hamiltonian H ′ (the renormalized particle system S ′) is a canonical equation.
以上の考察をまとめる。粒子系Sと、繰り込まれた粒子系S´とは、以下の変換式で表されるスケール変換則により対応付けられる。 The above considerations are summarized. The particle system S and the brought-in particle system S ′ are associated by a scale conversion rule expressed by the following conversion formula.
粒子系Sの粒子数Nと、繰り込まれた粒子系S´の繰り込まれた粒子数N´とは、変換式 The number N of particles in the particle system S and the number N ′ of particles carried in the particle system S ′ are converted into a conversion formula.
粒子系Sに対して運動方程式を解く場合の時間スケールt(粒子系Sに対して実行すると仮定した分子動力学計算におけるある時間間隔t)と、繰り込まれた粒子系S´に対して運動方程式を解く場合の時間スケールt´(繰り込まれた粒子系S´に対して実行する分子動力学計算におけるある時間間隔t´)とは、変換式 The time scale t when solving the equation of motion for the particle system S (a certain time interval t in the molecular dynamics calculation assumed to be performed for the particle system S) and the motion for the renormalized particle system S ′. The time scale t ′ (a time interval t ′ in the molecular dynamics calculation performed for the renormalized particle system S ′) in solving the equation is a conversion formula
なお、粒子系Sのある粒子の速度ベクトルvと、繰り込まれた粒子系S´のある粒子の速度ベクトルv´とは、速度ベクトルvがv=p/mと表されることから、変換式 Note that the velocity vector v of the particle having the particle system S and the velocity vector v ′ of the particle having the regenerated particle system S ′ are converted because the velocity vector v is expressed as v = p / m. formula
ここで、粒子系Sの配置されている空間の次元数がdである。第1の繰り込み因子αは2n(nは正整数)であり、第2の繰り込み因子γは0以上d以下である。 Here, the number of dimensions of the space in which the particle system S is arranged is d. The first renormalization factor α is 2 n (n is a positive integer), and the second renormalization factor γ is 0 or more and d or less.
第2の繰り込み因子γの値が大きく、例えばdに等しいとき、極めて大きな、繰り込まれた相互作用係数ε´と、小さな、繰り込まれた質量m´とが数値計算に現れる。数値計算上、第2の繰り込み因子γは0に設定することが好ましい。 When the value of the second renormalization factor γ is large, for example equal to d, a very large renormalized interaction coefficient ε ′ and a small renormalized mass m ′ appear in the numerical calculation. The second renormalization factor γ is preferably set to 0 for numerical calculation.
なお、質量mとバネ定数sを持つ1次元鎖のバネ・マス系を考えたとき、繰り込まれたハミルトニアンから分散関係が以下の様に得られる。 When a one-dimensional chain spring-mass system having a mass m and a spring constant s is considered, a dispersion relation is obtained from the renormalized Hamiltonian as follows.
次に、繰り込み群分子動力学によるコンピュータシミュレーションの実施例について説明する。 Next, an example of computer simulation based on renormalization group molecular dynamics will be described.
まず、アルミニウムに熱を流入させて昇温させ、融点及び潜熱を算出したシミュレーションについて説明する。第1のシミュレーションでは、比較のため、16000個のアルミニウム原子からなる系に対して、従来の(繰り込みを応用しない)分子動力学計算を行った。アルミニウム原子は3次元空間内に配置されており、次元数dは3である。 First, a simulation in which heat is caused to flow into aluminum to raise the temperature and calculate the melting point and latent heat will be described. In the first simulation, for comparison, a conventional molecular dynamics calculation (without applying renormalization) was performed on a system consisting of 16000 aluminum atoms. Aluminum atoms are arranged in a three-dimensional space, and the dimension number d is three.
第2及び第3のシミュレーションでは、第1のシミュレーションに対応する系を繰り込んだ系に対する分子動力学計算を行った。第1の繰り込み因子αは、第2のシミュレーションでは2とし、第3のシミュレーションでは22(=4)とした。(変換式N)より、第2のシミュレーションでは、系の粒子数が2000個となり、第3のシミュレーションでは、系の粒子数が250個となる。第2の繰り込み因子γは0とした。なお、従来の手法(第1のシミュレーション)は、第1の繰り込み因子αを1と設定した場合に対応する。 In the second and third simulations, molecular dynamics calculation was performed on a system incorporating the system corresponding to the first simulation. The first renormalization factor α is 2 in the second simulation and 2 2 (= 4) in the third simulation. From (conversion equation N), the number of system particles is 2000 in the second simulation, and the number of system particles is 250 in the third simulation. The second renormalization factor γ was set to zero. The conventional method (first simulation) corresponds to the case where the first renormalization factor α is set to 1.
第1のシミュレーションにおける原子間ポテンシャル(つまり、元の系における粒子間ポテンシャル)として、モース(Morse)ポテンシャルを用いた。このポテンシャルは、 As the interatomic potential in the first simulation (that is, the interparticle potential in the original system), the Morse potential was used. This potential is
第2及び第3のシミュレーションにおける粒子間ポテンシャル(つまり、繰り込まれた系における粒子間ポテンシャル)としても、式(28)と同形のものが用いられる。第2及び第3のシミュレーションにおける繰り込まれた相互作用係数は、それぞれ、(変換式ε)より求められる。第2の繰り込み因子γが0であるので、第2及び第3のシミュレーションでの相互作用係数は、双方とも、第1のシミュレーションの相互作用係数εと等しい。定数r0及び定数Aは第1のシミュレーションのそれと等しい。 As the interparticle potential in the second and third simulations (that is, the interparticle potential in the renormalized system), the same one as in the equation (28) is used. Renormalized interaction coefficients in the second and third simulations are respectively obtained from (conversion equation ε). Since the second renormalization factor γ is 0, the interaction coefficients in the second and third simulations are both equal to the interaction coefficient ε in the first simulation. Constant r 0 and constant A are equal to those of the first simulation.
