Dieser Artikel leitet für ein Zwei-Niveau-System wichtige quantenstatistische Ergebnisse her. Da es keine realen Zwei-Niveau-Systeme gibt, ist das Modell rein theoretisch, ein sogenanntes Toy-Modell. Die Ergebnisse gelten aber näherungsweise für zwei gut isolierte Energieniveaus.
Das Modell geht von n Teilchen mit je zwei möglichen Energieniveaus aus. Um die Beschreibung zu vereinfachen, legen wir unseren Energienullpunkt auf das untere Energieniveau. Dann ist das obere Energieniveau auf einer Energie $ E_{0} $. Das heißt nun, jedes unserer Teilchen kann entweder die Energie 0 oder $ E_{0} $ haben.
Der Hamiltonoperator eines solchen Systems ist leicht aufzustellen.
wobei $ {\hat {n}}_{k} $ ein Operator ist, welcher angibt, ob das k-te Teilchen im angeregten Zustand ist oder nicht.
Die Zustandssumme erhält man durch Einsetzen des Hamiltonoperators in die kanonische Zustandssumme :
Die Summe kann aus der Exponentialfunktion gezogen werden und wird zum Produkt.
Nun ersetzen wir die Spur durch eine Summe über nk und den Operator $ {\hat {n}}_{k} $ durch seinen Eigenwert nk.
Analog erhält man für die großkanonische Zustandssumme :
Benötigt wird dazu der Teilchenzahloperator $ {\hat {n}}=\sum _{k=0}^{n}{\hat {n}}_{k} $, dieser wird für n in die allgemeine Formel für die großkanonische Zustandssumme $ Z_{k}(N,V,T)=\operatorname {(} Sp)(\mathrm {e} ^{-{\frac {{\hat {H}}-\mu {\hat {n}}}{k_{\mathrm {B} }T}}}) $ eingesetzt.
Die so erhaltene großkanonische Zustandssumme formen wir noch um. Das beschriebene System enthält n Teilchen auf zwei Energieniveaus, also sind meist mehrere Teilchen in einem Niveau, somit handelt es sich um ein bosonisches System. Die Summe über $ n_{k} $ kann also von Null bis Unendlich laufen. Für jeden Summanden sieht man aber, dass immer gleiche Energieterme multipliziert werden. Daher kann man die Exponentialfunktion auch umschreiben:
Diese Form erkennen wir als geometrische Reihe. Daraus folgt :
Um die fermionische Zustandssumme zu bekommen, benötigen wir einen Trick. Das System wird nur fermionisch, wenn sich in jedem Zustand maximal ein Teilchen befindet. Dazu betrachten wir unser System für $ n=1 $, also für ein einziges Teilchen. Dadurch fällt unser Produkt erstmal weg, und die Summe über $ n_{k} $ enthält nur noch zwei Möglichkeiten: Das Teilchen ist angeregt oder nicht. Daher kann $ n_{k} $ nur noch 0 oder 1 sein.
Die Zustandssumme wird dann zu :
Einsetzen von nk liefert :
Dabei wurde benutzt das $ \mathrm {e} ^{0}=1 $ ist.
Dies gibt uns die Zustandssumme für ein Teilchen. Wir verlassen an dieser Stelle unser Modell und sagen, wir wollten ursprünglich ein n-Teilchen-System beschreiben. Indem wir ein System aus n Modellen mit je einem Teilchen betrachten, erhalten wir ein fermionisches System. Die Zustandssumme des Gesamtsystems besteht also aus n Faktoren, die jeweils unser bisheriges Ergebnis darstellen:
Wir berechnen das Thermodynamische Potential über:
Einsetzen der vorher berechneten großkanonischen Zustandssumme liefert:
$ \Omega (T,V,\mu )=-k_{\mathrm {B} }T\log({\prod _{k=1}^{n}{\frac {1}{1-(\mathrm {e} ^{-{\frac {{\hat {E}}_{0}-\mu }{k_{\mathrm {B} }T}}})}}}). $
Das Produkt lässt sich als Summe aus dem Logarithmus ziehen, innen dreht ein Vorzeichenwechsel den Bruch um. Es folgt:
Durch Einsetzen und Vorziehen der Summe ergibt sich:
Wir sehen, dass das Potential bis auf die Vorzeichen gleich ist.
Man erhält den Erwartungswert für die Teilchenzahl, indem man das thermodynamische Potential nach dem negativen chemischen Potential ableitet.
$ <{\hat {N}}>=-({\frac {\partial \Omega }{\partial \mu }})_{\beta ,V} $ mit $ \beta ={\frac {1}{k_{\mathrm {B} }T}}. $
Die Ableitung des Logarithmus liefert:
Die innere Ableitung gibt:
Zusammengefasst erhalten wir dann:
Nach Kürzen von kBT und Zusammenfassen des Bruchs erhalten wir die Bose-Verteilung:
Analog erhält man durch Einsetzen des Potentials für Fermionen nach dem Ableiten:
Zusammenfassen liefert nun die Fermi-Verteilung:
Auch hier sehen wir, dass sich die Verteilungen nur um ein Vorzeichen unterscheiden:
Aus dem Modell ergeben sich also die allgemein gültigen Fermi- und Bose-Verteilungen. Diese sind für das Modell aber nur begrenzt sinnvoll, da für hohe Temperaturen fast alle Teilchen im angeregten Zustand sind, und das Modell damit seinen Sinn verliert.