肽分子的熱運動。這種不停的運動是既隨機又複雜的，而且任一原子的能量起伏都可以很大。然而，使用能量均分定理可以計算出每個原子的平均動能，以及許多振動態的平均勢能。灰色、紅色及藍色的球分別代表碳、氧及氮原子，而小白球則代表氫原子。]]

在经典統計力學中，能量均分定理（Equipartition Theorem）是一種聯繫系統溫度及其平均能量的基本公式。能量均分定理又被稱作能量均分定律、能量均分原理、能量均分，或僅稱均分。能量均分的初始概念是熱平衡時能量被等量分到各種形式的运动中；例如，一个分子在平移運動时的平均動能應等於其做旋轉運動时的平均動能。

能量均分定理能够作出定量預測。类似于位力定理，对于一个给定温度的系统，利用均分定理，可以計算出系統的總平均動能及勢能，從而得出系统的熱容。均分定理還能分別給出能量各個组分的平均值，如某特定粒子的動能又或是一个彈簧的勢能。例如，它預測出在熱平衡時理想氣體中的每個粒子平均動能皆為(3/2)kBT，其中kB為玻爾兹曼常數而T為溫度。更普遍地，無論多複雜也好，它都能被應用於任何处于熱平衡的经典系統中。能量均分定理可用於推導经典理想氣體定律，以及固體比熱的杜隆-珀蒂定律。它亦能夠應用於預測恒星的性質，因为即使考虑相對論效應的影響，该定理依然成立。

儘管均分定理在一定条件下能够对物理现象提供非常準確的預測，但是當量子效應變得显著時（如在足够低的温度条件下），基于这一定理的预测就变得不准确。具体来说，当熱能kBT比特定自由度下的量子能級間隔要小的時候，該自由度下的平均能量及熱容比均分定理預測的值要小。当熱能比能級間隔小得多时，这样的一個自由度就說成是被“凍結”了。比方說，在低溫時很多種類的運動都被凍結，因此固體在低溫時的熱容會下降，而不像均分定理原測的一般保持恒定。對十九世紀的物理學家而言，這种熱容下降现象是表明經典物理学不再正確，而需要新的物理学的第一個徵兆。均分定理在預測電磁波的失敗（被稱为“紫外災變”）普朗克提出了光本身被量子化而成為光子，而這一革命性的理論對刺激量子力學及量子場論的發展起到了重要作用。

基本概念及簡易例子
（即25°C）時，四種惰性氣體分子速度的機率密度函數。圖中的四種氣體為氦（4He）、氖（20Ne）、氬（40Ar）及氙（132Xe）；左上角的數字代表它們的質量數。這些機率密度函數的量綱為概率除以速度；由於概率無量綱，總量綱能以秒／米表示。]]

应用波尔兹曼统计方法可以得到：气体处于平衡态时，分子任何一个自由度的平均能量都相等，均为kT/2,这就是能量按自由度均分定理，简称能量均分定理。名字裏面的“均分”是指“攤分或類似於攤分”。能量均分定理的原始概念是，當系統達到熱平衡時，系統的總動能由各獨立分量所等分。均分定理也為這些能量做出量化的預測。例如它預測惰性氣體的每一個原子，當於溫度T達至熱平衡時，會有平移平均動能(3/2)KBT，其中KB為波茲曼常數。隨此引出的是，在等溫時氙的重原子速度會比氦的較輕原子要低。圖二顯示的是四種惰性氣體原子速度的麦克斯韦-玻尔兹曼分布。

在這例子中，關鍵點是動能是速度的二次齐函数。均分定理顯示出於熱平衡時，任何在能量中只以二次出現的自由度（例如是一粒子的位置或速度的一個分量）有着等於½KBT的平均能量，並因此向系統的熱容提供了½KB。這個結果有着許多的應用。

平移能量與理想氣體
一粒子質量為m，速度為v，其（牛頓力學）動能為：
:
H^{\mathrm{kin}} = \tfrac12 m |\mathbf{v}|^2 = \tfrac{1}{2} m\left( v_{x}^{2} + v_{y}^{2} + v_{z}^{2} \right),