第1のシミュレーションにおけるアルミニウム原子の質量(つまり、元の系における粒子の質量)は、4.48×10−26[kg]である。第2及び第3のシミュレーションにおける粒子の繰り込まれた質量は、それぞれ、(変換式m)より求められる。第2のシミュレーションにおける質量は、第1のシミュレーションでの質量に22(=4)を乗じた17.9×10−26[kg]となり、第3のシミュレーションにおける質量は、第1のシミュレーションでの質量に42(=16)を乗じた71.7×10−26[kg]となる。 The mass of aluminum atoms in the first simulation (that is, the mass of particles in the original system) is 4.48 × 10 −26 [kg]. The mass in which the particles are brought into the second and third simulations is obtained from (conversion equation m), respectively. The mass in the second simulation is 17.9 × 10 −26 [kg] obtained by multiplying the mass in the first simulation by 2 2 (= 4), and the mass in the third simulation is the same as in the first simulation. It becomes 71.7 * 10 < -26 [kg] which multiplied 4 < 2 > (= 16) of the mass of.
次に、粒子の初期配置について説明する。初期において、粒子は面心立方格子の格子点上に配置される。第1のシミュレーションでは、幅方向に20個、奥行き方向に20個の粒子が並んだ層が、40層重なる配置とした。元の系の、幅方向について1/α、奥行き方向について1/α、及び高さ方向について1/αの部分(元の系の1/α3の部分)が、繰り込まれた系に対応する。第2のシミュレーションでは、幅方向に10個、奥行き方向に10個の粒子が並んだ層が、20層重なった配置となり、第3のシミュレーションでは、幅方向に5個、奥行き方向に5個の粒子が並んだ層が、10層重なった配置となる。
Next, the initial arrangement of the particles will be described. Initially, the particles are placed on lattice points of a face-centered cubic lattice. In the first simulation, 40 layers in which 20 particles in the width direction and 20 particles in the depth direction are arranged overlap each other. Of the original system, 1 / alpha in the width direction, the
次に、数値積分の時間刻み幅について説明する。元の系における時間刻み幅をΔtとし、粒子の速さをvとする。時間刻み幅Δtは、例えば Next, the time increment of numerical integration will be described. The time step width in the original system is Δt, and the particle speed is v. The time increment Δt is, for example,
数値積分の時間刻み幅は、第1のシミュレーションにおいては5.0[fs]とし、第2のシミュレーションにおいては10[fs]とし、第3のシミュレーションにおいては20[fs]とした。 The time interval of numerical integration was set to 5.0 [fs] in the first simulation, 10 [fs] in the second simulation, and 20 [fs] in the third simulation.
次に、粒子に与える初期速度について説明する。まず、元の系の温度と、繰り込まれた系の温度との関係について説明する。元の系の温度Tは、 Next, the initial speed given to the particles will be described. First, the relationship between the temperature of the original system and the temperature of the retreated system will be described. The temperature T of the original system is
元の系において、質量がmで速さがvの粒子の運動エネルギは、1/2mv2である。繰り込まれた系において、質量がm´で速さがv´の粒子の運動エネルギは、1/2m´v´2である。(変換式m)及び(変換式v)から、 In the original system, the kinetic energy of a particle with mass m and velocity v is ½ mv 2 . In the renormalized system, the kinetic energy of a particle with mass m ′ and speed v ′ is ½ m′v ′ 2 . From (conversion equation m) and (conversion equation v),
次に、粒子系に熱を流入させる方法について説明する。第1〜第3のシミュレーションでは、粒子系の底面上に配置された粒子に運動エネルギを与えて、系への熱の流入を模擬した。熱の流入する面を加熱面と呼ぶこととする。 Next, a method for causing heat to flow into the particle system will be described. In the first to third simulations, kinetic energy was given to the particles arranged on the bottom surface of the particle system to simulate the inflow of heat into the system. The surface into which heat flows will be referred to as a heating surface.
まず、第1のシミュレーションにおける熱の流入方法(つまり、元の系における熱の流入方法)ついて説明する。加熱面上の粒子1個当りに、時間刻み幅Δtの間に、運動エネルギΔEが与えられるとする。粒子の運動量ベクトルの変化は、下式(32)より求められる。ここで、ある時刻tにおける運動量ベクトルがptであり、時刻t+Δtにおける運動量ベクトルがpt+Δtである。 First, the heat inflow method (that is, the heat inflow method in the original system) in the first simulation will be described. It is assumed that kinetic energy ΔE is given for each particle on the heating surface during the time interval Δt. The change in the momentum vector of the particle is obtained from the following equation (32). Here, the momentum vector at a certain time t is p t, the momentum vector at time t + Delta] t is p t + Delta] t.
