Redigerer Boltzmann-fordeling

[[Fil:Boltzmann age31.jpg|thumb|Boltzmann var I slutten av 20-årene da han fant sin statistiske fordeling.]]

'''Boltzmann-fordelingen''' er en statistisk [[sannsynlighetsfordeling]] for å beskrive energien til identiske partikler i et system som er i [[termisk likevekt]]. Den ble funnet av den østerrikske fysikeren [[Ludwig Boltzmann]] i siste halvdel av 1800-tallet og danner grunnlaget for den videre utviklingen av [[statistisk mekanikk]].

I sin opprinnelige form angir fordelingen sannsynligheten ''p&thinsp;'' for å finne en partikkel med energi ''E&thinsp;'' i et systemet av frie partikler med likevektstemperatur ''T'',

: <math> p = {1\over Z} e^{- E/k_B T} </math>

Her bestemmer ''Z&thinsp;'' normeringen av  fordelingen og ''k<sub>B</sub>&thinsp;'' er en konstant som I ettertid har fått navnet [[Boltzmanns konstant]]. For en [[ideell gass]] der hver partikkel har energi {{nowrap|''E'' {{=}} ''mv''<sup>&thinsp;2</sup>/2,}} går Boltzmann-fordelingen over til å gi [[Maxwell-fordeling]]en for hastighetene i gassen. Det er derfor vanlig å si at den beskrives ved [[Maxwell-Boltzmann statistikk]].

Fordelingsfunksjonen viste seg å ha større gyldighet enn for energien til enkelte partikler i en gass. Spesielt arbeidene til den amerikanske fysiker [[Josiah Willard Gibbs|Willard Gibbs]] viste at samme sannsynlighetsfordeling også gjelder for den totale energien til et system av partikler med gjensidige vekselvirkninger. Det beskrives da i det som kalles det [[Statistisk fysikk|kanoniske ensemblet]] av identiske systemer.

Den statistiske mekanikken til Boltzmann spilte en avgjørende rolle da [[Max Planck]] kunne forklare egenskapene ved [[varmestråling]] i 1900. Dette markerte begynnelsen på [[kvantemekanikk]]en. Det var Planck som ga navnet til Boltzmanns konstant. Fem år senere gjorde [[Albert Einstein]] lignende, men enda dypere betraktninger rundt systemet av stråling og kom frem til at den besto av [[foton]]er.

==Bakgrunn og utledning==

Etter at [[James Clerk Maxwell]] i 1860 hadde publisert sin utledning av [[sannsynlighetsfordeling]]en for hastighetene i en gass, begynte [[Ludwig Boltzmann]] en lang periode med intense studier av den generelle gyldigheten av denne [[Maxwell-fordeling]]en og hvordan den kan opptre for systemer som opprinnelig ikke befinner seg i termisk likevekt. Med årene ble disse spørsmålene avklart, og i dag eksisterer det mange forskjellige måter å utlede denne mer generelle Boltzmann-fordelingen.<ref name = Brush> S.G. Brush, ''The Kind of Motion We Call Heat'', North-Holland Publishing Company, Amsterdam (1976).</ref>

En [[Statistikk|statistisk]] beskrivelse av energien ''E&thinsp;'' til én partikkel som befinner seg i en bestemt bevegelse eller [[mikrotilstand]] sammen med et større antall av like partikler, er gitt ved å finne en sannsynlighetsfordelinge ''p''(''E'').  Den relative sannsynligheten ''p''(''E''<sub>1</sub>)/''p''(''E''<sub>2</sub>) for å finne den med to forskjellige energier, kan ikke være avhengig av hvordan man setter nullpunktet for disse energiene. Derfor må man ha at dette forholdet bare avhenger av differensen mellom de to energiene,

: <math> {p(E_1)\over p(E_2)} = f(E_1 - E_2) </math>
 
Ved å betrakte en tredje energi ''E''<sub>3</sub> kombinert ved observasjonen at ''p''(''E''<sub>1</sub>)/''p''(''E''<sub>3</sub>) = ''p''(''E''<sub>1</sub>)/''p''(''E''<sub>2</sub>)&times;''p''(''E''<sub>2</sub>)/''p''(''E''<sub>3</sub>), følger det dermed at

: <math>  f(E_1 - E_3) = f(E_1 - E_2)f(E_2 - E_3) </math>

Den eneste funksjonen som tilfredsstiller ligningen, er [[eksponensialfunksjon]]en. Dermed må fordelingsfunksjonen ha formen

: <math> p(E) = {1\over Z} e^{-\beta E} </math>

hvor ''&beta;&thinsp;'' er en konstant. Sammenligning med Maxwell-fordelingen viser at {{nowrap|''&beta;'' {{=}} 1/''k<sub>B</sub>T'' }} der ''k<sub>B</sub>&thinsp;'' er [[Boltzmanns konstant]] og ''T&thinsp;'' er likevektstemperaturen. Den ukjente faktoren ''Z&thinsp;'' kan bestemmes ved normalisering av sannsynlighetsfordelingen.<ref name = Huang> K. Huang, ''Statistical Mechanics'', J. Wiley & Sons, New York (1987). ISBN 0-471-85913-3.</ref>

