
- •Глава 3
- •3.1. Число состояний микрочастицы
- •3.2. Распределение частиц по энергии в случае
- •3.3. Средняя энергия квантового гармонического
- •3.4. Распределение частиц по энергии в случае
- •3.5. Распределение по энергии молекул газа во
- •3.6. Распределение молекул газа по модулю скорости
- •3.7. Распределение молекул газа по компоненте
- •3.8. Квантовые статистики
- •3.8.2. Распределения Бозе – Эйнштейна и Ферми – Дирака
- •3.9. Микро- и макросостояния. Статистический вес. Распределение Гиббса
3.8.2. Распределения Бозе – Эйнштейна и Ферми – Дирака
В случае дискретного
спектра энергии частицы нас, как и
прежде, будет интересовать среднее
число частиц
в заданном i-ом
квантовом состоянии с энергией
Зависимость величины
от энергии
определяет распределение по состояниям
частиц квантового идеального газа с
дискретным спектром энергии. В квантовой
статистической физике показывается,
что эта зависимость имеет вид
(3.22)
где
μ
– уже упоминаемый выше химический
потенциал частицы. Функция (3.22) называется
функцией распределения Ферми- Дирака
частиц по энергиям в случае дискретного
спектра. Так как в случае фермионов
каждое состояние может быть либо занято,
либо свободно, – в среднем занято не
больше, чем один раз (
).
Поскольку экспонента – величина
положительная, то из (3.22) следует, что
так что распределение Ферми – Дирака
удовлетворяет принципу Паули: в каждом
квантовом состоянии может находиться
не более одного фермиона с определенным
направлением спина.
Заметим, что
величина
изменяется в тех же пределах
что и вероятность, поэтому функцию
(3.22) можно рассматривать как вероятность
заполнения уровня
энергии
.
При абсолютном нуле температуры распределение Ферми – Дирака имеет вид
Действительно,
при
показатель степени экспоненты стремится
к
а сама экспонента – к нулю; при
показатель степени экспоненты и сама
экспонента стремятся к
,
а функция
– нулю. График
такого распределения показан на рис.
3.6. На рис. 3.6 видно, что при абсолютном
нуле температуры все уровни вплоть
до уровня с энергией
заняты электронами, а все вышележащие
уровни свободны. Последний заполненный
уровень энергии при абсолютном нуле
температуры называется уровнем (или
энергией) Ферми (обозначают
).
Следовательно, химический потенциал μ
фермионов – это энергия Ферми. При
температуре
химический потенциал – это уровень
энергии, средняя заполненность которого
равна одной второй:
Можно сказать также, что уровень Ферми
– это уровень, вероятность заполнения
которого равна
В случае бозонов среднее число частиц в квантовом состоянии с энергией определяется как
(3.23)
Эта функция называется распределением Бозе – Эйнштейна по энергии частиц в случае дискретного спектра.
Рис. 3.6 |

Если
то единицей в формулах (3.22) и (3.23) можно
пренебречь; различия между распределениями
Ферми – Дирака и Бозе – Эйнштейна
исчезают, и оба распределения переходят
в распределение Больцмана (3.8). При этом
Указанное
выше условие выполняется при высоких
температурах.
В случае непрерывного
спектра энергии, как и прежде, можно
пользоваться квазиклассическим
приближением. Наличие спина учитывается
тем, что в число параметров состояния
частицы включается спиновое магнитное
квантовое число
Теперь вместо среднего числа частиц на
i-ом
энергетическом уровне вводится среднее
число частиц
с энергией, заключенной в интервале от
до
Имеем
Величина
определяется в виде (3.18) или (3.20), в которых
вместо
теперь следует писать
–
значение энергии из интервала от
до
Число состояний
отвечающих данному энергетическому
интервалу, определяется выражением
(3.4). Наличие спина у частицы приводит к
увеличению числа состояний в
раз, так как при одной и той же энергии
частицы возможно
ориентации ее спина. Поэтому в правой
части выражения (3.4) следует поставить
множитель
.
С учетом этого будем иметь
(3.24)
где знак плюс соответствует распределению Ферми – Дирака, а минус – распределению Бозе – Эйнштейна.
При
и
соотношение (3.25) принимает вид.
Сравнивая это выражение с выражением (3.14), видим, что оно переходит в формулу распределения Максвелла – Больцмана по кинетической энергии, если положить
откуда получаем выражение химического потенциала
где
– концентрация газа. Условие
можно заменить условием
из которого следует условие
(3.25)
Мы пришли к критерию применимости классической статистики Максвелла к идеальному газу. Как видим, оно выполняется тем точнее, чем меньше концентрация газа и чем выше его температура. При выполнении обратного неравенства идеальный газ меняет свои свойства; он становится вырожденным, и его следует описывать с помощью квантовых статистик.
Рис. 3.7
Опыт показывает, что обычные молекулярные газы в широком интервале концентраций и температур удовлетворяют условию (3.25) и, следовательно, допускают классическое или квазиклассическое описание.
Распределения Ферми – Дирака и Бозе – Эйнштейна в случае непрерывного спектра изображены на рис. 3.7. Здесь же показано и распре-
деление
Максвелла – Больцмана. При больших
значениях аргумента
,
когда среднее
число частиц, приходящихся на каждое
со- стояние с энергией
,
оказывается много меньше единицы, оба
квантовых распределения переходят в
классическое распределение Максвелла
– Больцмана
Рис. 3.8
На рис. 3.8 приведены зависимости от температуры средней кинетической энергии поступательного движения частиц – классического газа (1), бозе-газа (2) и ферми-газа (3). Как видим, в области вырождения, т.е. в области состояний, в которых проявляются квантовые свойства газа, и, следовательно, возникают отступления его от распределения Максвелла – Больцмана, средняя энергия поступательного движения частиц не является линейной функцией температуры (кривые 2 и 3). При этом поступательное движение бозе-частиц прекращается раньше, чем температура принимает значение абсолютного нуля. Наоборот, ферми-частицы сохраняют некоторую энергию и при абсолютном нуле, называемую нулевой энергией. В области вырождения определение температуры как меры средней энергии поступательного движения молекул газа уже не верно. При высоких температурах все три кривые сливаются в одну – все распределения переходят в распределение Максвелла – Больцмана.