其中vx、vy及vz是速度v的直角坐標的分量。這裏，H是哈密頓量，由於哈密頓表述是均分定理一般形式的中心，故下文將以其作為能量的符號。

由於能量是速度各分量的二次方，均分這三分量得每分量在熱平衡時向平均動能提供½kBT。因此粒子的平均動能為(3/2)kBT，跟上面惰性氣體的例子一樣。

更普遍地，理想氣體中的，總能量幾乎全為（平移）動能：假定粒子無內自由度且運動不受其他粒子影響。均分因此預測有N個粒子的理想氣體有平均總能量(3/2) N kBT。

而氣體的熱容則為(3/2) N kB，因此這樣一摩爾氣體的熱容為(3/2)NAkB=(3/2)R，其中NA是阿伏伽德罗常數，而R則是氣體常數。由於R ≈ 2 Cal/(mol·K)，均分預測理想氣體的摩爾比熱容約為3 Cal/(mol·K)。這個預測已被實驗證實。

旋轉能量與溶液中的分子滾翻
在另一個相近的例子中，有一粒子其主轉動慣量I1、I2及I3。它的旋轉能量是：
:
H^{\mathrm{rot}} = \tfrac{1}{2} ( I_{1} \omega_{1}^{2} + I_{2} \omega_{2}^{2} + I_{3} \omega_{3}^{2} ),

其中ω1、ω2及ω3是角速度的主分量。使用跟平移同一套的論證，均分意味着每個粒子的平均旋轉能量為(3/2)KBT。同樣地，均分使計算出分子均方根角速度成為可能。旋轉滲透可被其他生物物理探測法所觀測到，例如是螢光異向性、流動雙折射及介電質光譜學。

勢能與諧波振蕩器
均分定理除可應用於動能外，還能被應用於勢能計算：重要例子包括像彈簧這樣的諧波振蕩器，其二次勢能為
:
H^{\mathrm{pot}} = \tfrac 12 a q^{2},\,

其中常數a描述彈簧的韌性，而q則是由平衡導出的。假若這樣一個系統的質量為m，那麼它的動能Hkin為½mv2=p2/2m，其中v及p=mv代表振蕩器的速度和動量。聯合這些項可得總能量 及固體摩爾比熱容的杜隆-珀蒂定律公式。後者在均分定理的歷史中尤其重要。

下於平衡位置附近振動。這樣的振動佔了晶體介電質熱容的一大部分；對金屬而言，電子也對熱容有作用。]]

固體的比熱容
均分定理的一個重要應用是在於晶狀固體的比熱容。如此固體的每一個原子都能夠在三個獨立的方向下振蕩，因此該固體可以被視為一個擁有各自獨立的3N個簡諧振子的系統，其中N為晶格中的原子數。由於每一個諧振子都有平均能量kBT，所以固體的平均總能量為3NkBT，而比熱容則為3NkB。如取N為阿伏伽德罗常數NA，並使用R = NAkB這個聯繫氣體常數R及波茲曼常數kB的關係式，可得固體摩爾比熱容的杜隆-珀蒂定律的一個解釋，定律指出晶格中每摩爾的原子熱容為 3R ≈ 6 cal/(mol·K)。

然而，由於量子效應的關係，這條定律在低溫時並不準確；這也不符合實驗導出的熱力學第三定律，第三定律指出摩爾比熱容於絕對零度時必為零另一方面，均分定理被應用於這種系統時一般都會失敗，因為正常模態間是沒有能量交換的。在一個非常的情況下，模態獨立且它們的能量獨立地守恒。這個顯示出有某種的能量混合，正式叫做遍歷性，對於均分定理的成立是十分重要的。

粒子的澱積
勢能並不一定跟位置成二次關係的。不過，均分定理指出若能量对自由度x是s次齐次的（對一固定實數s而言），則該部份於熱平衡時的平均能量為kBT/s。

在重力下澱積的這個延伸有一個簡單的應用。例如在啤酒裏有時見到的薄霧能由一團團會散射光的蛋白質所組成。一段時間以後，這些蛋白質團因受重力影響而向下沉澱，使得近底下的部份比頂端的薄霧更多。不過，一個向相合方向作用的過程中，粒子也會向上滲透回到酒瓶的頂部。一達到平衡狀態時，就可以使用均分定理來斷定某一浮力質量mb的蛋白質團的平均位置。對一支瓶高無限的啤酒而言，重力勢能可由下式求出
:
H^{\mathrm{grav}} = m_{b} g z\,,