===Boltzmanns entropi===
[[Fil:Boltzmann, Ludwig – Theorie der Gase mit einatomigen Molekülen, deren Dimensionen gegen die mittlere weglänge Verschwinden, 1896 – BEIC 10990650.jpg|thumb|200px|Forsiden av Boltzmanns forelesninger om gassteori, utgitt 1896.]]
I sitt arbeid med å forstå Maxwells hastighetsfordeling og hvordan den var kompatibel med [[termodynamikkens andre hovedsetning]], kunne Boltzmann forbinde et systems [[entropi]] ''S&thinsp;'' med antall [[mikrotilstand]]er ''W&thinsp;'' som det har tilgang til. Denne sammenhengen ble av [[Max Planck]] skrevet som

: <math> S = k_B \log W </math>

hvor man benytter den [[naturlig logaritme|naturlige logaritmen]]. Det var ved denne formelen han definerte Boltzmanns konstant. Da antall mikrotilstander prinsipielt kan beregnes også når systemet er ute av likevekt, kan formelen også forklare hvordan entropien hele tiden vokser ved at systemet søker mot en likevektstilstand inneholdende et maksimalt antall mikrotilstander.<ref name = Holton> G. Holton and S.G. Brush, ''Physics, the Human Adventure'', Rutgers University Press, New Jersey (2006). ISBN 0-8135-2908-5.</ref>

For et system av partikler med total energi ''E<sub>T</sub>&thinsp;'' vil sannnsynligheten ''p''(''E'') for at en partikkel har energien ''E&thinsp;'' i én bestemt mikrotistand, være proporsjonal med antall tilstander ''W''(''E<sub>T</sub>'' - ''E'') som forblir tilgjengelig for de resterende partiklene. Ved å benytte at ''E'' << ''E<sub>T</sub>'',  kan man knytte dette direkte til systemets entropi, 

: <math> \log W(E_T - E) = \log W(E_T) - {E\over k_BT} </math>

Dette følger fra den vanlige, [[Entropi#Andre hovedsetning|termodynamiske deriverte]] <math> \partial S/\partial U = 1/T. </math> Da den søkte sannsynligheten <math> p(E) \propto  W(E_T - E), </math> har man igjen resultatet

: <math> p(E) = {1\over Z} e^{- E/k_BT} </math>

Argumentet i eksponensialfunksjonen blir ved denne utledningen automatisk bestemt uten å måtte sammenligne med kinetisk teori for en ideell gass.<ref name = KK> C. Kittel and H. Kroemer, ''Thermal Physics'', W.H. Freeman and Company, San Fransisco (1980). ISBN 0-7167-1088-9.</ref>

==Generell gyldighet==

Begge utledningene av Boltzmanns sannsynlighetsfordeling er basert på det mentale bildet at den gjelder for én partikkel i termisk likevekt med andre partikler i en gass. Men denne partikkelen kunne selv ha en indre struktur som for eksempel et [[molekyl]] som består av flere [[atomer]]. Disse atomene kunne igjen vibrere om en likevektstilling som en [[harmonisk oscillator]]. Sannsynlighetsfordelingen er derfor gyldig for mer generelle, systemer enn en strukturløs partikkel. Generelt gir Boltzmann-fordelingen sannsynligheten for å finne et vilkårlig system i en bestemt mikrotilstand når det er i termisk likevekt med et større varmereservoir som vedlikeholder det med en konstant temperatur. Det gjelder derfor ikke bare for en [[ideell gass]], men også for en gass hvor partiklene vekselvirker med hverandre. Det faller da sammen med sannsynlighetsfordelingen i det [[Kanonisk ensemble|kanoniske ensemblet]] som ble utarbeidet av [[Josiah Willard Gibbs]] omtrent på samme tid som Boltzmann.<ref name = Hemmer>P.C. Hemmer, ''Termisk Fysikk'', Tapir Forlag, Trondheim (1989). ISBN 82-519-0929-5.</ref>

===Ising-spinn===

Kanskje det enkleste system man kan beskrive ved Boltzmann-fordelingen, er et enkelt [[dreieimpuls|spinn]] som er lokalisert for eksempel i et fast stoff og kan innta to retninger {{nowrap|''&sigma;'' {{=}} &plusmn; 1}}. Det kan derfor kun befinne seg i to mikrotilstander og kalles ofte i denne sammenhengen for et «Ising-spinn». Når det er i termisk likevekt, vil det ved observasjon peke like mange ganger i den ene som i den andre retningen. Men hvis det har et magnetisk moment {{nowrap|''m'' {{=}} ''&mu;&sigma;''}} og er omgitt av et [[magnetfelt]] ''B'', vil det ha en energi {{nowrap|''E<sub>&sigma;</sub>'' {{=}} - ''mB''}} som kan anta de to verdien &plusmn;''&mu;B''. Sannsynligheten for å befinne seg i en bestemt tilstand er da

: <math> p_\sigma = {1\over Z} e^{-\beta E_\sigma} </math>

hvor <math> \beta = 1/k_BT . </math> Normeringskonstanten ''Z&thinsp;'' er bestemt ved at summen over de to sannsynlighetene er én, det vil si

: <math> Z = e^{\mu B/k_BT} + e^{-\mu B/k_BT} = 2\cosh{\mu B\over k_BT} </math>

Generelt involverer den en sum over alle mikrotilstander og kalles for systemets [[Partisjonsfunksjon (statistisk mekanikk)|partisjonsfunksjon]]. Betegnelsen ''Z&thinsp;'' stammer fra det tyske ordet ''Zustandssumme'' for tilstandssum.

