גז בוז

גז בוז אידיאלי הוא המקבילה במכניקת הקוונטים (ביחד עם גז פרמי) למושג בפיזיקה הקלאסית של גז אידיאלי. הוא מורכב מבוזונים, אשר להם ספין שלם, ומציית להתפלגות בוז-איינשטיין. המכניקה הסטטיסטית של הבוזונים פותחה על ידי סאטינדרה נאת בוז עבור פוטונים (ראו גם: גז פוטונים) והורחב לחלקיקים בעלי מסה על ידי אלברט איינשטיין, אשר הבין כי גז אידיאלי המורכב מבוזונים, בניגוד לגז אידיאלי קלאסי, יתעבה בטמפרטורות נמוכות מספיק. עיבוי זה נקרא עיבוי בוז-איינשטיין. גז אידיאלי הוא מודל פיזיקלי עבור התנהגות חומר במצב צבירה של גז המניח שאין אינטראקציה בין חלקיקי הגז. באמצעות שיקולים קלאסיים ניתן לפתור את תופעת הגז האידיאלי באופן מקורב בלבד. ניתוח מעמיק יותר במסגרת תורת הקוונטים יניב תוצאות מדויקות יותר אשר תקפות בתחום טמפרטורות רחב יותר. בטמפרטורות גבוהות מספיק יתלכדו הפתרונות הקלאסיים עם אלו הקוונטים. על פי מכניקת הקוונטים כל החלקיקים נחלקים לשני סוגים: בוזונים ופרמיונים, לפיכך גז המורכב מפרמיונים יקרא גז פרמי וגז המורכב מבוזונים ייקרא גז בוז. כל חלקיק גז בודד, יוכל להימצא במצבים קוונטים שונים, כאשר להימצאותו במצב קוונטי מסוים ישנה הסתברות חיובית סופית, כך שסכום ההסתברויות לכל המצבים גם יחד שווה לאחד. פרמיון הוא חלקיק בעל ספין חצי, אשר מציית לעקרון האיסור של פאולי לפיו אסור לשניים ממנו לאכלס את אותו המצב קוונטי. בוזון הוא חלקיק בעל ספין שלם, אשר אינו מציית לכלל איסור זה ולכן אין מגבלה למספר הבוזונים שיוכלו לאכלס את אותו המצב הקוונטי. במקרה של גז אידיאלי קלאסי, הטמפרטורה גבוהה דיו כך שלחלקיקים ישנה די אנרגיה כדי לאכלס מצבים קוונטים רבים עד כדי כך שההסתברות להימצאות החלקיק בכל אחד מן המצבים הקוונטים השונים קטנה כך שההסתברות לאכלוס מצב יחיד כלשהו על ידי חלקיק אחד לפחות קטנה משמעותית מאחד. מכאן ניתן להבין שבמצב זה לא יהיה הבדל בין גז בוזונים לגז פרמיונים, שכן מספר המקרים בהן עיקרון האיסור של פאולי מונע משני חלקיקים לאכלוס מצב קוונטי משותף זניח במילא. ככל שהטמפרטורה יורדת, החלקיקים יאבדו אנרגיה ויאכלסו מצבים קוונטים בעלי אנרגיה נמוכה יותר ויותר. כאשר הטמפרטורה תהיה נמוכה מספיק, האכלוס הממוצע של כל מצבים קוונטים נמוכים (בעלי אנרגיה קטנה) יהיה גבוה מספיק כדי שההתנהגות הקוונטית של בוזונים ופרמיונים תהיה הדומיננטית ובגבול זה גז פרמי וגז בוז יתנהגו באופן שונה מהגז הקלאסי. למעשה בגבול זה של גז בוז יוכל להתקיים מעבר פאזה מסדר שני שנקרא עיבוי בוז-איינשטיין, שיביא בתנאים מסוימים למצב הקרוי נוזל-על. ישנם ניתוחים מעמיקים יותר של גז המורכב מבוזונים, אשר אינם מניחים חוסר אינטראקציה מוחלט בין החלקיקים, אך ניתוחים אלו הם מעבר לערך זה. התפלגות בוז-איינשטיין מתארת את האכלוס הממוצע של מצב קוונטי עבור גז