加熱面上の粒子数をNhとし、加熱面の面積をShとすると、単位面積当たりに流入するパワーfhは、 When the number of particles on the heating surfaces and N h, the area of the heating surface and S h, power f h which flows per unit area,
第2及び第3のシミュレーションにおいて(繰り込まれた系において)、単位面積当たりに流入するパワーfh´は、 In the second and third simulations (in the renormalized system), the power f h ′ flowing in per unit area is
次に、図2を参照して、シミュレーション結果について説明する。図2に示すグラフのうち、下段のグラフが第1のシミュレーション(従来の分子動力学計算)の結果を表し、中段のグラフが第2のシミュレーション(繰り込み因子αを2とした繰り込み群分子動力学計算)の結果を表し、上段のグラフが第3のシミュレーション(繰り込み因子αを4とした繰り込み群分子動力学計算)の結果を表す。3つのグラフにおいて、縦軸が温度(単位[K])を示し、横軸が流入した熱量、つまり流入したエネルギ(単位10−16[J])を示す。 Next, simulation results will be described with reference to FIG. In the graph shown in FIG. 2, the lower graph represents the result of the first simulation (conventional molecular dynamics calculation), and the middle graph represents the second simulation (renormalization group molecular dynamics with the renormalization factor α being 2). The upper graph represents the result of the third simulation (renormalization group molecular dynamics calculation with the renormalization factor α being 4). In the three graphs, the vertical axis indicates the temperature (unit [K]), and the horizontal axis indicates the amount of heat that flows in, that is, the energy that flows (unit 10 −16 [J]).
まず、下段のグラフを参照して、第1のシミュレーションの結果について説明する。系にエネルギが流入していないとき、系の温度は300[K]である。流入したエネルギが増加するにつれ、系の温度が上昇する。流入エネルギが約5×10−16[J]に達すると、温度の上昇が、約850[K]で一旦止まり、流入エネルギが約9×10−16[J]に達するまで、温度がほぼ一定となる。この温度が、融点を示す。流入エネルギが約9×10−16[J]を超えると、再び温度が上昇する。 First, the result of the first simulation will be described with reference to the lower graph. When energy is not flowing into the system, the temperature of the system is 300 [K]. As the incoming energy increases, the temperature of the system increases. When the inflow energy reaches about 5 × 10 −16 [J], the temperature temporarily stops at about 850 [K], and the temperature is almost constant until the inflow energy reaches about 9 × 10 −16 [J]. It becomes. This temperature indicates the melting point. When the inflow energy exceeds about 9 × 10 −16 [J], the temperature rises again.
温度一定の期間中に系に流入したエネルギが潜熱に対応する。このシミュレーションから求められる潜熱は、14.7[kJ/mol]となる。なお、実験から求められたアルミニウムの融点は933[K]であり、潜熱は11[kJ/mol]である。シミュレーションで得られた値と実験値との相違は、用いた原子間ポテンシャルの精度等に起因すると考えられる。 Energy that flows into the system during a period of constant temperature corresponds to latent heat. The latent heat obtained from this simulation is 14.7 [kJ / mol]. In addition, melting | fusing point of aluminum calculated | required from experiment is 933 [K], and latent heat is 11 [kJ / mol]. The difference between the value obtained by the simulation and the experimental value is thought to be due to the accuracy of the interatomic potential used.
次に、中段及び上段のグラフを参照して、第2及び第3のシミュレーションの結果について説明する。第2及び第3のシミュレーションの結果も、第1のシミュレーションの結果と同様な傾向を示す。すなわち、流入エネルギが約5×10−16[J]から約9×10−16[J]までの期間中に、温度が850[K]付近でほぼ一定となる傾向を示す。これにより、第2及び第3のシミュレーションからも、融点が約850[K]であり、潜熱が14.7[kJ/mol]であると求めることができる。 Next, the results of the second and third simulations will be described with reference to the middle and upper graphs. The results of the second and third simulations show the same tendency as the results of the first simulation. That is, the temperature tends to be substantially constant around 850 [K] during the period from about 5 × 10 −16 [J] to about 9 × 10 −16 [J]. Thereby, it can be determined from the second and third simulations that the melting point is about 850 [K] and the latent heat is 14.7 [kJ / mol].
粒子系に流入したエネルギは、シミュレーションした期間分だけ流入パワーを積分すれば求められる。繰り込まれた系に流入したエネルギをE´とすると、元の系へ流入したエネルギEは、 The energy flowing into the particle system can be obtained by integrating the inflow power for the simulated period. Assuming that the energy that has flowed into the system that has been brought in is E ′, the energy E that has flowed into the original system is
繰り込まれた系の温度は、式(30)から求められる。上述の議論より、元の系の温度は、繰り込まれた系の温度と等しい。 The temperature of the system brought in is obtained from the equation (30). From the above discussion, the temperature of the original system is equal to the temperature of the renormalized system.
なお、上述のシミュレーションでは、元の系における流入エネルギ及び温度を求めたが、元の系における他の物理量、例えば粒子の位置、運動量、速度等も、必要に応じて、上述のスケール変換則に基づいて求めることができる。 In the above-described simulation, the inflow energy and temperature in the original system were obtained, but other physical quantities in the original system, such as the position, momentum, and velocity of the particles, are also in accordance with the scale conversion law as necessary. Can be based on.
以上説明したように、繰り込み群分子動力学では、繰り込む前の系(上記実施例の第1のシミュレーションに対応する系)に対する分子動力学計算で得られると期待される物理量(上記実施例では融点及び潜熱)を、繰り込む前の系よりも粒子数の少ない系に対する分子動力学計算を行うことにより、算出することが可能となる。繰り込み群分子動力学によるシミュレーションに要する種々の計算は、プログラムにより、コンピュータで実行することができる。 As described above, in the renormalization group molecular dynamics, the physical quantity expected to be obtained by the molecular dynamics calculation for the system before renormalization (the system corresponding to the first simulation of the above example) (in the above example, (Melting point and latent heat) can be calculated by performing molecular dynamics calculation for a system having a smaller number of particles than the system before retraction. Various calculations required for simulation by renormalization group molecular dynamics can be executed by a computer by a program.