Den midlere energien til spinnet er på tilsvarende måte

: <math> \langle E \rangle = {1\over Z} \sum_{\sigma = \pm 1} \, E_\sigma \, e^{-\beta E_\sigma} =  -{\partial\over\partial\beta}\ln Z  </math>

Dette er en generell relasjon  som følger fra definisjonen av partisjonsfunksjonen.  Da man her kan skrive middelverdien <math>  \langle E \rangle = \mu  \langle m \rangle , </math> blir den midlere [[magnetisering]]en av spinnet  <math> \langle m \rangle = 
\mu\tanh (\mu B/k_B T). </math>  Når  det ytre feltet er så sterkt at <math> \mu B \gg k_B T, </math> vil det derfor overvinne de termiske påvirkningene og spinnet peker alltid i samme retning langs feltet. I det motsatte tilfellet er disse så store at den midlere magnetiseringen forblir lik null.<ref name = KK/>

==Harmonisk oscillator==

Energien til en partikkel som beveger seg som en [[harmonisk oscillator]] i én dimensjon med [[vinkelfrekvens]] ''&omega;&thinsp;'' og utslag ''q'', er

: <math>  E = {p^2\over 2m} + {1\over 2}m\omega^2 q^2 </math>

der ''p&thinsp;'' er dens impuls. Hver mikrotilstand er nå gitt ved å angi dens posisjon og impuls. Men disse to variable ''q&thinsp;'' og ''p&thinsp;'' tar kontinuerlige verdier, og det er ikke opplagt hvordan man skal kunne telle opp antall slike tilstander i dette tilfellet. Dette problemet ble løst ved etableringen av [[kvantemekanikk]]en og den resulterende [[Heisenbergs uskarphetsrelasjon]]. Den sier at disse to variable ikke kan betemmes samtidig med en mindre nøyaktighet enn hva som er gitt ved [[Plancks konstant]] ''h''. Konkret betyr det at et infinitesemalt areal ''dq&thinsp;dp&thinsp;'' i det kombinerte impuls-posisjonsrommet inneholder ''dq&thinsp;dp''/''h&thinsp;'' mikrotilstander. En mer stringent, matematisk utledning gir samme resultat som også dimensjonsmessig er korrekt.<ref name= Griffiths>D.J. Griffiths, ''Quantum Mechanics'', Pearson Education International, Essex (2005). ISBN  1-292-02408-9.</ref>

Summasjonen over alle mikrotilstander i partisjonsfunksjonen for oscillatoren kan dermed gjennomføres ved en integrasjon over alle  mulige verdier for ''q&thinsp;'' og ''p&thinsp;''. Det gir

: <math>\begin{align}  Z &= {1\over h}\int_{-\infty}^\infty\! dq \int_{-\infty}^\infty\! dp \, e^{ -(p^2 + m^2 \omega^2 q^2)/2mk_BT} \\ &= {k_BT\over \hbar\omega} \end{align} </math>

ved å benytte [[Gauss-integral]]et og den reduserte Planck-konstanten {{nowrap|''ħ'' {{=}} ''h''/2''&pi;''.}}. Den [[indre energi]]en <math> U </math>  til oscillatoren er gitt ved middelverdien <math> \langle E \rangle  =  - (\partial/\partial\beta) \ln Z  </math> og blir dermed  <math> U = k_B T. </math> Det er i overenstemmelse med [[Spesifikk varmekapasitet#Ekvipartisjonsprinsippet|ekvipartisjonsprinsippet]] som sier at hver kvadratisk variabel  i energien til et system bidrar med <math> k_B T/2 </math> til den indre energien.<ref name = Hemmer/>

===Kvantisert oscillator===

Den samme Boltzmann-fordelingen kan også benyttes for en [[kvantisert harmonisk oscillator]]. Da kan den bare ha energiene <math> E_n = \hbar\omega(n + 1/2) </math> hvor kvantetallet ''n'' = 0, 1, 2 og så videre. Det betegner nå de kvantemekaniske mikrotistandene slik at den tilsvarende partisjonsfunksjonen blir

: <math> Z = \sum_{n=0}^\infty e^{-\beta\hbar\omega(n + 1/2)} = {e^{-\beta\hbar\omega/2}\over 1 - e^{-\beta\hbar\omega}} </math>

Ved så høye temperaturer at <math> k_B T \gg \hbar\omega, </math> går dette uttrykket over til å gi det klassiske resultatet <math> Z = k_BT/\hbar\omega .</math>

Oscilllatorens indre energien følger nå som

: <math> U =   -{\partial\over\partial\beta}\ln Z = {1\over 2}\hbar\omega + {\hbar\omega\over e^{\hbar\omega/k_BT} - 1 } </math>

