त्रिज्यीय वितरण फलन

सांख्यिकीय यांत्रिकी में कणों (परमाणुओं, अणुओं, कोलॉइड आदि) की एक प्रणाली में त्रिज्यीय वितरण फलन या युग्म सहसबंधन फलन $$g(r)$$ वर्णन करते है कि संदर्भ कण से दूरी के फलन के रूप में घनत्व कैसे भिन्न होता है।

यदि किसी दिए गए कण को ​​मूल O पर लिया जाता है, और यदि $$\rho =N/V$$ कणों की औसत संख्या घनत्व है, तो O से r दूरी पर स्थानीय समय-औसत घनत्व $$\rho g(r)$$ है। यह सरलीकृत परिभाषा एक सजातीय और समदैशिक प्रणाली के लिए है। एक अधिक सामान्य मामले पर नीचे विचार किया जाएगा।

सरलतम शब्दों में यह एक आदर्श गैस के सापेक्ष किसी दिए गए संदर्भ कण से $$r$$ की दूरी पर एक कण को ​​खोजने की संभावना का एक उपाय है। सामान्य एल्गोरिथ्म में यह निर्धारित करना सम्मिलित है कि कितने कण एक कण से $$r$$ और $$r+dr$$ की दूरी के भीतर हैं। इस सामान्य विषय को दाईं ओर दर्शाया गया है, जहां लाल कण हमारा संदर्भ कण है, और नीले कण वे हैं जिनके केंद्र गोलाकार खोल के भीतर हैं, जो नारंगी रंग में बिंदीदार हैं।

त्रिज्यीय वितरण फलन सामान्यतः सभी कण जोड़े के बीच की दूरी की गणना करके और उन्हें हिस्टोग्राम में बिनिंग करके निर्धारित किया जाता है। हिस्टोग्राम को आदर्श गैस के संबंध में सामान्यीकृत किया जाता है, जहां कण हिस्टोग्राम पूरी तरह से असंबद्ध होते हैं। तीन आयामों के लिए, यह सामान्यीकरण प्रणाली का संख्या घनत्व $$( \rho )$$ है जिसे गोलाकार खोल के आयतन से गुणा किया जाता है, जिसे प्रतीकात्मक रूप से $$\rho \, 4\pi r^2 dr$$ के रूप में व्यक्त किया जा सकता है।

एक एक संभावित ऊर्जा फलन को देखते हुए, त्रिज्यीय वितरण फलन की गणना या तो मोंटे कार्लो विधि जैसे कंप्यूटर सिमुलेशन विधियों के माध्यम से की जा सकती है, या ऑर्नस्टीन-ज़र्निक समीकरण के माध्यम से, पर्कस-येविक सन्निकटन या हाइपरनेट-चेन समीकरण जैसे अनुमानित समापन संबंधों का उपयोग करके की जा सकती है। यह पारंपरिक या कॉन्फोकल माइक्रोस्कोपी के माध्यम से विकिरण बिखरने की तकनीक या बड़े पर्याप्त (माइक्रोमीटर-आकार) कणों के लिए प्रत्यक्ष दृश्यता द्वारा प्रयोगात्मक रूप से भी निर्धारित किया जा सकता है।

त्रिज्यीय वितरण फलन मौलिक महत्व का है क्योंकि इसका उपयोग किर्कवुड-बफ समाधान सिद्धांत का उपयोग करके सूक्ष्म विवरण को मैक्रोस्कोपिक गुणों से जोड़ने के लिए किया जा सकता है। इसके अलावा, किर्कवुड-बफ़ सिद्धांत के प्रत्यावर्तन द्वारा, मैक्रोस्कोपिक गुणों से त्रिज्यीय वितरण फलन के सूक्ष्म विवरण प्राप्त करना संभव है। ऑर्स्टीन-ज़र्निक समीकरण या संरचना-अनुकूलित संभावित शोधन का उपयोग करके संभावित ऊर्जा फलन की भविष्यवाणी करने के लिए त्रिज्यीय वितरण फलन को व्युत्क्रम भी किया जा सकता है।

