Идеальный газ

теоретическая модель газа, в которой пренебрегается взаимодействием частиц газа (средняя кинетическая энергия частиц много больше энергии их взаимодействия). Различают классический И. Г. (его свойства описываются законами классической физики) и квантовый И. Г., подчиняющийся законам квантовой механики (См. Квантовая механика). Частицы классического И. Г. Движутся независимо друг от друга, так что давление И. Г. На стенку равно сумме импульсов, переданных за единицу времени отдельными частицами при столкновениях со стенкой, а энергия — сумме энергий отдельных частиц. Классический И. Г. Подчиняется уравнению состояния Клапейрона p = nkT, где р — давление, n — число частиц в единице объёма, k — Больцмана постоянная, Т — абсолютная температура.

Частными случаями этого уравнения являются законы Бойля-Мариотта, Гей-Люссака и Шарля (см. Газы). Частицы классического И.г. Распределены по энергиям согласно распределению Больцмана (см. Больцмана статистика). Реальные газы хорошо описываются моделью классического И. Г., если они достаточно разрежены. При понижении температуры Т газа или увеличении его плотности n до определённого значения становятся существенными волновые (квантовые) свойства частиц И. Г. Переход от классического И. Г. К квантовому происходит при тех значениях Т и n, при которых длины волн де Бройля (См. Волны де Бройля) частиц, движущихся со скоростями порядка тепловых, сравнимы с расстоянием между частицами. В квантовом случае различают два вида И.

Г. Частицы газа одного вида имеют целочисленный Спин, к ним применима статистика Бозе — Эйнштейна, к частицам другого вида (с полуцелым спином) — статистика Ферми — Дирака (см. Статистическая физика). И. Г. Ферми — Дирака отличается от классического тем, что даже при абсолютном нуле температуры его давление и плотность энергии отличны от нуля и тем больше, чем выше плотность газа. При абсолютном нуле температуры существует максимальная (граничная) энергия, которую могут иметь частицы И. Г. Ферми — Дирака (так называемая Ферми энергия). Если энергия теплового движения частиц И. Г. Ферми — Дирака много меньше энергии Ферми, то его называют вырожденным газом (См. Вырожденный газ). Согласно теории строения звезд, в звездах, плотность которых превышает 1—10 кг/см3, существует вырожденный Ферми — Дирака И.

Г. Электронов, а в звёздах с плотностью, превышающей 109 кг/см3, вещество превращается в Ферми — Дирака И. Г. Нейтронов (см. Нейтронные звёзды). Применение теории И. Г. Ферми — Дирака к электронам в металлах (См. Металлы) позволяет объяснить многие свойства металлического состояния. Реальный вырожденный Ферми — Дирака И. Г. Тем ближе к идеальному, чем он плотнее. Частицы И. Г. Бозе — Эйнштейна при абсолютном нуле температуры занимают наинизший уровень энергии и обладают равным нулю импульсом (И. Г. В состоянии конденсата). С повышением Т число частиц в конденсате постепенно уменьшается и при некоторой температуре Т0 (температуре фазового перехода) конденсат исчезает (все частицы конденсата приобретают импульс). При Т < Т0 давление И.

Г. Бозе — Эйнштейна зависит только от температуры. Свойствами такого И. Г. Обладает при температурах, близких к абсолютному нулю, Гелий. Другим примером И. Г. Бозе — Эйнштейна является электромагнитное излучение (И. Г. Фотонов), находящееся в тепловом равновесии с излучающим телом. И. Г. Фотонов является также примером ультрарелятивистского И. Г., то есть совокупности частиц, движущихся со скоростями, равными или близкими скорости света. Уравнение состояния такого газа. Р = ε/3, где ε — плотность энергии газа. При достаточно низких температурах различного рода коллективные движения в жидкостях и твёрдых телах (например, колебания атомов кристаллической решётки) можно представить как И. Г. Слабых возбуждений (квазичастиц (См. Квазичастицы)), энергия которых вносит свой вклад в энергию тела (см.

Твёрдое тело, Квантовая жидкость). В. Л. Покровский.