Det første bidraget <math>  \hbar\omega/2 </math> er dens [[Kvantisert harmonisk oscillator#Nullpunkktsenerrgi|nullpunktsenergi]] som er den indre energien i grensen ''T'' &rarr; 0.  Ved høyere temperaturer bidar det andre leddet som [[Einstein]] benyttet  i 1907 til å forklare hvordan [[varmekapasitet]]en til et fast stoff varierer med temperaturen. I sin [[Einsteins oscillatormodell|modell]] tenkte han seg at det består av partikler i faste posisjoner som kan oscillere med samme frekvens om sine likevektsposisjoner.<ref name = Sears> F.W. Sears, ''An Introduction to Therrmodynamics, the Kinetic Theory of Gases and Statistical Mechanics'', Addison-Wesley Publishing Company, Reading MA (1956).</ref>

==Degenerasjon og tilstandstetthet==

En partikkel har vanligvis mange forskjellige bevegelsestilstander som har samme energi. For eksempel vil en partikkel med [[Kvantisert dreieimpuls|kvantisert spinn]] ''s'', innta i alt 2''s'' + 1 forskjellige retninger i rommet. Hvis dens mulige energier ''E&thinsp;'' er uavhengige av dette spinnet, vil derfor hvert energinivå inneholde et slikt antall mikrotilstander. Det sies derfor å ha en «degenerasjon» ''g''(''E'') =  2''s'' + 1. Også andre forhold  som har å gjøre med symmetrier i systemet, kan bidra til denne.<ref name = Griffiths/>

På lignende vis vil en partikkel i klassisk mekanikk kunne ha en lignende degenerasjon. For eksempel varierer den [[kinetisk energi|kinetiske energien]] med kvadratet av hastigheten til partikkelen. Da den er uavhengig av retningen til hastigheten, vil den i utgangspunktet  synes å ha et uendelig stort antall mikrotilstander. Men dette problemet blir løst av kvantemekanikken. På samme måte som for den harmoniske oscillatoren, er det ikke mulig å angi presise verdier for posisjonen '''r''' = {{nowrap|(''x'', ''y'', ''z'')}} eller [[Bevegelsesmengde|impulsen]] '''p''' = {{nowrap|(''p<sub>x</sub>'', ''p<sub>y</sub>'', ''p<sub>z</sub>'')}} til en partikkel. De kan kun angis innen et infinitesemalt volumelement i det kombinerte rom-impulsrommet  som  da vil inneholde  i alt  ''d''<sup>&thinsp;3</sup>''r''&thinsp;''d''<sup>&thinsp;3</sup>''p''&thinsp;/''h''<sup>&thinsp;3</sup> mulige kvantetillstander. På dette viset kan man beregne en «tilstandstetthet» ''g''(''E'')  slik at antall mikrotilstander mellom ''E&thinsp;'' og ''E'' + ''dE&thinsp;'' kan skrives som ''g''(''E'')''dE''.

Antall partikler som finnes med energier mellom ''E&thinsp;'' og ''E'' + ''dE&thinsp;'' vil nå kunne skrives på samme vis som ''n''(''E'')''dE''.  Det må være lik med sannsynligheten ''p''(''E'') for å finne partikkelen i én mikrotilstand med energi ''E&thinsp;'' multiplisert med antall mikrotilstander med denne energien og det totale antall partikler ''N&thinsp;'' i systemet. På denne måten har man 

: <math> {n(E)\over N} = {g(E)\over Z}e^{-\beta E} </math>

hvor nå partisjonsfunksjonen er gitt ved integralet 

: <math> Z = \int_0^\infty\! dE\ g(E) e^{-\beta E} </math>

På samme vis beregnes middelverdien av energien til én partikkel fra

: <math> \langle E \rangle = {1\over Z}  \int_0^\infty\! dE \ g(E)E \ e^{-\beta E} </math>

slik at den midlere totalenergien <math> U = N  \langle E \rangle </math> er systemets [[indre energi]].<ref name = Lay> J.E. Lay, ''Statistical Mechanics and Thermodynamics of Matter'', Harper & Row Publishers, New York (1990). ISBN 0-06-043884-3.</ref>

==Ideell gass==

Hver partikkel i en [[ideell gass]] har energien ''E'' = ''p''<sup>&thinsp;2</sup>/2''m&thinsp;'' når den ikke har andre [[Ekvipartisjonsprinsipp#Kvadratiske frihetsgrader|frihetsgrader]] enn de som skyldes dens egen bevegelse. Da denne er uavhengig av partikkelens posisjon i volumet ''V'',  blir dens tilstandstetthet 

: <math> g(E)dE = {V\over h^3} d^3 p =  {V\over h^3} \, 4\pi p^2 dp </math>

Sannsynlighetsfordelingen for impulsene i denne gassen er dermed

: <math> n(E) dE = {N\over Z}{V\over h^3} 4\pi p^2 e^{-p^2/2mk_BT} dp </math>

som tilsvarer [[Maxwell-fordeling|Maxwells hastighetsfordeling]] da ''p'' = ''mv''.<ref name = KK/>

===Indre energi===
De termodynamiske egenskapene er inneholdt i partisjonsfunkjonen

: <math> Z = {V\over h^3} \, 4\pi \!\int_0^\infty \! dp\, p^2 e^{-p^2/2mk_BT} </math>

Integralet kan gjøres på enkelt vis ved å definere <math> a = 1/2mk_BT.</math> Da er