परिभाषा
आयतन $$V$$ में $$N$$ कणों की एक प्रणाली पर विचार करें (औसत संख्या घनत्व $$\rho =N/V$$ के लिए) और एक तापमान पर $$T$$ (हम $$\textstyle \beta = \frac{1}{kT}$$ को भी परिभाषित करते हैं)। कण निर्देशांक $$\mathbf{r}_{i}$$ हैं $$\textstyle i = 1, \, \ldots, \, N$$ के साथ कणों के बीच परस्पर क्रिया के कारण संभावित ऊर्जा $$\textstyle U_{N} (\mathbf{r}_{1}\, \ldots, \, \mathbf{r}_{N})$$ है और हम बाह्य रूप से प्रयुक्त क्षेत्र की मामले पर विचार नहीं करते हैं।

उपयुक्त औसतों को $$\textstyle Z_{N} = \int \cdots \int \mathrm{e}^{-\beta U_{N}} \mathrm{d} \mathbf{r}_1 \cdots \mathrm{d} \mathbf{r}_N$$ के साथ विहित पहनावा $$(N,V,T)$$ में लिया जाता है। विन्यास समाकलन कण स्थितियों के सभी संभावित संयोजनों पर लिया गया। प्रारंभिक विन्यास की प्रायिकता, अर्थात् $$\textstyle \mathrm{d} \mathbf{r}_1$$ में कण 1, $$\textstyle \mathrm{d} \mathbf{r}_2$$ आदि में कण 2 खोजना । द्वारा दिया गया है

कणों की कुल संख्या बहुत बड़ी है, ताकि $$ P^{(N)}$$ अपने आप में बहुत उपयोगी नहीं है। हालाँकि, एक कम कॉन्फ़िगरेशन की संभावना भी प्राप्त कर सकता है, जहाँ केवल की स्थिति $$n < N$$ कण स्थिर होते हैं, में $$\textstyle \mathbf{r}_{1}\, \ldots, \, \mathbf{r}_{n}$$, शेष पर कोई प्रतिबंध नहीं है $$N-n$$ कण। इसके लिए, एक को एकीकृत करना होगा ($$) शेष निर्देशांकों पर $$\mathbf{r}_{n+1}\, \ldots, \, \mathbf{r}_{N}$$:


 * $$ P^{(n)}(\mathbf{r}_1,\ldots,\mathbf{r}_n) =\frac{1}{Z_N} \int \cdots \int \mathrm{e}^{-\beta U_N} \, \mathrm{d}^3 \mathbf{r}_{n+1} \cdots \mathrm{d}^3 \mathbf{r}_N \, $$.

यदि कण परस्पर क्रिया नहीं कर रहे हैं, इस अर्थ में कि प्रत्येक कण की संभावित ऊर्जा किसी अन्य कण पर निर्भर नहीं करती है,$U_N(\mathbf{r}_1,\dots,\mathbf{r}_N)=\sum_{i=1}^N U_1(\mathbf{r}_i)$ तो विभाजन फलन गुणनखंड करता है और प्राथमिक की संभावना कॉन्फ़िगरेशन एकल कण संभावनाओं के उत्पाद के लिए स्वतंत्र तर्कों के साथ विघटित होता है,

$$ \begin{align} Z_N &=\prod_{i=1}^N \int \mathrm{d}^3 \mathbf{r}_{i}e^{-\beta U_1}=Z_1^N\\ P^{(n)}(\mathbf{r}_1,\dots,\mathbf{r}_N)&=P^{(1)}(\mathbf{r}_1)\cdots P^{(1)}(\mathbf{r}_n) \end{align} $$ ध्यान दें कि गैर-अंतःक्रियात्मक कणों के लिए प्रायिकता इसके तर्कों में सममित है। यह सामान्य रूप से सत्य नहीं है, और जिस क्रम में स्थिति तर्क स्लॉट पर कब्जा कर लेती है $$ P^{(n)}$$ मायने रखता है। स्थितियों के एक सेट को देखते हुए, जिस तरह से $$ N$$ कण उन पदों पर कब्जा कर सकते हैं $$ N!$$ संभावना है कि उन पदों पर कब्जा कर लिया गया है, उन सभी कॉन्फ़िगरेशनों पर योग करके पाया जाता है जिसमें एक कण उन स्थानों में से प्रत्येक पर होता है। यह $$ N$$ वस्तुओं, $$ S_N$$} के सममित समूह में, $ \sum_{\pi\in S_N} P^{(N)}(\mathbf{r}_{\pi (1)},\ldots,\mathbf{r}_{\pi (N)}) $  लिखने के लिए प्रत्येक क्रमचय लेकर किया जा सकता है। कम पदों के लिए हम बाहरी तर्कों को एकीकृत करते हैं, और ओवरकाउंटिंग को रोकने के लिए एक सुधार कारक सम्मिलित करते हैं,$$ \begin{align} \rho^{(n)}(\mathbf{r}_1,\ldots,\mathbf{r}_n) &=\frac{1}{(N-n)!}\left(\prod_{i=n+1}^N\int\mathrm{d}^3\mathbf{r}_i\right)\sum_{\pi\in S_N} P^{(N)}(\mathbf{r}_{\pi (1)},\ldots,\mathbf{r}_{\pi (N)}) \\ \end{align} $$

इस मात्रा को n-कण घनत्व फलन कहा जाता है। अप्रभेद्य कण कणों के लिए, सभी कण स्थितियों को परिवर्तित किया जा सकता है, $$ \forall i, \mathbf{r}_i\rightarrow \mathbf{r}_{\pi(i)}$$प्राथमिक कॉन्फ़िगरेशन की संभावना को बदले बिना, $$ P(\mathbf{r}_{\pi(1)},\dots,\mathbf{r}_{\pi (N)})=P(\mathbf{r}_{1},\dots,\mathbf{r}_{ N})$$, जिससे कि n-कण घनत्व फलन कम हो जाता है$$ \begin{align} \rho^{(n)}(\mathbf{r}_1,\ldots,\mathbf{r}_n) &=\frac{N!}{(N-n)!}P^{(N)}(\mathbf{r}_1,\ldots,\mathbf{r}_n) \end{align} $$$$ n$$-कण घनत्व को एकीकृत करने से क्रमचय कारक $$ _NP_n$$ मिलता है, कुल $$ N$$ कणों में से $$ n$$ स्थितियों पर रखने के लिए क्रमिक रूप से कणों को चुनने के तरीकों की संख्या की गणना करते हुए। अब देखते हैं कि $$ n$$ के विभिन्न मानों के लिए हम इस फलन की व्याख्या कैसे करते हैं।

$$n=1$$ के लिए, हमारे पास एक-कण घनत्व है। एक क्रिस्टल के लिए यह एक आवधिक कार्य है जिसमें जाली स्थलों पर तीव्र उच्चिष्ठता होती है। एक गैर-अंतःक्रियात्मक गैस के लिए, यह $$\textstyle \mathbf{r}_1$$ की स्थिति से स्वतंत्र है और सिस्टम की समग्र संख्या घनत्व $$\rho$$ के बराबर है। यह पहली बार देखने के लिए ध्यान दें कि $$U_N = 0$$ गैस के कब्जे वाले आयतन में है, और बिना अनंत है। इस मामले में विभाजन कार्य है


 * $$ Z_N = \prod_{i=1}^N\int\mathrm{d}^3\mathbf{r}_i \ 1=V^N$$

जिससे परिभाषा वांछित परिणाम देती है


 * $$ \begin{align}

\rho^{(1)}(\mathbf{r}) &= \frac{N!}{(N-1)!}\frac{1}{V^N}\prod_{i=2}^N\int\mathrm{d}^3\mathbf{r}_i 1\\ &=\frac{N}{V} \\ &=\rho \end{align}$$ वास्तव में, इस विशेष मामले के लिए प्रत्येक एन-कण घनत्व निर्देशांक से स्वतंत्र है, और स्पष्ट रूप से गणना की जा सकती है$$ \begin{align} \rho^{(n)}(\mathbf{r}_1,\dots,\mathbf{r}_n) &= \frac{N!}{(N-n)!}\frac{1}{V^N}\prod_{i=2}^N\int\mathrm{d}^3\mathbf{r}_i 1\\ &=\frac{N!}{(N-n)!}\frac{1}{V^n} \end{align}$$