בוז. f ( ϵ , τ , μ ) = 1 exp ⁡ ( ϵ − μ τ ) − 1 {\displaystyle f(\epsilon ,\tau ,\mu )={\frac {1}{\exp {\left({\frac {\epsilon -\mu }{\tau }}\right)}-1}}} כאן   f {\displaystyle \ f} היא האכלוס הממוצע עבור מצב קוונטי בעל אנרגיה ϵ {\displaystyle \epsilon } ,   μ {\displaystyle \ \mu } הוא הפוטנציאל הכימי, τ {\displaystyle \tau } הוא הטמפרטורה ( τ = k B T {\displaystyle \tau =k_{B}T} ), כאשר T {\displaystyle T} היא הטמפרטורה ואילו k B {\displaystyle k_{B}} הוא קבוע בולצן. מהדרישה שפונקציית החלוקה תהיה אי שלילית (אין משמעות פיזיקלית לאכלוס מצב קוונטי במספר שלילי של חלקיקים), ניתן לקבל אילוץ על μ {\displaystyle \mu } . הפוטנציאל הכימי μ {\displaystyle \mu } חייב להיות קטן יותר מאנרגיית המצב הנמוך ביותר: μ < ϵ m i n {\displaystyle \mu <\epsilon _{min}} . לרוב מקובל להגדיר אנרגיה זו כאפס ולכן הפוטנציאל הכימי יאולץ להיות שלילי. בטמפרטורות גבוהות, exp ⁡ ( ϵ − μ τ ) ≪ 1 {\displaystyle \exp {\bigg (}{\frac {\epsilon -\mu }{\tau }}{\bigg )}\ll 1} , לכן ניתן לקרב את פונקציית החלוקה ל: f ( ϵ , τ , μ ) ≈ exp ⁡ ( − ϵ − μ τ ) {\displaystyle f(\epsilon ,\tau ,\mu )\approx \exp {\bigg (}-{\frac {\epsilon -\mu }{\tau }}{\bigg )}} קירוב זה יניב את התוצאות המוכרות של גז אידיאלי קלאסי. באמצעות התפלגות בוז-איינשטיין ניתן לחשב ישירות ערכי תצפית ממוצעים שונים של המערכת, לדוגמה: ⟨ N ⟩ = ∑ i = 1 ∞ f ( ϵ i , τ , μ ) {\displaystyle \left\langle N\right\rangle =\sum _{i=1}^{\infty }f(\epsilon _{i},\tau ,\mu )} , ⟨ U ⟩ = ∑ i = 1 ∞ ϵ i f ( ϵ i , τ , μ ) {\displaystyle \left\langle U\right\rangle =\sum _{i=1}^{\infty }\epsilon _{i}f(\epsilon _{i},\tau ,\mu )} או גודל כללי אחר: ⟨ X ⟩ = ∑ i = 1 ∞ X ( ϵ i ) f ( ϵ i , τ , μ ) {\displaystyle \left\langle X\right\rangle =\sum _{i=1}^{\infty }X(\epsilon _{i})f(\epsilon _{i},\tau ,\mu )} כאשר N {\displaystyle N} הוא מספר החלקיקים במערכת, U {\displaystyle U} היא האנרגיה הכוללת של המערכת ואילו X {\displaystyle X} הוא גודל כללי אותו נרצה לחשב. חישוב סכומים כאלה אינו משימה פשוטה, ניתן לבצע קירוב באמצעות החלפת הסכום באינטגרל כאשר האינטגרל יכיל איבר נוסף - פונקציית צפיפות המצבים D ( ϵ ) {\displaystyle D(\epsilon )} . החלפות בין אינטגרל לסכום הן דבר שכיח בחישובים מסוג זה, ניתן ללמוד על ההחלפה ההפוכה לדוגמה, של אינטגרל, לסכום כאן. באמצעות פונקציית צפיפות המצבים ניתן לקרב את הגדלים התרמודינמיים באופן הבא: ⟨ N ⟩ = ∫ ϵ = 0 ∞ f ( ϵ , τ , μ ) D ( ϵ ) d ϵ {\displaystyle \left\langle N\right\rangle =\int _{\epsilon =0}^{\infty }f(\epsilon ,\tau ,\mu )D(\epsilon )d\epsilon } , ⟨ U ⟩ = ∫ ϵ = 0 ∞ ϵ f ( ϵ , τ , μ ) D ( ϵ ) d ϵ {\displaystyle \left\langle U\right\rangle =\int _{\epsilon =0}^{\infty }\epsilon f(\epsilon ,\tau ,\mu )D(\epsilon )d\epsilon } ⟨ X ⟩ = ∫ ϵ = 0 ∞ X ( ϵ ) f ( ϵ , τ , μ ) D ( ϵ ) d ϵ {\displaystyle \left\langle X\right\rangle =\int _{\epsilon =0}^{\infty }X(\epsilon )f(\epsilon ,\tau ,\mu )D(\epsilon )d\epsilon } צפיפות המצבים תלויה בהגדרת הבעיה הספציפית, נתייחס תחילה למקרה השכיח ביותר, גז בשלושה ממדים, כאשר לחלקיקיו יחס תנע-האנרגיה הבא : ϵ = p 2 2 m {\displaystyle \epsilon ={\frac {p^{2}}{2m}}} . ל 3D יכלל הפיתוח עצמו, לממדים האחרים יינתנו התוצאות הסופיות אשר ניתנות לפיתוח באופן דומה. כדי לפתור את הבעיה, ניתן להניח תנאי שפה מסוימים אשר לא ישפיעו על התוצאות הסופיות. לכן נניח שהגז נמצא בקופסה בגודל V {\displaystyle V} . ניתן לפתור את בעיית חלקיק בקופסה עבור חלקיק יחיד ולקבל את רמות האנרגיה המתאימות לו. מכיוון שאין אינטראקציה בין החלקיקים, אנרגיית הגז כולו תהיה סכום על האנרגיות של החלקיקים הבודדים. מפתרון בעיית החלקיק בקופסה נקבל את הרמות הבאות: ϵ n x n y n z = ℏ 2 2 m ( π 2 V 2 / 3 ) 2 ( n x 2 + n y 2 + n z 2 ) = ℏ 2 2 m ( π 2 V 2 / 3 ) 2 n 2 {\displaystyle \epsilon _{n_{x}n_{y}n_{z}}={\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\Bigl (}{\frac {\pi ^{2}}{V^{2/3}}}{\Bigl )}^{2}(n_{x}^{2}+n_{y}^{2}+n_{z}^{2})={\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\Bigl (}{\frac {\pi ^{2}}{V^{2/3}}}{\Bigl )}^{2}n^{2}} מכאן שישנו ניוון בבעיה - ישנם מספר קומבינציות של n x , n y , n z {\displaystyle n_{x},n_{y},n_{z}} עבורן לחלקיק אנרגיה זהה. נגדיר פונקציית עזר g ( ϵ ) {\displaystyle g(\epsilon )} שערכה יהיה מספר המצבים עד לרמת אנרגיה מסוימת, אותה נבנה באמצעות סכימת שטח במרחב הפאזה על השמינית המרחב החיובי בקוארדינטות כדוריות: g ( ϵ ) = ( 2 S + 1 ) 1 8 ∫ θ = 0 π d θ sin ⁡ ( θ ) ∫ ϕ = 0 2 π d ϕ ∫ n = 0 n ϵ n 2 d n = ( 2 S + 1 ) π 6 n ϵ 3 {\displaystyle g(\epsilon )=(2S+1){\frac {1}{8}}\int _{\theta =0}^{\pi }d\theta \sin(\theta )\int _{\phi =0}^{2\pi }d\phi \int _{n=0}^{n_{\epsilon }}n^{2}dn=(2S+1){\frac {\pi }{6}}n_{\epsilon }^{3}} כאשר S {\displaystyle S} הוא ספין החלקיק, n ϵ {\displaystyle n_{\epsilon }} הוא n {\displaystyle n} שמתאים ל ϵ {\displaystyle \epsilon } , אשר ניתן לחשב אותו מהקשר למעלה כך שמתקבל: g ( ϵ ) = ( 2 S + 1 ) V 6 π 2 ℏ 3 ( 2 m ϵ ) 3 / 2 {\displaystyle g(\epsilon )=(2S+1){\frac {V}{6\pi ^{2}\hbar ^{3}}}(2m\epsilon )^{3/2}} מכאן נוכל למצוא את פונקציית צפיפות המצבים, כשינוי (נגזרת) במספר