其中z為蛋白質團的高度，而g則為重力加速度。由於s=1的關係，蛋白質團的平均勢能等於kBT。因此，一個浮力質量為10MDa（大體上為病毒的大小）的蛋白質團會於平衡狀態做出一股2cm高的薄霧。這樣一種往平衡的澱積由所描述。

歷史
::*本文使用非國際單位制單位的Cal/(mol·K)作為摩爾比熱容的單位，因為它能用單位數字提供更佳的準確度。
如欲將該單位轉換成國際單位制的對應單位J/(mol·K)，將原數值乘上4.2J/Cal可得約值。*

動能均分這個概念最早是在1843年，或更準確地說應是1845年，由約翰·詹姆斯·瓦塔斯頓提出的。於1859年，詹姆斯·克拉克·麥克斯韋主張氣體的動熱能由線性及旋轉能量所等量攤分 於1876年，路德維希·波茲曼因表明了平均能量是被一系統中各獨立分量所等分，而將原理進一步擴展。波茲曼亦應用了均分定理去為固體比熱容的杜隆-珀蒂定律提出了一個理論解釋。

比熱容對溫度的理想化曲線圖像。高溫時比熱容跟均分定理預測的(7/2)R一致（其中R為理想氣體常數），但當低溫時會降至(5/2)R及後來的(3/2)R，這是由於振動及旋轉態被“凍結”了的緣故。均分定理的這次失敗引出一個只能被量子力學解釋的悖論。對大部分分子而言，平移溫度Trot比室溫要低得多，而Tvib則要比這要大十倍以上。一氧化碳，CO，是一個典型的例子，其Trot ≈ 2.8 K而Tvib ≈ 3103 K。對非常大的分子或不太受束縛的原子Tvib能接近室溫（約300 K）；例如，碘氣I2的Tvib ≈ 308 K。他們的定律曾在多年間被用作量度原子質量的一種技巧，然而，後來詹姆斯·杜瓦及的研究表明杜隆-珀蒂定律只於高溫時成立；在低溫時或像金剛石這種異常地硬的固體，比熱還要再低一點。

氣體比熱的實驗觀測也引起了對均分定理是否有效的質疑。定理預測簡單單原子氣體的摩爾比熱容應約為3 cal/(mol·K)，而雙原子氣體則約為7 cal/(mol·K)。實驗驗證了預測的前者，但卻發現雙原子氣體的典型摩爾比熱容約為5 cal/(mol·K)，並於低溫時下跌到約3 cal/(mol·K)。1875年，詹姆斯·克拉克·麥克斯韋指出，實驗不符合均分定理，比這些數字透露的信息要壞得多；由於原子有內部部份，熱能應該走向這些內部部分的運動，使得單原子及雙原子的比熱預測值比3 cal/(mol·K)7 cal/(mol·K)要高得多。

第三個有關的不符之處是金屬的比熱。根據古典德魯德模型，金屬電子的舉止跟幾乎理想的氣體一樣，因此它們應該向(3/2)NekB的熱容，其中Ne為電子的數量。不過實驗指出電子對熱容的供給並不多：很多的金屬的摩爾比熱容與絕緣體幾乎一樣；開爾文勳爵提出，由於與實驗不符，均分定理的推導一定不正確，但卻无法给出错误之处；瑞利提出一個更徹底的看法，說均分定理及實驗時系統處於熱平衡的假設這兩者都正確；為使兩者相符，他指出需要一個能為均分定理提供“從破壞性的簡單中逃走的出路”的新原理。1907年，艾爾伯特·愛因斯坦铺就了這條路，表明了這些比熱的異數都是由量子效應引起的，尤其是固體彈性模態能量的量子化。愛因斯坦用了均分定理的失敗作為需要一個新物質量子理論的論據愛因斯坦的理論，並引起了物理學家們對量子理論的廣泛承認。

能量均分定理的通用公式化
均分定理最通用的形式 明確表示在適當的假設下（下文會討論），對一個有哈密頓能量函數H及自由度xn的物理系統而言，以下均分公式於熱平衡時對任何值的指數m及n都有效：

:\!
\Bigl\langle x_{m} \frac{\partial H}{\partial x_{n}} \Bigr\rangle = \delta_{mn} k_{B} T.

