title: Gaz parfait relativiste
text: # Gaz parfait relativiste
  
  Le gaz parfait relativiste est un modèle de théorie cinétique des gaz qui considère un gaz composé de particules relativistes n'interagissant pas entre elles. Contrairement au gaz parfait « classique » qu'il généralise, il prend en compte les particules animées de vitesses proches de celle de la lumière.
  
  ## Gaz non quantique
  
  ### Fonction de partition
  
  La fonction de partition du gaz parfait relativiste monoatomique (particules sans degrés de liberté internes comme la rotation ou vibration des particules) est :
  
      $Z={\frac {1}{N!}}\left\{4\pi V\left({\frac {mc}{h}}\right)^{3}\exp(u){\frac {K_{2}(u)}{u}}\right\}^{N}$,
  
  où :
  
      $u={\frac {\,mc^{2}}{kT}}$,
      $K_{n}(x)={\frac {2^{n}x^{n}\Gamma (n+1/2)}{\sqrt {\pi }}}\int _{0}^{+\infty }{\frac {\cos \zeta \,{\text{d}}\zeta }{(\zeta ^{2}+x^{2})^{n+1/2}}}$ (fonction de Bessel modifiée de seconde espèce),
  
  avec
  
  * T la température ;
  * N le nombre de particules du gaz ;
  * m la masse de chaque particule ;
  * V le volume occupé par le gaz ;
  * c la vitesse de la lumière ;
  * h la constante de Planck ;
  * k la constante de Boltzman.
  
  La fonction de partition dans l'ensemble canonique d'un gaz parfait relativiste à 1 particule est :
  
      $Z(T,V,1)={\frac {1}{h^{3}}}\int _{V}\int _{\mathbb {R} ^{3}}\exp -{\frac {E}{kT}}\,{\text{d}}^{3}q\,{\text{d}}^{3}p$
  
  où
  
      $E=mc^{2}\left\{{\sqrt {1+\left({\frac {p}{mc}}\right)^{2}}}-1\right\}$
  
  est l'énergie cinétique de la particule. En séparant les variables, on obtient
  
      $Z(T,V,1)={\frac {4\pi V}{h^{3}}}\exp u\int _{0}^{+\infty }\exp \left[-u{\sqrt {1+\left({\frac {p}{mc}}\right)^{2}}}\right]p^{2}\,{\text{d}}p$,
  
  en posant $u=mc^{2}/kT$. Le changement de variable
  
      $\zeta ={\sqrt {1+\left({\frac {p}{mc}}\right)^{2}}}$
  
  donne
  
      $Z(T,V,1)=4\pi V\left({\frac {mc}{h}}\right)^{3}\underbrace {\int _{1}^{+\infty }\zeta {\sqrt {\zeta ^{2}-1}}\exp(-u\zeta )} _{=I}\,{\text{d}}\zeta$.
  
  Par parties
  
      $I=\underbrace {{\frac {2}{3}}{\Big(\zeta ^{2}-1)^{3/2}\exp(-u\zeta ){\Big ]}_{1}^{+\infty }} _{=0}+{\frac {2}{3}}\underbrace {\int _{1}^{+\infty }\left(\zeta ^{2}-1\right)^{3/2}\exp(-u\zeta )\,{\text{d}}\zeta } _{={\frac {3}{2}}K_{2}(u)}$.
  
  Le résultat se trouve en utilisant l'absence d'interaction entre particules :
  
      $Z(T,V,N)={\frac {Z(T,V,1)^{N}}{N!}}$
  
  ### Variables thermodynamiques
  
  Variables thermodynamiques, dans l'approximation d'un grand nombre de particules. :
  
  | Variable | Expression générale | Limite classique | Limite ultra-relativiste |
  | - | - | - | - |
  | énergie interne U | $Nmc^{2}\left[{\frac {K_{1}(u)}{K_{2}(u)}}+{\frac {3}{u}}-1\right]$ | ${\frac {3}{2}}NkT$ | $3NkT\,$ |
  | énergie libre F | $-NkT\left\{\log \left[{\frac {4\pi V}{N}}\left({\frac {mc}{h}}\right)^{3}{\frac {K_{2}(u)}{u}}\right]+1\right\}-Nmc^{2}$ | | |
  | enthalpie H | $Nmc^{2}\left[{\frac {K_{1}(u)}{K_{2}(u)}}+{\frac {4}{u}}-1\right]$ | ${\frac {5}{2}}NkT$ | $4NkT\,$ |
  | enthalpie libre G | $-NkT\log \left[{\frac {4\pi V}{N}}\left({\frac {mc}{h}}\right)^{3}{\frac {K_{2}(u)}{u}}\right]-Nmc^{2}$ | | |
  | capacité calorifique $C_V$ | $Nku\left\{u+{\frac {3}{u}}-{\frac {K_{1}(u)}{K_{2}(u)}}\left[3+u{\frac {K_{1}(u)}{K_{2}(u)}}\right]\right\}$ | ${\frac {3}{2}}Nk$ | $3Nk\,$ |
  | capacité calorifique $C_P$ | $Nku\left\{u+{\frac {4}{u}}-{\frac {K_{1}(u)}{K_{2}(u)}}\left[3+u{\frac {K_{1}(u)}{K_{2}(u)}}\right]\right\}$ | ${\frac {5}{2}}Nk$ | $4Nk\,$ |
  | potentiel chimique μ | $-kT\log \left[{\frac {4\pi V}{N}}\left({\frac {mc}{h}}\right)^{3}{\frac {K_{2}(u)}{u}}\right]-mc^{2}$ | | |
  | entropie S | $Nk\left\{\log \left[{\frac {4\pi V}{N}}\left({\frac {mc}{h}}\right)^{3}{\frac {K_{2}(u)}{u}}\right]+u{\frac {K_{3}(u)}{K_{2}(u)}}\right\}$ | | |
  | pression P | ${\frac {NkT}{V}}$ | ${\frac {NkT}{V}}$ | ${\frac {NkT}{V}}$ |
  