Bestimmung der Tensoren T r und S r

Da die wichtigsten Metalle, wie z.B. Aluminium, Blei, Eisen, Gold, Calcium, Stron-tium, Kupfer, Nickel, Palladium, Platin, Rhodium oder Silber, eine kubische Kri-stallstruktur aufweisen, werden wir uns f¨ur den Rest dieser Arbeit nur auf kubische Symmetrien beziehen. Alle weiteren Folgerungen, die lediglich aus der Existenz einer Kristallsymmetrie gezogen werden und nicht aus der konkreten Symmetrie selbst, lassen sich demnach analog in jeder der sechs anderen Kristallsysteme problemlos formulieren.

4.2 Bestimmung der Tensoren T

und S

Wie in der Einf¨uhrung dieses Kapitels bereits erw¨ahnt wurde, soll die codf die Kri-stallsymmetrie des zu untersuchenden Metalls wiederspiegeln, d.h. f¨ur alle Rotatio-nen R∈H der entsprechenden Rotations-Symmetriegruppe H muss gelten:

f(QR) =f(Q) ∀ Q∈SO(3)

Dies ist jedoch gleichbedeutend mitd_S^r_,T^r(QR) = d_S^r_,T^r(Q), was (QR)∗T^r=^! Q∗T^r zur Folge hat. F¨ur die Tensoren T^r ∈ Jr(R³) erhalten wir aufgrund von

D_QD_RT^r =D_QRT^r = (QR)∗T^r=Q∗T^r =D_QT^r

f¨ur alleQ∈SO(3) und alleR ∈Hdemnach die BedingungD_RT^r =R∗T^r =T^rf¨ur alle R∈H. Mit Hilfe der jeweils entsprechenden Einheitsmatrix erhalten wir somit die Kristallsymmetrie-Bedingungen in der Form

(D_R−1)T^r = 0 ∀R ∈H ,

wobei mit 0 hierbei der entsprechende Nulltensor aus J_r(R³) bezeichnet wird. F¨ur jedes R ∈ H liefert demnach jede Zeile der entsprechenden Matrix D_R −1 ei-ne Kristallsymmetrie-Bedingung, sprich ein liei-neares Funktional. Diese Funktionale nutzen wir nun, um damit die Dualbasis der symmetrischen Tensoren aus Kapitel 3.4 sukzessive zu aktualisieren. Dies gelingt uns durch einen Basisaustausch, bei dem wir ausgehend von den in der MatrixC enthaltenen Spurbedingungen, die restlichen Zeilen der Matrix C durch eben diese Kristallsymmetrie-Bedingungen ersetzen, oh-ne dabei die Invertierbarkeit der Matrix zu verlieren. Auf diese Weise erhalten wir eine neue Dualbasis der symmetrischen Tensoren, welche in den Zeilen der folgenden MatrixB steht und zus¨atzlich zu den Spurbedingungen auch die Kristallsymmetrie-Bedingungen enth¨alt. Im Allgemeinen Fall ist diese Matrix B also von folgendem Typ:

B =

Schr¨ankt man die Matrix B auf die Zeilen der Kristallsymmetrie-Bedingungen und der Spurbedingungen ein, und nennt diese Teilmatrix ˜B, so erf¨ullt jeder irreduzible Tensor T ∈ J_r(R³), der zus¨atzlich die Bedingung D_RT = T f¨ur alle R ∈ H erf¨ullt, die Bedingung

BT˜ = 0 ,

sofern ein solcher irreduzibler Tensor f¨ur den entsprechenden Rang r existiert. Die Frage nach der Existenz eines solchen Tensors wird durch die Anzahl der Zeilen mit den sogenannten freien Bedingungen beantwortet. Gibt es keine freien Bedingungen, so besteht die Dualbasis der symmetrischen Tensoren lediglich aus Spurbedingungen und Kristallsymmetrie-Bedingungen, d.h. aus

BT = ˜BT = 0

folgt aufgrund der Invertierbarkeit von B direkt T = 0. In diesem Fall gibt es also keinen irreduziblen TensorT 6= 0, der zus¨atzlich die Kristallsymmetrie-Bedingungen erf¨ullt. Demnach verschwindet der entsprechende Summand in der Reihendarstel-lung der codf. Gibt es inB hingegen k ∈N viele Zeilen mit freien Bedingungen, so liefern die ersten k Spalten von B⁻¹ aufgrund von BB⁻¹ = 1 genau k linear un-abh¨angige Koordinatenvektoren irreduzibler Tensoren in symmetrischer Dimension, die zus¨atzlich die Kristallsymmetrie-Bedingungen erf¨ullen. Diese zu denk Koordina-tenvektoren geh¨orende Tensoren bilden also eine Basis des RaumesE aus Satz 3.16.

Durch diese Vorgehensweise k¨onnen wir also die Tensoren T^r aus der Reihendar-stellung der codf bestimmen. Die TensorenT^r k¨onnen noch entsprechend normiert werden, ohne dabei die Positivit¨at und die Normierungseigenschaft der codf zu ver-letzen. Denn diese Eigenschaften werden erst durch die entsprechende Wahl der Tensoren S^r realisiert. Greifen wir aus den normierten Tensoren T^r, wie in Kapitel 3.4 beschrieben, die entsprechenden unabh¨angigen Komponenten heraus, so k¨onnen wir diese Tensoren schließlich auch in irreduzibler Dimension darstellen.

