Estadística de Bose-Einstein

La estadística de Bose-Einstein es un tipo de mecánica estadística aplicable a la determinación de las propiedades estadísticas de conjuntos grandes de partículas indistinguibles capaces de coexistir en el mismo estado cuántico (bosones) en equilibrio térmico. A bajas temperaturas, los bosones tienden a tener un comportamiento cuántico similar que puede llegar a ser idéntico a temperaturas cercanas al cero absoluto en un estado de la materia conocido como condensado de Bose-Einstein y producido por primera vez en laboratorio en el año 1995. El condensador Bose-Einstein funciona a temperaturas cercanas al cero absoluto, -273,15 °C (0 kelvin). La estadística de Bose-Einstein fue introducida para estudiar las propiedades estadísticas de los fotones en 1920 por el físico indio Satyendra Nath Bose y generalizada para átomos y otros bosones por Albert Einstein en 1924. Este tipo de estadística está íntimamente relacionada con la estadística de Maxwell-Boltzmann (derivada inicialmente para gases) y a las estadísticas de Fermi-Dirac (aplicables a partículas denominadas fermiones sobre las que rige el principio de exclusión de Pauli que impide que dos fermiones compartan el mismo estado cuántico).

La estadística de Bose-Einstein se reduce a la estadística de Maxwell-Boltzmann para energías suficientemente elevadas.

El número de partículas en un estado de energía i es:

${displaystyle n_{i}left(varepsilon _{i}{ ext{, }}T ight)={frac {g_{i}}{e^{{left(varepsilon _{i}-mu ight)}/{k_{B}T};}-1}}}$

donde:

La estadística de Bose-Einstein se reduce a la estadística de Maxwell-Boltzmann para energías:

${displaystyle (epsilon _{i}-mu )>>k_{B}T}$

Dado que los sistemas bosónicos son sistemas de partículas indistinguibles, los estados cuya única diferencia es la permutación de estados de dos partículas son idénticos. De este modo, un estado del sistema estará unívocamente definido por el número de partículas que se encuentren en un determinado estado energético. Se denotará por ${displaystyle epsilon _{r}}$ el estado energético r-ésimo, por ${displaystyle n_{r}}$ el número de partículas en el estado r-ésimo y R cada una de las posibles combinaciones de números de ocupación. La función de partición resulta:

${displaystyle {mathcal {Z}}=sum _{l}e^{-eta (E_{l}-mu n_{l})}=sum _{R}e^{-eta sum _{r}(epsilon _{r}n_{r}-mu n_{r})}=sum _{R}prod _{r}e^{-eta (epsilon _{r}n_{r}-mu n_{r})}}$

La anterior expresión contiene todas las combinaciones posibles de ${displaystyle n_{r}}$ entre 0 e ${displaystyle infty }$ (puesto que en un sistema bosónico el número de partículas por estado cuántico no está limitado) de forma que puede ser reescrita de la siguiente forma:

${displaystyle {mathcal {Z}}=prod _{r}sum _{n_{r}=0}^{infty }e^{-eta (epsilon _{r}n_{r}-mu n_{r})}=prod _{r}{frac {1}{1-e^{-eta (epsilon _{r}-mu )}}}}$

Aplicando que:

${displaystyle Phi =k_{B}Tln{mathcal {Z}}quad yquad {frac {partial Phi }{partial mu }}=-N}$

Se tiene que:

${displaystyle Phi =k_{B}Tln{mathcal {Z}}=-k_{B}Tsum _{r}ln(1-e^{-eta (epsilon _{r}-mu )})}$

${displaystyle quad Rightarrow quad {frac {partial Phi }{partial mu }}=-N=-sum _{r}n_{r}=-sum _{r}{frac {e^{-eta (epsilon _{r}-mu )}}{1-e^{-eta (epsilon _{r}-mu )}}}}$

De modo que:

${displaystyle n_{r}={frac {1}{e^{eta (epsilon _{r}-mu )}-1}}}$

Debido a que pueden existir diferentes estados cuánticos con una misma energía el número de partículas con una determinada energía vendrá dado por:

${displaystyle n_{epsilon }={frac {g_{epsilon }}{e^{eta (epsilon -mu )}-1}}}$

siendo ${displaystyle g_{E}}$ la degeneración de tal energía.

En la anterior expresión se observa que el potencial químico ha de ser menor que todas las energías, de lo contrario el número medio de partículas en un estado podría ser negativo. Este hecho también se pudo haber observado al sumar la serie geométrica, ye que la anterior condición es la condición para su convergencia.