$$N\gg n$$ के लिए, गैर-अंतःक्रियात्मक n-कण घनत्व लगभग गैर-अंतःक्रियात्मक है $$\rho^{(n)}_\text{non-interacting}(\mathbf{r}_1,\dots,\mathbf{r}_N)= \left(1-n(n-1)/2N+\cdots \right)\rho^n\approx \rho^n$$ इसे ध्यान में रखते हुए, n-बिंदु सहसंबंध फलन $$ g^{(n)}$$ को गैर-अंतःक्रियात्मक योगदान को ध्यान में रखते हुए परिभाषित किया गया है$$\rho^{(n)}(\mathbf{r}_{1}, \ldots, \, \mathbf{r}_{n}) = \rho^{(n)}_\text{non-interacting}g^{(n)}(\mathbf{r}_{1}\, \ldots, \, \mathbf{r}_{n}) $$स्पष्ट रूप से, यह परिभाषा पढ़ती है$$\begin{align} g^{(n)}(\mathbf{r}_{1}, \ldots, \, \mathbf{r}_{n}) &=\frac{V^N}{N!}\left(\prod_{i=n+1}^N\frac{1}{V}\!\!\int \!\! \mathrm{d}^3\mathbf{r}_i\right)\frac{1}{Z_N}\sum_{\pi\in S_N} e^{-\beta U(\mathbf{r}_{\pi(1)}, \ldots, \, \mathbf{r}_{\pi(N)})} \end{align} $$ जहाँ यह स्पष्ट है कि n-बिंदु सहसंबंध फलन आयाम रहित है।

संरचना कारक
दूसरा क्रम सहसंबंध फलन $$g^{(2)}(\mathbf{r}_{1},\mathbf{r}_{2})$$ विशेष महत्व का है, क्योंकि यह सीधे संबंधित है (फूरियर रूपांतरण के माध्यम से) सिस्टम के संरचना कारक के लिए और इस प्रकार एक्स-रे विवर्तन या न्यूट्रॉन विवर्तन का प्रयोग करके प्रयोगात्मक रूप से निर्धारित किया जा सकता है।

यदि प्रणाली गोलाकार रूप से सममित कणों से युक्त है $$g^{(2)}(\mathbf{r}_{1},\mathbf{r}_{2})$$ केवल उनके बीच की सापेक्ष दूरी पर निर्भर करता है, $$\mathbf{r}_{12} = \mathbf{r}_{2} - \mathbf{r}_{1} $$। हम उप- और सुपरस्क्रिप्ट $$\textstyle g(\mathbf{r})\equiv g^{(2)}(\mathbf{r}_{12})$$ को छोड़ देंगे। कण 0 को निर्देशांक के मूल में नियत मानकर, $$\textstyle \rho g(\mathbf{r}) d^3r = \mathrm{d} n (\mathbf{r})$$ है आयतन $$\textstyle d^3r$$ में स्थिति$$\textstyle \mathbf{r}$$ के आस-पास पाए जाने वाले कणों की औसत संख्या (शेष $$N-1$$ के बीच)।

हम इन कणों को औपचारिक रूप से गिन सकते हैं और अभिव्यक्ति के माध्यम से औसत ले सकते हैं $$\textstyle \frac{\mathrm{d} n (\mathbf{r})}{d^3r} = \langle \sum_{i \neq 0} \delta ( \mathbf{r} - \mathbf{r}_i) \rangle$$ के साथ $$\textstyle \langle \cdot \rangle$$ पहनावा औसत, उपज देने वाला:

जहां दूसरी समानता के लिए कणों की समानता की आवश्यकता होती है $$\textstyle 1, \, \ldots, \, N-1$$. उपरोक्त सूत्र संबंधित के लिए उपयोगी है $$g(\mathbf{r})$$ स्थिर संरचना कारक के लिए $$S(\mathbf{q})$$, द्वारा परिभाषित $$\textstyle S(\mathbf{q}) = \langle \sum_{ij} \mathrm{e}^{-i \mathbf{q} (\mathbf{r}_i - \mathbf{r}_j)} \rangle /N$$, चूंकि हमारे पास है:

जहां दूसरी समानता के लिए कणों की समानता $$\textstyle 1, \, \ldots, \, N-1$$ की आवश्यकता होती है। उपरोक्त सूत्र $$g(\mathbf{r})$$ को स्थैतिक संरचना कारक $$S(\mathbf{q})$$ से संबंधित करने के लिए उपयोगी है, जिसे $$\textstyle S(\mathbf{q}) = \langle \sum_{ij} \mathrm{e}^{-i \mathbf{q} (\mathbf{r}_i - \mathbf{r}_j)} \rangle /N$$ द्वारा परिभाषित किया गया है। क्योंकि हमारे पास:



\begin{align} S(\mathbf{q}) &= 1 + \frac{1}{N} \langle \sum_{i \neq j} \mathrm{e}^{-i \mathbf{q} (\mathbf{r}_i - \mathbf{r}_j)} \rangle = 1 + \frac{1}{N} \left \langle \int_V \mathrm{d} \mathbf{r} \, \mathrm{e}^{-i \mathbf{q} \mathbf{r}} \sum_{i \neq j} \delta \left [ \mathbf{r} - (\mathbf{r}_i - \mathbf{r}_j) \right ] \right \rangle \\ &= 1+ \frac{N(N-1)}{N} \int_V \mathrm{d} \mathbf{r}\, \mathrm{e}^{-i \mathbf{q} \mathbf{r}} \left \langle \delta ( \mathbf{r} - \mathbf{r}_1 ) \right \rangle \end{align} $$, और इस तरह:

$$S(\mathbf{q}) = 1 + \rho \int_V \mathrm{d} \mathbf{r} \, \mathrm{e}^{-i \mathbf{q} \mathbf{r}} g(\mathbf{r})$$ऊपर बताए गए फूरियर संबंध को साबित करते हुए।

यह समीकरण केवल वितरण (गणित) के अर्थ में मान्य है, क्योंकि $$g(\mathbf{r})$$ सामान्यीकृत नहीं है: $$\textstyle \lim_{r \rightarrow \infty} g(\mathbf{r}) = 1$$, ताकि $$\textstyle \int_V \mathrm{d} \mathbf{r} g(\mathbf{r})$$ आयतन के रूप में भिन्न होता है $$V$$, संरचना कारक के मूल में एक डिराक शिखर की ओर जाता है। चूँकि यह योगदान प्रयोगात्मक रूप से अप्राप्य है, हम इसे उपरोक्त समीकरण से घटा सकते हैं और संरचना कारक को एक नियमित कार्य के रूप में फिर से परिभाषित कर सकते हैं:


 * $$S'(\mathbf{q}) = S(\mathbf{q}) - \rho \delta (\mathbf{q})= 1 + \rho \int_V \mathrm{d} \mathbf{r} \, \mathrm{e}^{-i \mathbf{q}\mathbf{r}} [g(\mathbf{r}) - 1]$$.

अंत में, हम $$S(\mathbf{q}) \equiv S'(\mathbf{q})$$ का नाम बदलते हैं और, यदि सिस्टम एक तरल है, तो हम इसकी आइसोट्रॉपी का आह्वान कर सकते हैं:

संपीड़नीयता समीकरण
$$q=0$$ में मूल्यांकन $$ और इज़ोटेर्माल संपीड्यता $$\textstyle \chi _T$$ और मूल पर संरचना कारक के बीच संबंध का उपयोग करने से संपीड्यता समीकरण प्राप्त होता है:

औसत बल की क्षमता
यह दिखाया जा सकता है कि त्रिज्यीय वितरण फलन औसत बल $$w^{(2)}(r)$$ के दो-कण क्षमता से संबंधित है:

$$ g(r) = \exp \left [ -\frac{w^{(2)}(r)}{kT} \right ] $$.|$$}

तनु सीमा में, माध्य बल की क्षमता सटीक जोड़ी क्षमता है जिसके तहत संतुलन बिंदु विन्यास में दिया गया $$g(r)$$ है।

ऊर्जा समीकरण
यदि कण समान जोड़ीदार क्षमता के माध्यम से परस्पर क्रिया करते हैं $$\textstyle U_{N} = \sum_{i > j = 1}^N u(\left | \mathbf{r}_i - \mathbf{r}_j \right |)$$ प्रति कण औसत आंतरिक ऊर्जा है:

राज्य का दबाव समीकरण
वायरल समीकरण के विकास से राज्य का दबाव समीकरण प्राप्त होता है:

3डी में थर्मोडायनामिक गुण
त्रिज्यीय वितरण फलन एक महत्वपूर्ण उपाय है क्योंकि संभावित ऊर्जा और दबाव जैसे कई प्रमुख थर्मोडायनामिक गुणों की गणना इससे की जा सकती है। एक 3-डी प्रणाली के लिए जहां कण जोड़ीदार क्षमता के माध्यम से परस्पर क्रिया करते हैं, सिस्टम की संभावित ऊर्जा की गणना निम्नानुसार की जा सकती है:
 * $$PE=\frac{N}{2}4\pi\rho\int^{\infty}_0r^2u(r)g(r)dr $$

जहाँ N प्रणाली में कणों की संख्या है $$ \rho $$ संख्या घनत्व है $$ u(r)$$ जोड़ी क्षमता है।

सिस्टम के दबाव की गणना दूसरे वायरल गुणांक को $$ g(r)$$ से जोड़कर भी की जा सकती है। दबाव की गणना निम्नानुसार की जा सकती है:


 * $$P = \rho k_BT-\frac{2}{3}\pi\rho^2\int_{0}^{\infty}dr\frac{du(r)}{dr}r^3g(r)$$

जहाँ $$T$$ तापमान है और $$k_B$$ बोल्ट्जमैन स्थिरांक है। ध्यान दें कि $$g(r)$$ की गणना में सम्मिलित औसत के कारण क्षमता और दबाव के परिणाम सीधे इन गुणों की गणना के रूप में सटीक नहीं होंगे।

सन्निकटन
तनु प्रणालियों (जैसे गैसों) के लिए, कणों की स्थिति में सहसंबंध जो $$g(r)$$ खाते हैं, केवल संदर्भ कण द्वारा उत्पन्न संभावित $$u(r)$$ के कारण होते हैं, अप्रत्यक्ष प्रभावों की उपेक्षा करते हैं। पहले सन्निकटन में, यह केवल बोल्ट्जमैन वितरण कानून द्वारा दिया गया है:

यदि $$u(r)$$ सभी $$r$$ के लिए शून्य थे - अर्थात, यदि कणों ने एक दूसरे पर कोई प्रभाव नहीं डाला, तो $$g(r) = 1 $$ सभी के लिए $$\mathbf{r}$$ और माध्य स्थानीय घनत्व माध्य के बराबर होगा घनत्व $$\rho$$: O पर एक कण की उपस्थिति इसके चारों ओर कण वितरण को प्रभावित नहीं करेगी और गैस आदर्श होगी। दूरी $$r$$ के लिए जैसे कि $$u(r)$$ महत्वपूर्ण है, औसत स्थानीय घनत्व औसत घनत्व \ rho से भिन्न होगा, यू (आर) के संकेत के आधार पर (नकारात्मक बातचीत ऊर्जा के लिए उच्च और सकारात्मक $$u(r)$$ के लिए कम)।

जैसे-जैसे गैस का घनत्व बढ़ता है, कम-घनत्व की सीमा कम और सटीक होती जाती है क्योंकि $$\mathbf{r}$$ में स्थित एक कण न केवल O में कण के साथ बल्कि अन्य पड़ोसियों के साथ भी संपर्क का अनुभव करता है, जो स्वयं संदर्भ से प्रभावित होते हैं। कण। यह मध्यस्थता बातचीत घनत्व के साथ बढ़ती है, क्योंकि बातचीत करने के लिए और अधिक पड़ोसी हैं: यह $$g(r)$$ के घनत्व विस्तार को लिखने के लिए भौतिक समझ में आता है, जो वायरल समीकरण जैसा दिखता है:

यह समानता आकस्मिक नहीं है; वास्तव में, थर्मोडायनामिक मापदंडों (समीकरण $$, $$ और $$) के लिए उपरोक्त संबंधों में $$ को प्रतिस्थापित करने से संबंधित वायरल विस्तार प्राप्त होता है। सहायक फलन $$y(r)$$ को कैविटी वितरण फलन के रूप में जाना जाता है। यह दिखाया गया है कि एक निश्चित घनत्व और एक निश्चित सकारात्मक तापमान पर शास्त्रीय तरल पदार्थों के लिए, प्रभावी जोड़ी क्षमता जो एक दिए गए $$g(r)$$ को उत्पन्न करती है। संतुलन के तहत एक योज्य स्थिरांक तक अद्वितीय है, यदि यह मौजूद है।