なお、上記実施例のシミュレーションにおいて、アルミニウムは面心立方構造を取る。スケール変換則は、単純立方格子上に配置された粒子系に対する考察から導出したが、単純立方構造に限らない他の結晶構造に対しても有効である。 In the simulation of the above embodiment, aluminum has a face-centered cubic structure. The scale conversion law is derived from the consideration for a particle system arranged on a simple cubic lattice, but it is also effective for other crystal structures that are not limited to a simple cubic structure.
次に、シリコンに熱を流入させて昇温させ、融点及び潜熱を算出したシミュレーションについて説明する。シリコンは、ダイヤモンド構造を取る。アルミニウムに対するシミュレーションと同様に、3つのシミュレーションを行った。第1のシミュレーションは、比較のために行った従来の分子動力学手法によるものである。第2及び第3のシミュレーションにおいて、第1のシミュレーションに対応する系を繰り込んだ系に対する分子動力学計算を行った。繰り込み因子αは、第2のシミュレーションでは2とし、第3のシミュレーションでは22(=4)とした。系の粒子数は、第1のシミュレーションでは8192個であり、第2のシミュレーションでは1024個であり、第3のシミュレーションでは128個である。 Next, a description will be given of a simulation in which heat is caused to flow into silicon to raise the temperature, and the melting point and latent heat are calculated. Silicon takes a diamond structure. Similar to the simulation for aluminum, three simulations were performed. The first simulation is based on a conventional molecular dynamics method performed for comparison. In the second and third simulations, molecular dynamics calculation was performed on a system incorporating the system corresponding to the first simulation. The renormalization factor α is 2 in the second simulation and 2 2 (= 4) in the third simulation. The number of particles in the system is 8192 in the first simulation, 1024 in the second simulation, and 128 in the third simulation.
第1のシミュレーションにおける原子間ポテンシャル(つまり、元の系における粒子間ポテンシャル)として、S−W(Stillinger−Weber)ポテンシャルを用いた。このポテンシャルは、 As the interatomic potential in the first simulation (that is, the interparticle potential in the original system), SW (Stillinger-Weber) potential was used. This potential is
また、図3(A)に示すように、粒子i及び粒子kの結合と、粒子i及び粒子jの結合とのなす角がθijkであり、粒子iから粒子jまでの粒子間距離がrijである。第2及び第3のシミュレーションの粒子間ポテンシャルにおける繰り込まれた相互作用係数は、上述のアルミニウムに対するシミュレーションと同様な方法で求められる。 Further, as shown in FIG. 3A, the angle formed by the combination of the particle i and the particle k and the combination of the particle i and the particle j is θ ijk , and the interparticle distance from the particle i to the particle j is r ij . The renormalized interaction coefficient in the interparticle potential in the second and third simulations is obtained by the same method as in the simulation for aluminum described above.
第1のシミュレーションにおけるシリコン原子の質量(つまり、元の系における粒子の質量)は、4.67×10−26[kg]とした。第2及び第3のシミュレーションにおける粒子の繰り込まれた質量は、上述のアルミニウムに対するシミュレーションと同様な方法で求められる。 The mass of silicon atoms (that is, the mass of particles in the original system) in the first simulation was 4.67 × 10 −26 [kg]. The mass with which the particles are brought into the second and third simulations is obtained by the same method as the simulation for the above-described aluminum.
次に、図3(B)を参照して、シミュレーション結果について説明する。図3(B)に示すグラフのうち、下段のグラフが第1のシミュレーション(従来の分子動力学計算)の結果を表し、中段のグラフが第2のシミュレーション(繰り込み因子αを2とした繰り込み群分子動力学計算)の結果を表し、上段のグラフが第3のシミュレーション(繰り込み因子αを4とした繰り込み群分子動力学計算)の結果を表す。 Next, simulation results will be described with reference to FIG. In the graph shown in FIG. 3B, the lower graph represents the result of the first simulation (conventional molecular dynamics calculation), and the middle graph represents the second simulation (renormalization factor α being 2). The results of the molecular dynamics calculation are shown, and the upper graph shows the results of the third simulation (renormalization group molecular dynamics calculation with the renormalization factor α being 4).
まず、下段のグラフを参照して、第1のシミュレーションの結果について説明する。流入エネルギが約1.3×10−16[J]から約4.6×10−16[J]に達するまでの期間中、温度が1750[K]程度でほぼ一定となる。潜熱は、25.6[kJ/mol]と求められる。なお、実験から求められたシリコンの融点は1687[K]であり、潜熱は50.6[kJ/mol]である。シミュレーションで得られた値と実験値との相違は、原子間ポテンシャルの精度等に起因すると考えられる。 First, the result of the first simulation will be described with reference to the lower graph. During the period until the inflow energy reaches about 1.3 × 10 −16 [J] to about 4.6 × 10 −16 [J], the temperature becomes substantially constant at about 1750 [K]. The latent heat is determined to be 25.6 [kJ / mol]. The melting point of silicon obtained from the experiment is 1687 [K], and the latent heat is 50.6 [kJ / mol]. The difference between the value obtained by the simulation and the experimental value is thought to be due to the accuracy of the interatomic potential.
次に、中段及び上段のグラフを参照して、第2及び第3のシミュレーションの結果について説明する。第2及び第3のシミュレーションの結果も、第1のシミュレーションの結果とほぼ同様な傾向を示す。これにより、第2及び第3のシミュレーションに基づいて、第1のシミュレーションで得られた値に近い融点及び潜熱を得ることができる。 Next, the results of the second and third simulations will be described with reference to the middle and upper graphs. The results of the second and third simulations show almost the same tendency as the results of the first simulation. Thereby, based on the 2nd and 3rd simulation, melting | fusing point and latent heat close | similar to the value obtained by the 1st simulation can be obtained.
