Ідеальний газ, теоретична модель газу, в якій нехтує взаємодією часток газу (середня кінетична енергія часток багато більше енергії їх взаємодії).
Розрізняють класичний І. р. (його властивості описуються законами класичної фізики) і квантовий І. р., що підкоряється законам квантової механіки .
Частки класичного І. р. рухаються незалежно один від одного, так що тиск І. р. на стінку дорівнює сумі імпульсів, переданих за одиницю часу окремими частками при зіткненнях із стінкою, а енергія — сумі енергій окремих часток. Класичний І. р. підкоряється рівнянню стану Клапейрона p = nkt , де р — тиск, n — число часток в одиниці об'єму, до — Больцмана постійна, Т — абсолютна температура. Окремими випадками цього рівняння є закони Бойля-Маріотта, Гей-Люссака і Шарля (див. Гази ) . Частки класичного І.г. розподілені по енергіях згідно з розподілом Больцмана (див. Больцмана статистика ). Реальні гази добре описуються моделлю класичного І. р., якщо вони досить розріджені.
При пониженні температури Т газу або збільшенні його щільності n до певного значення стають істотними хвилеві (квантові) властивості часток І. р. Перехід від класичного І. р. до квантового відбувається при тих значеннях Т і n , при яких довжини хвиль де Бройля часток, рухомих з швидкостями порядку теплових, порівнянні з відстанню між частками.
В квантовому випадку розрізняють два види І. г.; частки газу одного вигляду мають цілочисельний спин, до них застосовна статистика Бозе — Ейнштейна, до часток іншого вигляду (з напівцілим спином) — статистика Фермі — Дираку (див. Статистична фізика ).
І. р. Фермі — Дираку відрізняється від класичного тим, що навіть при абсолютному нулі температури його тиск і щільність енергії відмінні від нуля і тим більше, чим вище щільність газу. При абсолютному нулі температури існує максимальна (гранична) енергія, яку можуть мати частки І. р. Фермі — Дираку (так звана Фермі енергія ). Якщо енергія теплового рухи часток І. р. Фермі — Дираку багато менше енергії Фермі, то його називають виродженим газом . Згідно теорії будови зірок, в зірках, щільність яких перевищує 1—10 кг/см 3 , існує вироджений Фермі — Дираку І. р. електронів, а в зірках з щільністю, 10 9 кг/см 3 , що перевищує, речовина перетворюється на Фермі — Дирак І. р. нейтронів (див. Нейтронні зірки ).
Вживання теорії І. р. Фермі — Дираку до електронів в металах дозволяє пояснити багато властивостей металевого стану. Реальний вироджений Фермі — Дирак І. р. тим ближче до ідеального, чим він щільніший.
Частки І. р. Бозе — Ейнштейна при абсолютному нулі температури займають наїнізший рівень енергії і володіють рівними нулю імпульсом (І. р. в стані конденсату). З підвищенням Т число часток в конденсаті поступово зменшується і при деякій температурі Т 0 (температурі фазового переходу) конденсат зникає (всі частки конденсату набувають імпульсу). При Т < Т 0 тиск І. р. Бозе — Ейнштейна залежить лише від температури. Властивостями такого І. р. володіє при температурах, близьких до абсолютного нуля, гелій . Іншим прикладом І. р. Бозе — Ейнштейна є електромагнітне випромінювання (І. р. фотонів ), що знаходиться в тепловій рівновазі з випромінюючим тілом. І. р. фотонів є також прикладом ультрарелятівістського І. р., тобто сукупності часток, рухомих з швидкостями, рівними або близькими швидкості світла. Рівняння стани такого газу: р = e/3, де e — щільність енергії газу. При досить низьких температурах різного роду колективні рухи в рідинах і твердих тілах (наприклад, коливання атомів кристалічної решітки) можна представити як і. р. слабких збуджень (квазічастинок ), енергія яких вносить свій вклад до енергії тіла (див. Тверде тіло, Квантова рідина ).