המצבים הכולל: D ( ϵ ) = g ′ ( ϵ ) = ( 2 S + 1 ) V m 3 / 2 2 π 2 ℏ 3 6 π 2 ℏ 3 × ϵ 1 2 {\displaystyle D(\epsilon )=g'(\epsilon )=(2S+1){\frac {Vm^{3/2}}{{\sqrt {2}}\pi ^{2}\hbar ^{3}}}{6\pi ^{2}\hbar ^{3}}\times \epsilon ^{\frac {1}{2}}} ניתן לראות שצפיפות המצבים עולה עם האנרגיה. נשים לב שפונקציה צפיפות המצבים היא אפס באנרגיה היסוד, מכאן שקירוב זה טוב כל עוד אנו נמצאים במצב אכלוס דליל בלבד (אכלוס ממוצע של כל מצב קוונטי קטן מהרבה מאחד). למעשה תוצאות החישוב אשר יתבססו על פונקציה זו יתחשבו בחלקיקים המעוררים בלבד (אלו שאינם במצב היסוד). D ( ϵ ) = ( 2 S + 1 ) m A 2 π ℏ 2 {\displaystyle D(\epsilon )=(2S+1){\frac {mA}{2\pi \hbar ^{2}}}} כאשר A {\displaystyle A} הוא השטח שמכיל את הגז בתוכו. ניתן לראות שצפיפות המצבים קבועה ואינה משתנה עם האנרגיה. בשני ממדים קיימת היתכנות של חלקיק שנקרא אניון שאינו בוזן ואינו פרמיון, להרחב ניתן לקרוא כאן. D ( ϵ ) = ( 2 S + 1 ) m L 2 π ℏ 1 ϵ {\displaystyle D(\epsilon )=(2S+1){\frac {mL}{{\sqrt {2}}\pi \hbar }}{\frac {1}{\sqrt {\epsilon }}}} כאשר L {\displaystyle L} הוא אורך בו הגז מוכל. ניתן לראות שצפיפות המצבים קטנה עם גדילת האנרגיה. נשים לב שפונקציה צפיפות המצבים מתבדרת באנרגיית היסוד, שוב הסיבה לכך היא חוסר הדיוק במעבר מסכימה בדידה לאינטגרל. ישנם מקרים נוספים עם יחסי תנע אנרגיה - יחסי נפיצה אחרים. המקרה הנפוץ הוא הכללה של יחס תנע-אנרגיה, ליחס תנע אנרגיה יחסותי במסגרת תורת היחסות הפרטית: ϵ 2 = p 2 c 2 + m 0 2 c 4 {\displaystyle \epsilon ^{2}=p^{2}c^{2}+m_{0}^{2}c^{4}} אשר בגבול הקלאסי יקרוס ליחס התנע-אנרגיה שהוזכר לעיל ϵ = p 2 2 m {\displaystyle \epsilon ={\frac {p^{2}}{2m}}} . בגבול ההיפר-יחסותי יקרוס ל ϵ = c | p | {\displaystyle \epsilon =c|p|} , בגבול זה נקבל גז בוזונים אולטרה-יחסותי. בטמפרטורות גבוהות התפלגות בוז איינשטיין תיצור אכלוס דליל - מספר החלקיקים הממוצע בכל מצב קוונטי קטן משמעותית מאחד. במצב זה כמעט ואין השפעה לכך שהגז מורכב מבוזונים - חלקיקים אשר אינם מצייתים לעיקרון האיסור של פאולי, לכן בתחום זה גז הבוזונים יתנהג כגז אידיאלי קלאסי. אך בטמפרטורות נמוכות ניתן לראות (בגרף לעיל) שאין זהו המצב. בגבול זה מספר גדול מן החלקיקים יאכלס את מצב היסוד של האנרגיה. על כן נראה פיתוח בתחום רחב של טמפרטורות, אשר הן לתחום בו הגז דליל (קלאסי) והן לתחום הקוונטי. בצבר הגרנד קנוני, המשתנים הבלתי תלויים הם, הנפח, הטמפרטורה והפוטנציאל הכימי. עבור גז בוזונים בעלי ספין S {\displaystyle S} ומסת חלקיק m {\displaystyle m} מתקיים: פונקציית החלוקה של גז בוזונים בצבר הגרנד קנוני היא: ξ = ∏ i = 1 ∞ 1 ( 1 − exp ⁡ ( β ( ϵ i − μ ) ) ) 2 S + 1 {\displaystyle \xi =\prod _{i=1}^{\infty }{\frac {1}{{\Biggl (}1-\exp(\beta (\epsilon _{i}-\mu )){\biggr )}^{2S+1}}}} . ממנה ניתן לקבל את הפוטנציאל הפוטנציאל הגראנד קנוני על ידי הקשר Φ G = − τ ln ⁡ ξ {\displaystyle \Phi _{G}=-\tau \ln \xi } . ומכאן את מספר החלקיקים והאנרגיה הכוללת: N = ( 2 S + 1 ) V λ t h 3 L i 3 2 ( z ) {\displaystyle N={\frac {(2S+1)V}{\lambda _{th}^{3}}}Li_{\frac {3}{2}}(z)} U = 3 2 N τ L i 5 2 ( z ) L i 3 2 ( z ) {\displaystyle U={\frac {3}{2}}N\tau {\frac {Li_{\frac {5}{2}}(z)}{Li_{\frac {3}{2}}(z)}}} כאשר β ≡ 1 τ {\displaystyle \beta \equiv {\frac {1}{\tau }}} ן z ≡ exp ⁡ ( β μ ) {\displaystyle z\equiv \exp(\beta \mu )} הוגדרו לצורכי פישוט בלבד. L i ( z ) {\displaystyle Li(z)} היא פונקציית הפולילוגריתם, λ t h ≡ h 2 π m τ {\displaystyle \lambda _{th}\equiv {\frac {h}{\sqrt {2\pi m\tau }}}} הוא אורך הגל הקוונטי האופייני לחלקיקים אלו. ניתן לראות בגרף משמאל כי בטמפרטורות נמוכות, lim τ → 0 L i 5 2 ( z ) L i 3 2 ( z ) = 1 {\displaystyle \lim _{\tau \rightarrow 0}{\frac {Li_{\frac {5}{2}}(z)}{Li_{\frac {3}{2}}(z)}}=1} ומכאן בטמפרטורות אלו נקבל את קשר האנרגיה של הגז הקלאסי: U = 3 2 N τ {\displaystyle U={\frac {3}{2}}N\tau } בטמפרטורות נמוכות ניתן לבצע קירוב של הפוטנציאל הכימי ועל כן לפשט את הביטויים למספר החלקיקים ולאנרגיה, קירוב זה יפורט ב"גז בוז בטמפרטורות נמוכות". פיתוח לטמפרטורות נמוכות ייעשה באמצעות שיקולים פיזיקליים על התפלגות בוז איינשטיין: f ( ϵ , τ , μ ) = 1 exp ⁡ ( ϵ − μ τ ) − 1 {\displaystyle f(\epsilon ,\tau ,\mu )={\frac {1}{\exp {\left({\frac {\epsilon -\mu }{\tau }}\right)}-1}}} ניתן מיד לראות שכדי שההתפלגות תהיה חיובית, על μ {\displaystyle \mu } להיות קטן מאנרגיית מצב היסוד, או בהגדרה שלנו בה אנרגיית מצב היסוד היא אפס, μ {\displaystyle \mu } חייב להיות מספר אי חיובי. בגבול בו τ → 0 {\displaystyle \tau \rightarrow 0} נדרוש שכלל החלקיקים יהיו במצב היסוד: lim τ → 0 1 exp ⁡ ( − μ τ ) − 1 = N {\displaystyle \textstyle \lim _{\tau \to 0}\displaystyle {\frac {1}{\exp {\left(-{\frac {\mu }{\tau }}\right)}-1}}=N} באמצעות פיתוח טיילור של האקספוננט לסדר ראשון ניתן לקרב את μ {\displaystyle \mu } : μ ≈ − τ / N {\displaystyle \mu \approx -\tau /N} כאשר N {\displaystyle N} הוא מספר חלקיקי הגז. מכאן ניתן לראות שעבור כמות חלקיקים גדולה הפוטנציאל הכימי μ {\displaystyle \mu } שאוף לאפס. לכן בטמפרטורות נמוכות ניתן לחשב גדלים תרמודינמיים באופן פשוט יותר וללא פונקציית הפולילוגריתם. בטמפרטורות נמוכות, בבואנו לחשב גדלים תרמודינמיים באמצעות הקשר: ⟨ X ⟩ = ∫ ϵ = 0 ∞ X ( ϵ ) f ( ϵ , τ , μ ) D ( ϵ ) d ϵ {\displaystyle \left\langle X\right\rangle =\int _{\epsilon =0}^{\infty }X(\epsilon )f(\epsilon ,\tau ,\mu )D(\epsilon )d\epsilon } אשר נתקבל באמצעות קירוב הסכום הבדיד לרצף נתקל בבעיה שהוזכרה בפסקת "צפיפות המצבים" - פונקציית צפיפות המצבים תתן אפס לאנרגיית היסוד, אך בטמפרטורות נמוכות אכלוס רמה זה אינו דליל (מספר החלקיקים שם אינו ניתן להזנחה) ולמעשה הקירוב מאבד את תוקפו המקורי. מכיוון שפונקציית צפיפות המצבים מתאפסת באנרגיית האפס, תוצאה זו בעצם סוכמת את כל החלקיקים למעט מצב האפס של האנרגיה, לכן נסמן אותם כספירת המצבים המעוררים N e {\displaystyle N_{e}} . ומכאן ניתן לחשב את מספר החלקיקים המעוררים הכולל. ⟨ N e ⟩ = ∫ ϵ = 0 ∞ d ϵ D ( ϵ ) 1 exp ⁡ ( ϵ − μ τ ) − 1 {\displaystyle \left\langle N_{e}\right\rangle =\int _{\epsilon =0}^{\infty }d\epsilon D(\epsilon ){\frac {1}{\exp {\left({\frac {\epsilon -\mu }{\tau }}\right)}-1}}} אנו מעוניינים בגבול בו הטמפרטורה קרובה לאפס, לכן נוכל להיעזר בפיתוח - μ ≈ − τ / N {\displaystyle \mu \approx -\tau /N} . מכיוון שמדובר במספר חלקיקים גדול ניתן לקרב באופן הבא: exp ⁡ ( ϵ − μ τ ) ≈ exp ⁡ ( ϵ τ ) exp ⁡ ( − μ τ ) ≈ exp ⁡ ( ϵ τ ) exp ⁡ ( 1 N ) ≈ exp ⁡ ( ϵ τ ) {\displaystyle \exp {\left({\frac {\epsilon -\mu }{\tau }}\right)}\approx \exp {\left({\frac {\epsilon }{\tau }}\right)}\exp {\left(-{\frac {\mu }{\tau }}\right)}\approx \exp {\left({\frac {\epsilon }{\tau }}\right)}\exp {\left({\frac {1}{N}}\right)}\approx \exp {\left({\frac {\epsilon }{\tau }}\right)}} כאשר פירוק האקספוננט הראשון לשניים נעשה באמצעות חוקי חזקות. האקספוננט עם הפוטנציאל הכימי שואף לאחד לכן ניתן להזניח אותו, לפתח את האקספוננט בטור טיילור ולקבל תוצאה לאינטגרל ללא פונקציית הפולילוגריתם. באותו אופן ניתן לחשב גדלים נוספים. בטמפרטורות אלה, תיתכנה תופעות של עיבוי בוז איינשטיין ונוזליות-על. הקושי העיקרי ביצירת תופעות אלו הוא בידוד תרמי של הגז מסביבתו, שכן נדרשת טמפרטורה נמוכה מאוד ליצירתו – עבור הליום-4 טמפרטורה זו היא בערך 2.2 מעלות קלווין. ערך מורחב – עיבוי בוז-איינשטיין באמצעות הקירוב לעיל, ניתן לחשב את מספר החלקיקים ברמת היסוד בטמפרטורות נמוכות על ידי: N ϵ 0 ≈ 1 exp ⁡ ( ϵ τ ) − 1 {\displaystyle N_{\epsilon _{0}}\approx {\frac {1}{\exp {\left({\frac {\epsilon }{\tau }}\right)}-1}}} מכאן נראה כי ישנה התבדרות בטמפרטורות נמוכות, חלק גדול מן כלל החלקיקים שבמערכת יימצאו במצב היסוד בטמפרטורות נמוכות. באמצעות תנאי על מסספר החלקיקים המעוררים ⟨ N e ⟩ = ⟨ N ⟩ {\displaystyle \left\langle N_{e}\right\rangle =\left\langle N\right\rangle } (גודל זה הוזכר לעיל, משמעותו