次に、図4を参照して、分散関係を繰り込み群分子動力学で求めたシミュレーションについて説明する。アルミニウムの[111]方向に平行に振動を加えて、[111]方向の波数を算出した。原子間はバネで接続した。バネ定数sは、40.3[N/m]とした。なお、バネ定数sは、アルミニウムの原子間ポテンシャルの最小近傍を2次関数で近似することにより求められる。アルミニウム原子の質量mは、4.48×10−26[kg]とした。原子間距離aは、2.86×10−10[m]とした。分散関係の厳密解(解析的に求められた解)は、加振の角周波数をωとし、[111]方向の波数をkとして、 Next, with reference to FIG. 4, the simulation which calculated | required the dispersion | distribution relationship by renormalization group molecular dynamics is demonstrated. A wave number in the [111] direction was calculated by applying vibration in parallel to the [111] direction of aluminum. The atoms were connected by springs. The spring constant s was 40.3 [N / m]. The spring constant s is obtained by approximating the minimum vicinity of the interatomic potential of aluminum with a quadratic function. The mass m of the aluminum atoms was 4.48 × 10 −26 [kg]. The interatomic distance a was 2.86 × 10 −10 [m]. The exact solution of the dispersion relationship (analytical solution) is ω as the angular frequency of excitation and k as the wave number in the [111] direction.
グラフ中の実線Lが、厳密解を示す。点P1が、従来の分子動力学計算(繰り込み因子α=1の場合に対応)の結果を示す。点P2〜点P5が、それぞれ、繰り込み因子αを、27、215、221、及び228とした場合の結果を示す。繰り込み因子αを大きくすることは、元の系(繰り込まれる前の系)のサイズを大きくすることに対応する。繰り込み因子αを大きくすることにより、小さい波数を得ることができる。繰り込み群分子動力学で得られた結果は、厳密解と良く一致している。このように、繰り込み群分子動力学を用いれば、従来の分子動力学で実行するのが困難な長波長域の計算(連続体とみなせるようなマクロな系に対する計算)を、精度良く行うことができる。
A solid line L in the graph indicates an exact solution. Point P1 shows the result of the conventional molecular dynamics calculation (corresponding to the renormalization factor α = 1). Points P2 to P5 show the results when the renormalization factor α is 2 7 , 2 15 , 2 21 , and 2 28 , respectively. Increasing the renormalization factor α corresponds to increasing the size of the original system (system before the renormalization). A small wave number can be obtained by increasing the renormalization factor α. The results obtained with renormalization group molecular dynamics are in good agreement with the exact solution. In this way, using renormalization group molecular dynamics, it is possible to accurately calculate long wavelength regions (calculations for macroscopic systems that can be regarded as continuum) that are difficult to perform with conventional molecular dynamics. it can.
粒子系が配置されている空間に、XYZ直交座標系を考える。上述の実施例では、元の系の位置ベクトルqから、繰り込み因子αを用いて、繰り込まれた位置ベクトルq´が、 An XYZ orthogonal coordinate system is considered in the space where the particle system is arranged. In the above-described embodiment, the renormalized position vector q ′ using the renormalization factor α from the original system position vector q is
第2の繰り込み因子γが0の場合について、異方性を有するスケール変換則は、以下に示すような変換式で表される。X方向の繰り込み因子をαXとし、Y方向の繰り込み因子をαYとし、Z方向の繰り込み因子をαZとする。各繰り込み因子αX〜αZは、それぞれ、例えば2n(nは正整数)である。 When the second renormalization factor γ is 0, the scale conversion rule having anisotropy is represented by the following conversion equation. The renormalization factor in the X direction and alpha X, the renormalization factor in the Y direction and alpha Y, the renormalization factor Z direction is alpha Z. Each of the renormalization factors α X to α Z is, for example, 2 n (n is a positive integer).
粒子系Sの粒子数Nと、繰り込まれた粒子系S´の繰り込まれた粒子数N´とは、変換式 The number N of particles in the particle system S and the number N ′ of particles carried in the particle system S ′ are converted into a conversion formula.
方向ごとに繰り込み因子が設定されているので、粒子の質量も方向ごとにスケール変換される。粒子系Sの各粒子の質量mと、繰り込まれた粒子系S´の各粒子の、X方向の質量m´X、Y方向の質量m´Y、及びZ方向の質量m´Zとは、変換式 Since a renormalization factor is set for each direction, the particle mass is also scaled for each direction. And the mass m of the particles of the particle system S, of each particle of the renormalized particle system S', X direction of the mass m'X, Y direction of the mass m'Y, and the Z direction of the mass m'Z is , Conversion formula
粒子系Sにおける相互作用係数εと、繰り込まれた粒子系S´における相互作用係数ε´とは、変換式 The interaction coefficient ε in the particle system S and the interaction coefficient ε ′ in the renormalized particle system S ′
例えば、薄膜に対するシミュレーションについて考える。薄膜は、膜厚方向の寸法に比べて、膜面に平行な方向の寸法が大きい。このため。膜厚に平行な方向について、膜厚方向よりも繰り込み因子を大きくするとよい。例えば、膜厚方向をZ方向とするならば、膜厚方向の繰り込み因子αZに比べて、膜面に平行な方向の繰り込み因子αX及びαYを大きく設定するとよい。 For example, consider a simulation for a thin film. The thin film has a larger dimension in the direction parallel to the film surface than the dimension in the film thickness direction. For this reason. For the direction parallel to the film thickness, the renormalization factor may be larger than that in the film thickness direction. For example, if the film thickness direction is the Z direction, the renormalization factors α X and α Y in the direction parallel to the film surface may be set larger than the renormalization factor α Z in the film thickness direction.