Im Falle von kubischer Kristallsymmetrie zeigt die folgende Auflistung bis zum Rang 20, zu welchen R¨angen ¨uberhaupt bzw. wieviele irreduzible Tensoren T^ri ∈ Jri(R³)

4.2 Bestimmung der Tensoren T^r und S^r

existieren, die zus¨atzlich die Kristallsymmetrie-Bedingungen erf¨ullen:

r_i ∈ {4,6,8,9,10,12₁,12₂,13,14,15,16₁,16₂,17,18₁,18₂,19,20₁,20₂, . . .}

Der erste Tensor existiert demnach f¨ur r = 4 und die F¨alle r = 12,16,18,20 sind somit die ersten, in welchen sogar zwei linear unabh¨angige Tensoren die gew¨unschte Symmetrie aufweisen. Dadurch reduziert sich die Reihe der codf entsprechend auf die zugeh¨origen Summanden:

Mit Hilfe der Orthogonalit¨atsrelation Z

wobei 0 erneut den entsprechenden Nulltensor und 1^2ri die Identit¨at auf J_2ri(R³) beschreibt, erhalten wir unter Ber¨ucksichtigung von (4-2) mit

S^ri = (2r_i+ 1) Z

SO(3)

f(Q)(Q∗T^ri)dQ (4-3)

eine Bestimmungsgleichung der sogenannten tensoriellen Texturkoeffizienten S^ri.^[6]

Da die codf die Tensoren S^ri selbst auch enth¨alt, ist diese Bestimmungsgleichung implizit. Um nun an die TensorenS^ri zu kommen, approximieren wir das Maßf dQ durch eine endliche Summe gleichgewichteter Punktmaße, welche zu diskreten Kri-stallorientierungenQ_j ∈SO(3) geh¨oren, die z.B. als Messwerte des zu untersuchen-den Metalls detektiert wuruntersuchen-den (siehe Einleitung, Seite 2). Somit erhalten wir

f dQ ≈ 1

Da wir jedoch nicht auf der Suche nach einer Approximation eines Maßes sind, bez¨uglich welchem (4-3) erf¨ullt ist, sondern die Motivation verfolgen, eine Dichte bez¨uglich dem gegebenen Haar-Maß zu finden, sodass (4-3) gilt, sind wir mit (4-4) noch nicht am Ziel. Mit Hilfe von (4-3) erhalten wir damit jedoch eine nun explizite Bestimmungsgleichung der tensoriellen Texturkoeffizienten S^ri:

S^ri = 2r_i+ 1

Man beachte, dass die Texturkoeffizienten somit durch die DatenQj bestimmt wer-den, und dassS^ri ∈ J_ri(R³) sichergestellt ist. Kommen wir nun zur¨uck zur Frage, ob somit alle TensorenS^ri und T^ri gegeben sind, um eine sinnvolle Approximation von (4-3) zu erzielen, so ist die Antwort darauf leider negativ. Denn aufgrund der Tat-sache, dass die S^ri lediglich mit Hilfe endlich vieler Kristallorientierungen bestimmt wurden, k¨onnen in Abh¨angigkeit von N auch nur endlich viele sinnvolle Approxi-mationen derS^ri im Sinne von (4-3) experimentell ermittelt werden. Dies bedeutet, dass wir in Abh¨angigkeit von N nur f¨ur endlich viele S^ri in der Lage sind, eine Dichte zu finden, f¨ur welche f¨ur eben diese S^ri (4-3) jeweils sehr gut approximiert wird. Ab einem bestimmten Tensorrang wird (4-3) bei dieser Vorgehensweise also schlecht approximiert werden. Dies entspricht faktisch jedoch einer Approximation f˜der codf (4-1) durch Abbruch der Reihe ab diesem Tensorrang, d.h. es gilt

f(Q) = 1 +˜

L

X

i=1

hS^ri, Q∗T^rii.

Mit Hilfe der endlich vielen Messdaten ist die Approximation ˜f der codf also be-reits durch Angabe der Tensoren S^ri,T^ri ∈ J_ri(R³) ohne großen Rechenaufwand bestimmt, da die Texturkoeffizienten ja bereits durch die Messdaten gegeben sind.

In Zeiten geringer Rechnerleistung war das mit Sicherheit sehr sinnvoll. Diese Vor-gehensweise hat jedoch einen großen Nachteil, auf den wir in Zeiten von großen Rechnerleistungen heute nicht mehr eingehen m¨ussen. Denn im Allgemeinen kann man bei der abgebrochenen codf nicht mehr von der G¨ultigkeit der Bedingungen (4-2) ausgehen, d.h. f¨ur ein endliches L∈N und ein Q∈SO(3) kann

f(Q) = 1 +˜

L

X

i=1

hS^ri, Q∗T^rii 0

gelten. Da wir aber generell daran interessiert sind, eine Verteilungsfunktion zu bestimmen, ist die Positivit¨at eine nicht zu vernachl¨assigende Eigenschaft. Das Pro-blem, eine Verteilungsfunktion basierend auf unvollst¨andigen Daten zu approximie-ren, hat keine eindeutige L¨osung und ist daher schlecht gestellt.^[6] Daher w¨ahlen wir f¨ur die Approximation ˜f der codf einen anderen Ansatz^[24], die sogenannte Maxi-mum Entropie Methode, auf welche wir im folgenden Kapitel genauer eingehen werden.