「分配係数」とは異なります。

この項目では、統計力学について説明しています。数学における一般化された分配函数については「分配函数 (数学)」を、場の理論の分配函数については「分配函数 (場の量子論)」をご覧ください。

統計力学において、分配関数（ぶんぱいかんすう、英: Partition function）または状態和（じょうたいわ、英: state sum, sum over states）は、ある系の物理量の統計集団的平均を計算する際に用いられる規格化定数を指す。単に分配関数と呼ぶときはカノニカル分布における分配関数を指し、ドイツ語で状態和を表す語Zustandssummeに由来する記号Zで表す[1]。一方、グランドカノニカル分布において同様の役割を担う関数を大分配関数（だいぶんぱいかんすう、英: Grand partition function）と呼び、 Ξ {\displaystyle \Xi \,} あるいは Z {\displaystyle {\mathcal {Z}}} で表す。
分配関数

系の取りうる全ての状態の集合を Ω とし、系が状態 ω∈Ω にあるときのエネルギーを E ( ω ) {\displaystyle {\mathcal {E}}(\omega )} とするとき、分配関数 Z(β) は

Z ( β ) = ∑ ω ∈ Ω exp ⁡ { − β E ( ω ) } {\displaystyle Z(\beta )=\sum _{\omega \in \Omega }\exp\{-\beta {\mathcal {E}}(\omega )\}}

によって定義される。和の中の exp ⁡ { − β E ( ω ) } {\displaystyle \exp\{-\beta {\mathcal {E}}(\omega )\}} はボルツマン因子と呼ばれる。カノニカルアンサンブルは熱浴と接触する閉鎖系を表現するアンサンブルである。パラメータ β は熱浴を特徴づける量で、熱浴の温度と解釈される。熱力学温度 T とは β=1/kT の関係にあり、逆温度と呼ばれる。k はボルツマン定数である。分配関数に定数を乗じることはエネルギーの基準値をずらすことに等しい。分配関数の大きさそのものには意味がない。
量子系

量子系においては、系の状態はヒルベルト空間上の状態ベクトル 。 ψ ⟩ {\displaystyle \vert \psi \rangle } で表される。ある状態における物理量は量子論的な演算子で与えられ、特にエネルギーはハミルトン演算子 H ^ {\displaystyle {\hat {\mathcal {H}}}} で与えられる。したがって、分配関数は

Z ( β ) = ∑ ψ ⟨ ψ 。 exp ⁡ { − β H ^ } 。 ψ ⟩ {\displaystyle Z(\beta )=\sum _{\psi }\langle \psi \vert \exp\{-\beta {\hat {\mathcal {H}}}\}\vert \psi \rangle }

となる。状態ベクトルはパラメータ n で指定される正規直交完全系 。 n ⟩ {\displaystyle \vert n\rangle } により

。 ψ ⟩ = ∑ n c n 。 n ⟩ ,   ⟨ ψ 。 = ∑ n c ¯ n ⟨ n 。 {\displaystyle \vert \psi \rangle =\sum _{n}c_{n}\vert n\rangle ,~\langle \psi \vert =\sum _{n}{\bar {c}}_{n}\langle n\vert }

と展開される。状態ベクトルに対する和は展開係数に関する積分に置き換えられるので

Z ( β ) = ∏ l ∫ d c l d c ¯ l ∑ m , n c n c ¯ m ⟨ m 。 exp ⁡ { − β H ^ } 。 n ⟩ = ∑ m , n ∏ l ∫ d c l d c ¯ l c n c ¯ m ⟨ m 。 exp ⁡ { − β H ^ } 。 n ⟩ = C ∑ m , n δ m , n ⟨ m 。 exp ⁡ { − β H ^ } 。 n ⟩ = C ∑ n ⟨ n 。 exp ⁡ { − β H ^ } 。 n ⟩ {\displaystyle {\begin{aligned}Z(\beta )&=\prod _{l}\int dc_{l}d{\bar {c}}_{l}\sum _{m,n}c_{n}{\bar {c}}_{m}\langle m\vert \exp\{-\beta {\hat {\mathcal {H}}}\}\vert n\rangle \\&=\sum _{m,n}\prod _{l}\int dc_{l}d{\bar {c}}_{l}c_{n}{\bar {c}}_{m}\langle m\vert \exp\{-\beta {\hat {\mathcal {H}}}\}\vert n\rangle \\&=C\sum _{m,n}\delta _{m,n}\langle m\vert \exp\{-\beta {\hat {\mathcal {H}}}\}\vert n\rangle \\&=C\sum _{n}\langle n\vert \exp\{-\beta {\hat {\mathcal {H}}}\}\vert n\rangle \\\end{aligned}}}

となる。分配関数の大きさそのものには意味がないので係数 C を除くことができて、最終的には

Z ( β ) = ∑ n ⟨ n 。 exp ⁡ { − β H ^ } 。 n ⟩ {\displaystyle Z(\beta )=\sum _{n}\langle n\vert \exp\{-\beta {\hat {\mathcal {H}}}\}\vert n\rangle }

となる。トレースを用いれば

Z ( β ) = t r [ exp ⁡ { − β H ^ } ] {\displaystyle Z(\beta )=\mathrm {tr} [\exp\{-\beta {\hat {\mathcal {H}}}\}]}

と表現できる。

量子系では通常はハミルトン演算子を対角化するエネルギー固有状態を用いて表現される。エネルギー量子数 i と対応するエネルギー固有値 Ei により

Z ( β ) = ∑ i e − β E i {\displaystyle Z(\beta )=\sum _{i}\mathrm {e} ^{-\beta E_{i}}}

となる。ここで ∑i は全てのエネルギー固有状態についての和であり、縮退などがある場合には注意を要する。
古典系

古典系では、状態変数は連続的に変化するので、状態毎の和をとることが出来ない。