なお、第2のスケーリングパラメータγは、(変換式m)、(変換式ε)、及び(変換式t)に、αγという形で含まれている。γ=0と設定した場合、αγは単に「1」となる。よって、粒子の質量、相互作用係数、及び時間に関して、第2のスケーリングパラメータγを用いずに(γという第2のスケーリングパラメータを導入せずに)、 Note that the second scaling parameter γ is included in (conversion equation m), (conversion equation ε), and (conversion equation t) in the form of α γ . When γ = 0 is set, α γ is simply “1”. Thus, with respect to particle mass, interaction coefficient, and time, without using the second scaling parameter γ (without introducing a second scaling parameter γ)
なお、繰り込み因子α、αX、αY、及びαZが、それぞれ1より大きければ、繰り込まれた系における粒子数が元の系の粒子数よりも少なくなる。 If the renormalization factors α, α X , α Y , and α Z are each greater than 1, the number of particles in the renormalized system is smaller than the number of particles in the original system.
なお、必要に応じ、シミュレーション対象の系のある部分と他の部分とで、繰り込み因子(例えばα)を異ならせることも可能である。 If necessary, the renormalization factor (for example, α) can be made different between a part of the system to be simulated and another part.
なお、上述の実施例では、繰り込み群分子動力学の例として、融点、潜熱及び分散関係を求めた。繰り込み群分子動力学は、これらに限らない種々の物理現象のシミュレーションに用いることができる。繰り込み群分子動力学は、分子動力学を用いるので、分子動力学で扱える様々な問題に適用可能である。例えば、流れ、構造、熱、反応等の問題、さらには、機構、磨耗や潤滑の問題等を扱うことができる。繰り込み群分子動力学は、実際に分子動力学計算を実行する系より粒子数の多い系に対する物理量を求めることを可能にする。よって、本願発明者らが見出した繰り込み群分子動力学を用いれば、従来シミュレーションが困難であったスケールの問題に対して、精度良いシミュレーションを行うことが可能となる。なお、繰り込み群分子動力学において実行される分子動力学計算の手法としては、公知の種々のものを用いることができる。 In the above-described examples, the melting point, latent heat, and dispersion relationship were obtained as examples of renormalization group molecular dynamics. Renormalization group molecular dynamics can be used for simulation of various physical phenomena, but not limited to these. Since renormalization group molecular dynamics uses molecular dynamics, it can be applied to various problems that can be handled by molecular dynamics. For example, problems with flow, structure, heat, reaction, etc., as well as problems with mechanism, wear and lubrication can be addressed. Renormalization group molecular dynamics makes it possible to obtain physical quantities for systems with a larger number of particles than systems that actually perform molecular dynamics calculations. Therefore, if the renormalization group molecular dynamics discovered by the inventors of the present application are used, it is possible to perform a highly accurate simulation with respect to a scale problem that has been difficult to perform in the conventional simulation. In addition, as a method of molecular dynamics calculation performed in renormalization group molecular dynamics, various well-known things can be used.
なお、本願明細書の「背景技術」の欄に記載した非特許文献1では、繰り込みの手法を分子動力学に応用する試みがなされている。しかし、非特許文献1では、ハミルトニアンの相互作用部分の繰り込みがなされているのみであり、運動エネルギ部分の繰り込みはなされていない。非特許文献1では、運動量(または速度)に対して、繰り込みではなく、単純平均を取っている。このため、静的な解析に留まっており、温度を陽に考慮できず、強制的にエネルギの散逸を起こさせるための人為的な手法(非特許文献1の「3.数値計算法」の欄に記載の式(23)、(24)、(25))が必要となっている。そのため、有限温度の計算や振動・騒音、相転移が伴う動的な問題へ適用する際、信頼性に欠ける等の課題があった。非特許文献1が開示するスケール変換則は、以下のようなものである。
In
本願発明者らのスケール変換則の導出過程においては、ハミルトニアンの運動エネルギ部分の繰り込みもなされている。これにより、運動量ベクトル(または速度ベクトル)の適正なスケール変換則が導かれる。よって、シミュレーションにおいて、温度を陽に考慮することが可能となる。 In the process of deriving the scale conversion law of the present inventors, the kinetic energy part of the Hamiltonian is also renormalized. This leads to an appropriate scale conversion law for the momentum vector (or velocity vector). Therefore, it is possible to explicitly consider the temperature in the simulation.
以上実施例に沿って本発明を説明したが、本発明はこれらに制限されるものではない。例えば、種々の変更、改良、組み合わせ等が可能なことは当業者に自明であろう。 Although the present invention has been described with reference to the embodiments, the present invention is not limited thereto. It will be apparent to those skilled in the art that various modifications, improvements, combinations, and the like can be made.
α 第1の繰り込み因子
N 粒子数
N´ 繰り込まれた粒子数
α First renormalization factor N Number of particles N ′ Number of renormalized particles
Claims (11)
(b)繰り込まれた粒子数N´個の粒子を含み、各粒子が、繰り込まれた粒子の質量m´を有し、粒子間の相互作用ポテンシャルエネルギが、前記無次元化関数fと、繰り込まれた相互作用係数ε´との積ε´fで表される粒子系S´について、分子動力学計算を実行する工程と
を有するシミュレーション方法。 (A) including N particles, the mass of each particle is m, and the interaction potential energy between the particles is expressed by a product εf of a non-dimensionalization function f and an interaction coefficient ε representing the dependence on the interparticle distance. When considering a particle system S that can be represented, the dimension number d of the space in which the particle system S is arranged, a first renormalization factor α greater than 1, and a second renormalization factor γ greater than or equal to 0 and less than or equal to d. And the number N ′ of renormalized particles is obtained by the conversion formula N ′ = N / α d , and the mass m ′ of the retreated particles is obtained by the conversion formula m ′ = mα 2 / α γ. , The step of determining the renormalized interaction coefficient ε ′ by the conversion equation ε ′ = εα γ ,
(B) including particles having a number N ′ of renormalized particles, each particle having a mass m ′ of the renormalized particles, and the interaction potential energy between the particles is the dimensionless function f And a step of executing molecular dynamics calculation for the particle system S ′ represented by the product ε′f with the renormalized interaction coefficient ε ′.