: <math> Z = {V\over h^3} \, 4\pi \left(-{\partial\over\partial a}\right) \!\int_0^\infty \! dp \,e^{-ap^2} </math>

Dette er nå et [[Gauss-integral]] med verdien (1/2)&radic;(''&pi;''&thinsp;/''a''). Ved en enkel derivasjon finner man så resultatet <math>  Z = V/\Lambda^3 </math> hvor

: <math> \Lambda = \sqrt{h^2\over 2\pi m k_BT} </math>

kalles den «termiske bølgelengden» til partikkelen. Middelverdien av dens energi blir 

: <math> \langle E \rangle =  - {\partial\over\partial\beta}\ln Z = {3\over 2} k_BT,  </math>

i overensstemmelse med [[kinetisk teori]]. Har partiklene indre frihetsgrader som når de er sammensatt av flere atom, vil disse også bidra til deres indre energi.<ref name = Sears/>

===Fri energi===
I motsetning til kinetisk teori tillater statistisk mekanikk også en beregning av de termodynamiske egenskapene til systemet. De følger fra partisjonsfunksjonen når den skrives på formen

: <math> Z = e^{-F/k_BT} </math>

hvor funksjonen ''F&thinsp;'' er [[Helmholtz fri energi]] for systemet. Det følger fra den indre energien  

: <math> \langle E \rangle = -  {\partial\over\partial\beta}\ln Z = F - T{\partial F\over\partial T} </math>

hvor  <math> S = -\partial F/\partial T </math> er den termodynamiske [[entropi]]en til partikkelen. Men en eksplisitt utregning viser at den ikke blir [[Intensive og ekstensive egenskaper|ekstensiv]]. Det betyr her at hvis man for eksempel dobler størrelsen både på volumet ''V&thinsp;'' og antall partikler ''N'', så skal også entropien til gassen fordobles. Problemet har sin forklaring i at man ennå ikke har tatt hensyn til at gassen består av like partikler.<ref name = Huang/>

===Ekstensiv entropi===

Partisjonsfunksjonen for hver partikkel i gassen er gitt ved <math> Z </math> slik at den ville vært <math> Z^N </math> hvis de kunne lokaliseres. Men partiklene er like og kan byttes om på <math>N! = N(N -1)(N-2) \cdots 1 </math> forskjellige måter som ikke kan adskilles Gassens partisjonsfunksjon er derfor

: <math> Z_N = {Z^N\over N!}  = e^{- F_N/k_BT} </math> 

hvor nå <math> F_N </math> er den totale, frie energien for alle <math> N </math> partikler. Denne justeringen er den samme som løser [[Entropi#Gibbs paradoks|Gibbs paradoks]] for en blanding av to forskjellige gasser.

Da partikkeltallet <math> N \gg 1, </math>  kan man benytte [[Stirlings formel]] <math> \ln N! = N \ln N - N </math> slik at den fri energien til gassen blir

:  <math>\begin{align} F_N &= - k_BT \ln {Z^N\over N!}  = - Nk_BT \left(\ln{Z\over N} + 1\right) \\ &= N k_BT (\ln \rho\Lambda^3 - 1) \end{align} </math> 

hvor <math> \rho = N/V </math> er tetthet av partikler i gassen. Dette kan skrives som <math> F_N = U_N - TS_N </math> hvor <math> U_N = 3Nk_BT/2 </math> er den totale, indre energien till gassen.  Det betyr at den har entropien 

: <math> S_N = N k_B\left[{5\over 2} - \ln{\rho\Lambda^3} \right] </math>

som nå er proporsjonal med antall partikler den inneholder.<ref name = Lay/>

==Sammensatte partikler==

En ideell gass består av partikler som ikke vekselvirker med hverandre. Vanligvis er de [[molekyl]] som er sammensatt av flere [[atom]]. Energien til et slikt molekyl kan beregnes ved bruk av [[kvantemekanikk]] som gir diskrete verdier ''E''<sub>0</sub> &le; ''E''<sub>1</sub> &le; ''E''<sub>2</sub>  og så videre. Den laveste energien ''E''<sub>0</sub> opptrer når molekylet er i «grunntilstanden», mens ''E''<sub>1</sub> er energien til den første eksiterte tilstanden over denne.<ref name = Griffiths/>

Boltzmann-fordelingen sier at sannnsynlighten for å finne et molekyl i en tilstand med energi ''E<sub>n</sub>'', er gitt som {{nowrap|''p<sub>n</sub>'' {{=}} exp(-''&beta;E<sub>n</sub>'')/''Z''&thinsp;}} når gassen er i termisk likevekt med temperatur''T''. Hvis denne senkes, vil derfor flere og flere partikler befinne seg i de laveste energitilstandene. Til slutt når ''T'' &rarr; 0, vil de alle ende opp i grunntilstanden. Dette er et typisk, kvantemekanisk fenomen som eksperimentelt kan påvises ved måling av [[varmekapasitet]]en til gassen. 

