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ボルツマン分布
統計力学 | ||||||||||||
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熱力学 · 気体分子運動論 | ||||||||||||
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ボルツマン分布（ボルツマンぶんぷ、英語: Boltzmann distribution）とは、高温で濃度の低い粒子系において、一つのエネルギー準位にある粒子の数（占有数）の分布を与える理論式の一つである。ギブス分布とも呼ばれる。気体分子の速度の分布を与えるマクスウェル分布をより一般化したものに相当する。
量子統計力学においては、占有数の分布がフェルミ分布に従うフェルミ粒子と、ボース分布に従うボース粒子の二種類の粒子に大別できる。ボルツマン分布はこの二種類の粒子の違いが現れないような条件におけるフェルミ分布とボーズ分布の近似形（古典近似）である。ボルツマン分布に従う粒子は古典的粒子とも呼ばれる。
核磁気共鳴および電子スピン共鳴などにおいても、磁場の中で分裂した2つの準位の占有率はボルツマン分布に従う。
目次
1 概要
2 例
2.1 理想気体
3 脚注
4 参考文献
5 関連項目
6 外部リンク
概要
ボルツマン分布に従う系において、エネルギーが ε に等しい一つの準位にある粒子の数は
f(ϵ)=λe−βϵ=e−β(ϵ−μ){displaystyle f(epsilon )=lambda ,mathrm {e} ^{-beta epsilon }=mathrm {e} ^{-beta (epsilon -mu )}}
で与えられる。分布関数を特徴付けるパラメータ β は系の温度と解釈され、熱力学温度 T と β=1/kT で関係付けられ、逆温度と呼ばれる。比例係数 λ は活量で、μ は化学ポテンシャルである。比例係数を除いた e−βε=e−ε/kT の項は、エネルギー ε をもつ粒子の割合を表し、ボルツマン因子と呼ばれる。エネルギーが ε の準位の占有数と ε+Δε の準位の占有数の比は
f(ϵ+Δϵ)f(ϵ)=e−βΔϵ{displaystyle {frac {f(epsilon +Delta epsilon )}{f(epsilon )}}=mathrm {e} ^{-beta Delta epsilon }}
となる[1]。同じ温度では、高いエネルギー（大きな ε）の準位の方が一つの準位あたりの粒子数が小さくなる。また、同じエネルギーの準位でも、高い温度（小さな β、大きな T）の条件では一つの準位あたりの粒子数が大きくなる。
複雑な粒子間相互作用がなく、エネルギー準位の分布が占有数によって変化しないことを仮定する。エネルギーが ε と ε+dε の範囲にある準位の数を g(ε)dε とすれば、この範囲にある粒子の数は f(ε)g(ε)dε で与えられる。系の全粒子数は、全てのエネルギーの範囲で積分して
N=∫−∞∞f(ϵ)g(ϵ)dϵ=λ∫−∞∞e−βϵg(ϵ)dϵ{displaystyle N=int _{-infty }^{infty }f(epsilon ),g(epsilon ),depsilon =lambda int _{-infty }^{infty }mathrm {e} ^{-beta epsilon }g(epsilon ),depsilon }
で与えられる。また、系の全エネルギーは
E=∫−∞∞ϵf(ϵ)g(ϵ)dϵ=λ∫−∞∞ϵe−βϵg(ϵ)dϵ{displaystyle E=int _{-infty }^{infty }epsilon ,f(epsilon ),g(epsilon ),depsilon =lambda int _{-infty }^{infty }epsilon ,mathrm {e} ^{-beta epsilon }g(epsilon ),depsilon }
で与えられる。
エネルギー準位の分布が離散的な場合は、エネルギーが εi に等しい準位の数を gi として、エネルギーが εi である粒子の数 ni は
ni=figi=λe−βϵigi{displaystyle n_{i}=f_{i}g_{i}=lambda ,mathrm {e} ^{-beta epsilon _{i}}g_{i}}
となり、系の全粒子数と全エネルギーは
N=∑ini=λ∑ie−βϵigi,E=∑iϵini=λ∑iϵie−βϵigi{displaystyle N=sum _{i}n_{i}=lambda sum _{i}mathrm {e} ^{-beta epsilon _{i}}g_{i},quad E=sum _{i}epsilon _{i},n_{i}=lambda sum _{i}epsilon _{i},mathrm {e} ^{-beta epsilon _{i}}g_{i}}
で与えられる。
ボルツマン分布は気体の温度が充分に高く、密度が充分に低く、かつ量子効果が無視されるような系において適用される。βε=ε/kT が大きな値を取るような場合、もしくは状態密度が小さい場合のように古典的粒子として扱うには限界が生じ、かつ粒子の波動関数が実質的に重複していない場合は、ボース=アインシュタイン分布およびフェルミ=ディラック分布の両方がボルツマン分布になる。
例
理想気体
分子のエネルギーは単純に粒子の運動エネルギーで与えられる。
- Ei=12mv2{displaystyle E_{i}={begin{matrix}{frac {1}{2}}end{matrix}}mv^{2}}
また重力が働く場合は位置エネルギーの項が加わる。
- Ei=12mv2+mgh{displaystyle E_{i}={begin{matrix}{frac {1}{2}}end{matrix}}mv^{2}+mgh}
この場合の気体分子の垂直分布は以下の式で表される。
- NiN=gie−mgh/(kBT)Z(T){displaystyle {{N_{i}} over {N}}={{g_{i}e^{-mgh/(k_{B}T)}} over {Z(T)}}}
脚注
^ バーロー『物理化学』
参考文献
- Gordon M. Barrow 『物理化学』 大門寛、堂免一成 訳、東京化学同人、1999年。
- Tai L. Chow 『科学技術者のための数学ハンドブック』 朝倉書店、2002年。ISBN 4-254-11090-1。
関連項目
粒子統計
- フェルミ統計
- ボース統計
- 最大エントロピー原理
外部リンク
- 抗体科学研究所
- Derivation of the distribution for microstates of a system