(c)前記粒子系S´に含まれるある粒子の、前記工程(b)における分子動力学計算で求められた位置ベクトルをq´と表し、前記粒子系S´に含まれるある粒子の、前記工程(b)における分子動力学計算で求められた運動量ベクトルをp´と表し、前記粒子系S´に含まれるある粒子の、前記工程(b)における分子動力学計算で求められた速度ベクトルをv´と表し、前記粒子系S´に含まれるある粒子の、前記工程(b)における分子動力学計算におけるある時間間隔をt´と表すとき、前記第1の繰り込み因子α、及び第2の繰り込み因子γを用いて、前記粒子系Sに含まれるある粒子の位置ベクトルqを、変換式q=q´αにより求める計算、前記粒子系Sに含まれるある粒子の運動量ベクトルpを、変換式p=p´/αにより求める計算、前記粒子系Sに含まれるある粒子の速度ベクトルvを、変換式v=v´αにより求める計算、及び、前記粒子系Sについて実行すると仮定した分子動力学計算におけるある時間間隔tを、変換式t=t´αγにより求める計算のうち、少なくとも1つの計算を実行する工程
を有する請求項1に記載のシミュレーション方法。 further,
(C) A position vector obtained by molecular dynamics calculation in the step (b) of a particle contained in the particle system S ′ is represented as q ′, and the particle contained in the particle system S ′ The momentum vector obtained by the molecular dynamics calculation in the step (b) is represented as p ′, and the velocity vector obtained by the molecular dynamics calculation in the step (b) of a certain particle included in the particle system S ′ is represented by When expressed as v ′ and a certain time interval in the molecular dynamics calculation in the step (b) of a particle included in the particle system S ′ is expressed as t ′, the first renormalization factor α and the second Calculation using a renormalization factor γ to obtain a position vector q of a certain particle contained in the particle system S by a conversion equation q = q′α, and a momentum vector p of a certain particle contained in the particle system S Total calculated by p = p ′ / α In calculation, a velocity vector v of a particle contained in the particle system S is calculated by a conversion formula v = v′α, and a certain time interval t in the molecular dynamics calculation assumed to be performed on the particle system S is of the calculation for obtaining the conversion equation t = t'α γ, the simulation method according to claim 1 comprising the step of performing at least one calculation.
(b)繰り込まれた粒子数N´個の粒子を含み、各粒子が、繰り込まれた粒子の質量m´を有し、粒子間の相互作用ポテンシャルエネルギが、前記無次元化関数fと、前記相互作用係数εとの積εfで表される粒子系S´について、分子動力学計算を実行する工程と
を有するシミュレーション方法。 (A) including N particles, the mass of each particle is m, and the interaction potential energy between the particles is expressed by a product εf of a non-dimensionalization function f and an interaction coefficient ε representing the dependence on the interparticle distance. When a particle system S that can be expressed is considered, the number of renormalized particles N ′ is converted by using a dimension d of the space in which the particle system S is arranged and a renormalization factor α larger than 1. determined by the equation N'= N / α d, the mass m'of renormalized particles, a step of determining the conversion equation m'= m.alpha 2,
(B) including particles having a number N ′ of renormalized particles, each particle having a mass m ′ of the renormalized particles, and the interaction potential energy between the particles is the dimensionless function f And a step of performing molecular dynamics calculation for the particle system S ′ represented by the product εf with the interaction coefficient ε.
(c)前記粒子系S´に含まれるある粒子の、前記工程(b)における分子動力学計算で求められた位置ベクトルをq´と表し、前記粒子系S´に含まれるある粒子の、前記工程(b)における分子動力学計算で求められた運動量ベクトルをp´と表し、前記粒子系S´に含まれるある粒子の、前記工程(b)における分子動力学計算で求められた速度ベクトルをv´と表すとき、前記繰り込み因子αを用いて、前記粒子系Sに含まれるある粒子の位置ベクトルqを、変換式q=q´α により求める計算、前記粒子系Sに含まれるある粒子の運動量ベクトルpを、変換式p=p´/αにより求める計算、及び前記粒子系Sに含まれるある粒子の速度ベクトルvを、変換式v=v´αにより求める計算のうち、少なくとも1つの計算を実行する工程
を有する請求項6に記載のシミュレーション方法。 further,
(C) A position vector obtained by molecular dynamics calculation in the step (b) of a particle contained in the particle system S ′ is represented as q ′, and the particle contained in the particle system S ′ The momentum vector obtained by the molecular dynamics calculation in the step (b) is represented as p ′, and the velocity vector obtained by the molecular dynamics calculation in the step (b) of a certain particle included in the particle system S ′ is represented by When expressed as v ′, using the renormalization factor α, the position vector q of a certain particle contained in the particle system S is calculated by a conversion equation q = q′α, and the calculation of the certain particle contained in the particle system S At least one of a calculation for obtaining the momentum vector p by the conversion formula p = p ′ / α and a calculation for obtaining the velocity vector v of a particle contained in the particle system S by the conversion formula v = v′α. Have a process to execute Simulation method according to claim 6 that.