Den indre energien til hver partikkel kan nå beregnes som

: <math> U = \langle E \rangle = {1\over Z} \sum_{n=0}^\infty E_n e^{-\beta E_n} </math>

hvis man ser bort fra en mulig degenerasjon i hvert energinivå. Når temperaturen går mot null, er kun de første leddene i de to summene av betydning. Da har man

: <math>\begin{align} U &= {E_0 e^{-E_0/k_BT}  + E_1e^{-E_1/k_BT}  + \cdots\over e^{-E_0/k_BT}  + e^{-E_1/k_BT} + \cdots} \\ &= E_0 + E_c e^{-E_c/k_BT} + \cdots \end{align}</math>

hvor  energiforskjellen ''E<sub>c</sub>'' = ''E''<sub>1</sub> - ''E''<sub>0</sub>. Det betyr at under en «karakteristisk temperatur» {{nowrap|''T<sub>c</sub>'' {{=}} ''E<sub>c</sub>''/''k<sub>B</sub>&thinsp;''}} vil det første leddet  dominere i uttrykket for den indre energien. Da dette er uavhengig av temperaturen, vil det tilsvarende bidraget til gassens varmekapasitet bli null.  Det  kommer tydelig frem fra

: <math> c_V =  \left(\frac{\partial U}{\partial T}\right)_V = k_B\left({T_c\over T}\right)^2 e^{-T_c/T} </math>

som blir forsvinnende lite i denne grensen.<ref name = Schroeder> D.V. Schroeder, ''An Introduction to Thermal Physics'', Addison Wesley Longman, San Fransisco, CA (2000). ISBN 0-201-38027-7.</ref>

Energinivåene til partikler i et makroskopisk volum kan beregnes på tilsvarende måte som for en partikkel i en [[Schrödinger-ligning#Partikkel i kassepotensial|kubisk boks]] ved å løse [[Schrödinger-ligning]]en. De resulterende verdier ligger da meget nær hverandre slik at den karakteristiske temperaturen for bevegelsesenergien i praksis kan settes lik null. Dermed kan summasjonen over disse diskrete verdiene erstattes med en integrasjon og dermed gi det klassiske resultatet {{nowrap|''U'' {{=}} (3/2)''k<sub>B</sub>T''}}. Dette er derimot ikke tilfellet for bidragene til den indre energien fra rotasjon og vibrasjon av molekylet, og de kvantemekaniske verdiene for energinivåene vil gjøre en forskjell ved tilstrekkelig lave temperaturer.

===Diatomisk molekyl===

De enkleste molekylene består  kun av to atomer  og sies derfor å være [[Diatomisk molekyl|diatomiske]]. Typiske eksempel er [[nitrogen]]molekylet N<sub>2</sub> og [[karbonmonoksid]] CO eller "kullos". Avstanden mellom de to atomene er gitt ved en balansering av forskjellige krefter som virker på dem. Men molekylet kan også befinne seg i eksisterte tilstander som tilsvarer [[svingning]]er rundt denne likevektsavstanden. De kan beskrives som en [[harmonisk oscillator]] som har kvantiserte energier. Energiforskjellen mellom grunntilstanden og første, eksiterte  tilstand er {{nowrap|''E<sub>c</sub>'' {{=}} ''ħ&omega;&thinsp;''}} der ''&omega;&thinsp;'' er oscillatorens vinkelfrekvens.  Den resulterende, karakteristiske temperatur ''T<sub>c</sub>&thinsp;'' er for de aller fleste molekyl mye høyere enn typisk romtemperatur. Derfor vil ikke denne indre frihetsgraden bidra til den spesifikke varmekapasiteten ved vanlige temperaturer.<ref name = Schroeder/>

===Klassisk rotasjon===
Viktigere er bidraget fra rotasjon av molekylet. Denne kan foregå langs to akser som står vinkelrett på hverandre og på aksen mellom de to atomene. Grunnen er at rotasjoner om denne har et veldig lite [[treghetsmoment]] slik at den resulterende [[Kinetisk energi#Rotasjonsenergi|rotasjonsenergeni]] blir neglisjerbar. En klassisk beskrivelse av molekylet sier da at det har to [[Ekvipartisjonsprinsipp#Kvadratiske frihetsgrader|kvadratiske frihetsgrader]] som derfor bidrar tilsammen med ''k<sub>B</sub>&thinsp;'' til den spesifikke varmekapasiteten.

Dette er i overensstemmelse med hva som følger av en direkte beregning av partisjonsfunksjonen for denne bevegelsen.  Hvis orienteringen til molekylet er beskrevet ved [[kulekoordinater]] (''&theta;'', ''&phi;''), er dets energi gitt som

: <math> E = {1\over 2 mr^2}\left(p_\theta^2 + {p_\phi^2\over \sin^2\theta}\right) </math>

hvor ''m&thinsp;'' er den [[Tolegemeproblem#Redusert masse|reduserte massen]] til de to atomene og ''r&thinsp;'' er deres likevektavstand. Dermed er {{nowrap|''I'' {{=}} ''&mu;r''<sup>&thinsp;2</sup>}} molekylets treghetsmoment. Partisjonsfunksjonen er nå gitt ved integralet

: <math> Z = {1\over h^2}\int\! e^{-\beta E} d\phi dp_\phi\, d\theta dp_\theta = {8\pi^2 I\over \beta h^2} </math>

Bidraget til den indre energien fra dette ene molekylet er derfor

: <math> U = - {\partial\over\partial\beta}\ln Z  = k_B T </math>

Det gir den spesifikke varmen ''c<sub>V</sub>'' = ''k<sub>B</sub>&thinsp;'' som forventet i denne klassiske grensen.<ref name = Lay/>