हाल के वर्षों में, जाली या नेटवर्क जैसे स्थानिक-अलग डेटा के लिए जोड़ी सहसंबंध कार्यों को विकसित करने के लिए कुछ ध्यान दिया गया है।

प्रायोगिक
न्यूट्रॉन प्रकीर्णन या एक्स-रे बिखराव डेटा का उपयोग करके $$g(r)$$ अप्रत्यक्ष रूप से (संरचना कारक $$S(q)$$ के साथ इसके संबंध के माध्यम से) निर्धारित कर सकते हैं। तकनीक का उपयोग बहुत कम लंबाई के पैमाने पर किया जा सकता है (परमाणु स्तर [10] तक) लेकिन इसमें महत्वपूर्ण स्थान और समय औसत (नमूना आकार और अधिग्रहण समय क्रमशः) सम्मिलित है। इस तरह, त्रिज्यीय वितरण फलन को विभिन्न प्रकार की प्रणालियों के लिए निर्धारित किया गया है, जिसमें तरल धातु से लेकर आवेशित कोलाइड्स सम्मिलित हैं। प्रयोगात्मक $$S(q)$$ से $$g(r)$$ तक जाना सीधा नहीं है और विश्लेषण काफी सम्मिलित हो सकता है।

पारंपरिक या कन्फोकल माइक्रोस्कोपी से कण की स्थिति को निकालकर सीधे $$g(r)$$ की गणना करना भी संभव है। यह तकनीक ऑप्टिकल डिटेक्शन (माइक्रोमीटर रेंज में) के लिए काफी बड़े कणों तक सीमित है, लेकिन इसका समय-समाधान होने का फायदा है, ताकि स्थैतिक जानकारी के अलावा, यह गतिशील मापदंडों (जैसे प्रसार स्थिरांक) तक भी पहुंच प्रदान करता है। ) और अंतरिक्ष-समाधान (व्यक्तिगत कण के स्तर तक) इसे कोलाइडल क्रिस्टल, ग्लास जैल,  और हाइड्रोडायनामिक इंटरैक्शन। में स्थानीय संरचनाओं की आकृति विज्ञान और गतिशीलता को प्रकट करने की अनुमति देता है।

2डी आणविक गैसों के मामले में एक स्कैनिंग टनलिंग माइक्रोस्कोप द्वारा एक पूर्ण (दूरी-निर्भर और कोण-निर्भर) जोड़ी सहसंबंध फलन का प्रत्यक्ष दृश्य प्राप्त किया गया था।

उच्च-क्रम सहसंबंध कार्य
यह ध्यान दिया गया है कि केवल त्रिज्यीय वितरण कार्य संरचनात्मक जानकारी की विशेषता के लिए अपर्याप्त हैं। विशिष्ट बिंदु प्रक्रियाओं में समान या व्यावहारिक रूप से अप्रभेद्य त्रिज्यीय वितरण कार्य हो सकते हैं, जिन्हें अध: पतन समस्या के रूप में जाना जाता है। ऐसे मामलों में, संरचना का और वर्णन करने के लिए उच्च क्रम सहसंबंध कार्यों की आवश्यकता होती है।

उच्च-क्रम वितरण फलन $$\textstyle g^{(k)}$$$$\textstyle k > 2$$ के साथ कम अध्ययन किया गया था, क्योंकि वे आम तौर पर सिस्टम के ऊष्मप्रवैगिकी के लिए कम महत्वपूर्ण हैं; साथ ही, वे परंपरागत बिखरने वाली तकनीकों द्वारा पहुंच योग्य नहीं हैं। हालांकि उन्हें सुसंगत एक्स-रे स्कैटरिंग द्वारा मापा जा सकता है और दिलचस्प है क्योंकि वे अव्यवस्थित प्रणालियों में स्थानीय समरूपता प्रकट कर सकते हैं।

यह भी देखें

 * ऑर्स्टीन-ज़र्निक समीकरण
 * संरचना कारक

संदर्भ

 * Widom, B. (2002). Statistical Mechanics: A Concise Introduction for Chemists. Cambridge University Press.
 * McQuarrie, D. A. (1976). Statistical Mechanics. Harper Collins Publishers.