(e)繰り込まれた粒子数N´個の粒子を含み、各粒子が、繰り込まれた粒子の質量m´を有し、粒子間の相互作用ポテンシャルエネルギが、前記無次元化関数fと、前記相互作用係数εとの積εfで表される粒子系S´について、X方向の運動方程式にはX方向に関する繰り込まれた粒子の質量mX´を用い、Y方向の運動方程式にはY方向に関する繰り込まれた粒子の質量mY´を用い、Z方向の運動方程式にはZ方向に関する繰り込まれた粒子の質量mZ´を用いて、分子動力学計算を実行する工程と
を有するシミュレーション方法。 (D) includes N particles, the mass of each particle is m, and the interaction potential energy between the particles is expressed by the product εf of the non-dimensionalization function f and the interaction coefficient ε representing the dependence on the interparticle distance. When an XYZ rectangular coordinate system is considered in the space where the particle system S can be represented and the space in which the particle system S is arranged, the renormalization factor α X in the X direction and the renormalization factor α Y in the Y direction, each greater than 1. And the renormalization factor α Z in the Z direction, the number N ′ of renormalized particles is obtained by the conversion formula N ′ = N / (α X α Y α Z ), and the mass of the renormalized particles in the X direction m X ′ is obtained by the conversion formula m X ′ = mα X 2 , and the mass m Y ′ of the renormalized particle in the Y direction is obtained by the conversion formula m Y ′ = mα Y 2, and the retraction in the Z direction is performed. The mass m Z ′ of the particles is converted into the conversion formula m Z ′ = mα Z The process determined by 2 .
(E) including particles having a number N ′ of renormalized particles, each particle having a mass m ′ of the renormalized particles, and the interaction potential energy between the particles is the dimensionless function f For the particle system S ′ represented by the product εf with the interaction coefficient ε, the renormalized particle mass m X ′ in the X direction is used for the X direction motion equation, and the Y direction motion equation is Using molecular mass m Y ′ renormalized in the Y direction and using the mass m Z ′ in the Z direction for the equation of motion in the Z direction, and performing a molecular dynamics calculation. Having a simulation method.
(f)前記粒子系S´に含まれるある粒子の、前記工程(e)における分子動力学計算で求められた位置ベクトルをq´と表し、該位置ベクトルq´のX、Y及びZ方向それぞれの成分を、qX´、qY´、及びqZ´と表し、前記粒子系S´に含まれるある粒子の、前記工程(e)における分子動力学計算で求められた運動量ベクトルをp´と表し、該運動量ベクトルp´のX、Y及びZ方向それぞれの成分を、pX´、pY´、及びpZ´と表し、前記粒子系S´に含まれるある粒子の、前記工程(e)における分子動力学計算で求められた速度ベクトルをv´と表し、該速度ベクトルv´のX、Y及びZ方向それぞれの成分を、vX´、vY´、及びvZ´と表すとき、前記X方向の繰り込み因子αX、Y方向の繰り込み因子αY、及びZ方向の繰り込み因子αZを用いて、前記粒子系Sに含まれるある粒子の位置ベクトルqのX、Y及びZ方向それぞれの成分qX、qY、及びqZを、それぞれ、変換式qX=qX´αX、qY=qY´αY、及びqZ=qZ´αZにより求める計算、前記粒子系Sに含まれるある粒子の運動量ベクトルpのX、Y及びZ方向それぞれの成分pX、pY、及びpZを,それぞれ、変換式pX=pX´/αX、pY=pY´/αY、及びpZ=pZ´/αZにより求める計算、及び、前記粒子系Sに含まれるある粒子の速度ベクトルvのX、Y及びZ方向それぞれの成分vX、vY、及びvZを,それぞれ、変換式vX=vX´αX、vY=vY´αY、及びvZ=vZ´αZにより求める計算のうち、少なくとも1つの計算を実行する工程
を有する請求項8に記載のシミュレーション方法。 further,
(F) A position vector of a certain particle contained in the particle system S ′ obtained by molecular dynamics calculation in the step (e) is represented by q ′, and each of the position vector q ′ in the X, Y, and Z directions Are represented as q X ′, q Y ′, and q Z ′, and a momentum vector obtained by molecular dynamics calculation in the step (e) of a particle contained in the particle system S ′ is represented by p ′. And the components in the X, Y, and Z directions of the momentum vector p ′ are represented as p X ′, p Y ′, and p Z ′. The velocity vector obtained by the molecular dynamics calculation in e) is represented by v ′, and the components of the velocity vector v ′ in the X, Y and Z directions are represented by v X ′, v Y ′ and v Z ′. when the X-direction of the renormalization factor alpha X, Y direction renormalization factor alpha Y, Using fine Z direction renormalization factor alpha Z, X of the position vector q of a particle contained in the particles based S, Y and Z directions of the component q X, q Y, and q Z, respectively, conversion formula q X = q X'α X, q Y = q Y'α Y, and q Z = q Z'α Z calculation for obtaining the, X momentum vector p of a particle included in the particle system S, Y and Z The components p X , p Y , and p Z in the respective directions are converted into the transformation formulas p X = p X '/ α X , p Y = p Y ' / α Y , and p Z = p Z '/ α Z , respectively. Calculations to be obtained and components v X , v Y , and v Z in the X, Y, and Z directions of a velocity vector v of a particle included in the particle system S are respectively converted into transformation equations v X = v X ′ α. X, v Y = v Y'α Y, and v Z = v of calculation for determining the Z'α Z, small The simulation method according to claim 8, further comprising a step of executing at least one calculation.
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