===Kvantemekanisk rotasjon===

Energien til en roterende partikkel er i [[kvantemekanikk]]en gitt ved egenverdiene til [[kvantisert dreieimpuls]]. For et lineært molekyl er disse gitt som 

: <math> E_\ell = {\hbar^2\over 2I} \ell(\ell + 1) </math>

hvor ''I&thinsp;'' er dets treghetsmoment og [[kvantetall]]et ℓ = 0, 1, 2 og så videre. Hvert av disse energinivåene har en degenerasjon {{nowrap|''g'' {{=}} 2ℓ + 1}} som tilsvarer de forskjellige retningene den kvantiserte dreieimpulsen kan ha i rommet.<ref name = Atkins>P.W. Atkins, ''Physical Chemistry'', Oxford University Press, England (1988). ISBN 0-19-855186-X.</ref>

Den kvantemekaniske partisjonspartisjonen til et molekyl er dermed

: <math> Z = \sum_{\ell = 0}^\infty (2\ell + 1)\, e^{-\ell(\ell + 1)T_c/2T} </math>

når man definerer en karakteristisk temperatur ved ''k<sub>B</sub>T<sub>c</sub>'' = ''ħ''<sup>&thinsp;2</sup>/''I''. Denne uendelige summen kan ikke gjøres eksakt. Men ved høye temperaturer forandrer hvert ledd seg lite når ℓ øker med 1. Man kan da med god tilnærmelse erstatte summen med et integral. Det kan lett beregnes 
ved å innføre den nye variable {{nowrap|''x'' {{=}}  ℓ(ℓ + 1)}} slik at {{nowrap|''dx'' {{=}} (2ℓ + 1)''d''ℓ.}}  Dermed blir

: <math>\begin{align} Z &=  \int_0^\infty \! d\ell (2\ell + 1)\, e^{-\ell(\ell + 1)T_c/2T} \\ &= {2T\over T_c} , \quad (T \gg T_c) \end{align} </math>

i overensstemmelse med det klassiske resultatet. Derimot for temperaturer vel under den karakterristiske temperaturen finner man nå et helt annet resultat.  De to første leddene dominerer da summen og man har

: <math> Z = 1 + 3e^{-T_c/T} , \quad (T \ll T_c) </math>

Bidraget til den indre energien blir 

: <math> U = - {\partial\over\partial\beta}\ln Z = 3k_BT_c \,e^{-T_c/T} </math>

som igjen gir et sterkt redusert bidrag til den spesifikke varmekapasiteten sammenlignet med den klassiske verdien.<ref name = Atkins/>

Den karakteristiske temperaturen  som skyldes rotasjon, er for de fleste diatomiske molekyl så lav at den klassiske verdien for deres spesifikke varmekapasiteter som følger fra ekvipartisjonsprinsippet, er gyldig i et vidt område over og under vanlige romtemperaturer. Men når ett av atomene er [[hydrogen]] som i HCl,  er dette så lett at det resulterende treghegtsmomentet ''I&thinsp;'' til molekylet blir tilsvarende mindre. Dermed blir den karakteristiske temperaturen høyere og kvanteeffektene mer synlige. Dette gjelder spesielt for det letteste molekylet, H<sub>2</sub> hvor også andre kvanteeffekter spiller en viktig rolle.

===Hydrogenmolekylet===

Et "heteronukleært" molekyl som CO må roteres 360&deg; om en av sine to symmetriakser for å komme tilbake til seg selv. Derimot behøves det bare en rotasjon på 180&deg; for at det skal skje med et "homonukleært" molekyl som N<sub>2</sub>. Dette vil halvere den klassiske partisjonsfunksjonen for et slikt molekyl.<ref name = Atkins/>

Kvantemekanisk representerer en rotasjon på 180&deg; av et homonukleært molekyl et ombytte av to identiske atomkjerner. Hvis de har heiltallig [[spinn]], er de [[boson]]er, og den komplette [[bølgefunksjon]]en til molekylet må være symmetrisk under denne operasjonen. Alternativt er de [[fermion]]er med halvtallig spinn og bølgefunksjonen må være antisymmetrisk. Dette er tilfelle for hydrogenmolekylet H<sub>2</sub> hvor atomkjernene er [[proton]]er som har spinn {{nowrap|''s'' {{=}} 1/2}}. Da dette molekylet også har en høy, karakteristisk temperatur, vil denne kvanteeffekten komme til syne i den spesifikke varmen til hydrogengass.