התנאי היא שכאשר כלל החלקיקים נמצאים במצב המעורר הרי שמספר החלקיקים במצב היסוד זניח) ניתן לקבל תנאי על הטמפרטורה, אשר מתחתיה תופעה זו תקרה, טמפרטורה זו נקראת הטמפרטורה הקריטית: τ c = 2 π ℏ 2 m ( N ξ ( 3 / 2 ) V ) 3 2 {\displaystyle \tau _{c}={\frac {2\pi \hbar ^{2}}{m}}({\frac {N}{\xi (3/2)V}})^{\frac {3}{2}}} בגבול בו הטמפרטורה אפס, יהיו כל החלקיקים במצב היסוד, אך גם בטמפרטורות קרובות אליה מספר משמעותי של חלקיקים יאכלסו רמה זו. החלקיקים ימשיכו לאכלס מרחבית את כל הקופסה בה הם נמצאים אך יקרסו במרחב הפאזה (הסתכלות על תנע החלקיק במקום על מיקומו) לערך אחד. תופעה זו היא מעבר פאזה מסדר שני הגורם לתופעות עיבוי בוז-איינשטיין ונוזליות על. כדי להמחיש את החישוב נתייחס כדוגמה להליום-4. אשר מורכב ממספר זוגי של חלקיקים בעלי ספין חצי שלם (פרמיונים) וככזה הוא עצמו בוזון (ספין שלם). על כן ניתן לקרב את התנהגותו באמצעות מודל גז הבוזונים. למעשה עקב זמינותו הגבוהה יחסית הפך הליום-4 לדוגמה מרכזית בעיבוי בוז איינשטיין ונוזליות על. יצוין כי מידולו של נוזל ההליום כגז אידיאלי הוא קירוב בלבד, וניתן למעשה לבצע קירוב טוב יותר באמצעות מידולו כגז ואן דר ואלס. בהצבת נתוני גז ההליום לפיתוח הנ"ל מתקבלת סקאלת אנרגיית הבעיה (ההפרש המינימלי בין רמות אנרגיה) אשר תתאים לטמפרטורה של Δ ϵ k B ≈ 1.8 × 10 − 14 K {\displaystyle {\frac {\Delta \epsilon }{k_{B}}}\approx 1.8\times 10^{-14}K} בעוד שהטמפרטורה הקריטית שנמצאה היא: T c ≈ 3 K {\displaystyle T_{c}\approx 3K} , זו טמפרטורה גבוהה בכמה סדרי גודל, אשר כבר בה מספר מאקרוסקופי של החלקיקים עובר למצב היסוד האנרגטי, ולכן מתרחש מעבר הפאזה בטמפרטורות גבוהות יחסית - זוהי הסיבה שניתן לקבל תופעות אלו במעבדה, על אף שלא ניתן כיום לקבל טמפרטורות שקרובות לסקאלת האנרגיה של הבעיה בשל הקרבה לאפס המוחלט. גז אידיאלי גז פרמי עיבוי בוז-איינשטיין גז אולטרה-יחסותי דוד ברגמן, פיזיקה תרמית, 1993, אוניברסיטת תל אביב, פרק 7. Charls Kittel & Herbert Kroemer, Thermal Physics, 1980, Second Edition, Chapter 7, ISBN 9780716710882 Elliott H. Lieb, The Mathematics of the Bose Gas and its Condensation, 2000, ISBN 37643-73369 Stephen J. Blundell & Katherine M. Blundell, Concepts in Thermal Physics, 2010, Second Edition, Chapters 29-30 ISBN 9780199562107 מהי התעבות בוז-איינשטיין והאם זהו מצב הצבירה החמישי, מכון דוידסון University of Amsterdam, ICTP, Quantum Gases Lectures, 1,2,3,4,5 YouTube CHARLES KITTEL & HERBERT KROEMER, Thermal Physics, 3, עמ' 200 Stephen J. Blundell & Katherine M. Blundell, Concepts in Thermal Physics, 2010 CHARLES KITTEL & HERBERT KROEMER, Thermal Physics, 3, עמ' 201