Det totale spinnet til to partikler, hver med spinn {{nowrap|''s'' {{=}} 1/2}}, er enten en [[Spinn#Singlett og triplett|triplett]] med {{nowrap|''s'' {{=}} 1}} elller en [[Spinn#Singlett og triplett|singlett]] med {{nowrap|''s'' {{=}} 0.}} Da bølgefunksjonene til de tre triplett-tilstandene er symmetriske, må bølgefunksjonen til den sammenkoblede rotasjonsbevegelsen være antisymmetrisk for at den totale bølgefunksjonen skal være antisymmetrisk. Det betyr at de har rotasjonskvantetall {{nowrap|ℓ {{=}} 1}}, 3, 5 og så videre. I motsatt fall for singletter hvis bølgefunksjon er antisymmetrisk, må man på samme vis ha {{nowrap|ℓ {{=}} 0}}, 2, 4 og så videre. Den totale partisjonsfunksjonen for hydrogenmolekylet må derfor splittes opp i to ulike summer tilsvarende bidragene fra singletter og tripletter. Disse to delene omtales som «parahydrogen» og «ortohydrogen». Den laveste rotasjonsenergien {{nowrap|''E'' {{=}} 0}} kan bare parahydrogen ha. Det betyr at ved temperatur {{nowrap|''T'' {{=}} 0}} vil hele hydrogengassen bestå av slike singlettmolekyler når den befinner seg i termisk likevekt.<ref name = Schroeder/>
 
Denne forklaringen av den spesifikke varmen til hydrogen ble først gitt av [[Werner Heisenberg]] i 1927. Den var basert på [[Paulis eksklusjonsprinsipp]] som han også benyttet til å gi en tilsvarende forklaring av energinivåene til [[helium]]atomet. Han viste hvordan de splittes opp i kvantetilstander som enten er singletter eller tripletter som i dette tilfellet dannes av de to elektronene i atomet. I 1929 ble de to formene til hydrogenmolekylet eksperimentelt påvist. Dette ble gitt som en del av begrunnelsen da Heisenberg ble tildelt [[nobelprisen i fysikk]] i 1932.<ref name = Longair> M. Longair, ''Theoretical Concepts in Physics'', Cambridge University Press, England (2003). ISBN 978-0-521-52878-8.</ref>

==Reelle gasser==

I motsetning til den ideelle gassen vil partiklene i en reell gass vekselvirke seg i mellom. Inneholder den ''N&thinsp;'' partikler og vekselvirkningen antas å være uavhengig av deres hastigheter, kan den beskrives ved et [[potensiell energi|potensial]] <math> U(\mathbf{r}_1,\mathbf{r}_2, \ldots, \mathbf{r}_N). </math> Energien til hele gassen er dermed

: <math> E(\mathbf{r},\mathbf{p}) = \sum_{a=1}^N {\mathbf{p}_a^2\over 2m} + U(\mathbf{r}_1,\mathbf{r}_2, \ldots \mathbf{r}_N) </math>

hvor en klassisk mikrotilstand til gassen er gitt ved å spesifisere alle posisjonene <math> \mathbf{r} = (\mathbf{r}_1,\mathbf{r}_2, \dots, \mathbf{r}_N) </math> i et volum ''V&thinsp;'' sammen med de tilsvarende impulsene <math> \mathbf{p} = (\mathbf{p}_1,\mathbf{p}_2, \dots, \mathbf{p}_N). </math> Sannsynligheten for å finne gassen i denne tilstanden er nå gitt ved Bolltzmann-fordelingen

: <math> p(\mathbf{r},\mathbf{p}) = {1\over Z_N} e^{-\beta E(\mathbf{r},\mathbf{p})} </math> 

som er den samme som i det [[Kanonisk ensemble|kanoniske ensemblet]]. Her er nå ''Z<sub>N</sub>&thinsp;'' partisjonsfunksjonen til hele gassen og er gitt ved integralet

: <math>\begin{align}  Z_N &=  {1\over N!} {1\over h^{3N}} \int\!d^{3N}\! r \, d^{3N}\! p \, e^{-E(\mathbf{r},\mathbf{p})/k_BT}  \\ &= e^{-F_N/k_BT} \end{align} </math>

hvor det er tatt hensyn til at partiklene er like. Funksjonen <math> F_N = F_N(T,V) </math> er da [[Helmholtz fri energi]] til denne reelle gassen.<ref name = Hemmer/>

===Konfigurasjonsintegral===
Da den kinetiske energien til partiklene er kvadratisk i deres impulser, kan den delen av integralet i partisjonsfunksjonen gjøres som for den ideelle gassen. Dermed blir

: <math> Z_N = {1\over N!} {Q_N\over \Lambda^{3N}} </math>

hvor <math> \Lambda </math> er den termiske bølgelengden og 

: <math>  Q_N(T,V) =  \int\!d^{3N}\! r \, e^{-\beta U(\mathbf{r}_1,\mathbf{r}_2, \ldots, \mathbf{r}_N)} </math>

kalles «konfigurasjonsintegralet» til gassen. Det inneholder effekten av alle vekselvirkningene mellom partiklene. For en ideell gass er det ganske enkelt  <math> V^N.</math> Da trykket i gassen er gitt ved den termodynamiske deriverte <math> P = - (\partial F/\partial V)_T ,</math> vil det nå kunne beregnes fra

: <math> P = k_BT {\partial\over\partial V} \ln Q_N(T,V) </math>

På denne måten kan [[tilstandsligning]]en for den reelle gassen finnes.<ref name = Huang/>

==Referanser==
<references/>

==Eksterne lenker==

* L. Susskind, [https://www.youtube.com/watch?v=D1RzvXDXyqA ''Statistical Mechanics Lectures''], YouTube from [[Stanford University]] (2011)

[[Kategori: Statistisk fysikk]]
[[Kategori: Termodynamikk]]