這裏δmn為克羅內克爾δ，當m=n時為一而其他情況為零。平均用的括號\left\langle \ldots \right\rangle可以代表一個單系統長時間的平均，或，更多地是，相空間的系綜平均。定理內含的遍歷性假設意味着這兩個平均相符，而且都被用於複雜物理系統的內能估算。

通用均分定理在系統總能量恒定時於微正則系綜有效，在跟能交換能量的熱庫耦合時於正則系綜亦都有效。通式的推導在下文。

通式與以下兩式等價

對所有n，\Bigl\langle x_{n} \frac{\partial H}{\partial x_{n}} \Bigr\rangle = k_{B} T

對所有m≠n，\Bigl\langle x_{m} \frac{\partial H}{\partial x_{n}} \Bigr\rangle = 0

若一自由度xn只作為一個二次項anxn2於哈密頓函數H中出現，則可從第一式引出
:
k_{B} T = \Bigl\langle x_{n} \frac{\partial H}{\partial x_{n}}\Bigr\rangle = 2\langle a_n x_n^2 \rangle,

即這自由度向平均能量\langle H\rangle所提供的兩倍。因此二次能量系統的均分定理結果很容易就出來了。用一個相近的論點，將2換成s，以anxns的形式應用於能量中。

自由度xn是系統相空間的坐標，因此一般被細分成廣義位置坐標qk及廣義動量坐標pk，其中pk為qk的共軛動量。此時，1式對所有k值而言
:
\Bigl\langle p_{k} \frac{\partial H}{\partial p_{k}} \Bigr\rangle = \Bigl\langle q_{k} \frac{\partial H}{\partial q_{k}} \Bigr\rangle = k_{B} T.

使用哈密頓力學的方程，這些式子可被寫成
:
\Bigl\langle p_{k} \frac{dq_{k}}{dt} \Bigr\rangle = -\Bigl\langle q_{k} \frac{dp_{k}}{dt} \Bigr\rangle = k_{B} T.

另外式2明確指出平均為
:
\Bigl\langle q_{j} \frac{\partial H}{\partial q_{k}} \Bigr\rangle, \quad
\Bigl\langle q_{j} \frac{\partial H}{\partial p_{k}} \Bigr\rangle, \quad
\Bigl\langle p_{j} \frac{\partial H}{\partial p_{k}} \Bigr\rangle, \quad
\Bigl\langle p_{j} \frac{\partial H}{\partial q_{k}} \Bigr\rangle, \quad
\Bigl\langle q_{k} \frac{\partial H}{\partial p_{k}} \Bigr\rangle,   及   
\Bigl\langle p_{k} \frac{\partial H}{\partial q_{k}} \Bigr\rangle

若j≠k則皆為零。

與位力定理的關係
通用均分定理是位力定理的一個延伸。位力定理於1870年被提出，它明確指出
:
\Bigl\langle \sum_{k} q_{k} \frac{\partial H}{\partial q_{k}} \Bigr\rangle =
\Bigl\langle \sum_{k} p_{k} \frac{\partial H}{\partial p_{k}} \Bigr\rangle =
\Bigl\langle \sum_{k} p_{k} \frac{dq_{k}}{dt} \Bigr\rangle = -\Bigl\langle \sum_{k} q_{k} \frac{dp_{k}}{dt} \Bigr\rangle,

其中t代表時間。兩個關鍵性的分別在於位力定理聯繫的是平均的總和而不是個別的平均，而且跟溫度T沒有關係。另一個分別是位力定理的傳統推導使用時間的平均，而均分定理則用相空間的平均。

應用
理想氣體定律
理想氣體給能量均分定理提供一個重要應用。也為每粒子的平均動能提供了公式：
:
\begin{align}
\langle H^{\mathrm{kin}} \rangle &= \frac{1}{2m} \langle p_{x}^{2} + p_{y}^{2} + p_{z}^{2} \rangle\\
&= \frac{1}{2} \biggl(
\Bigl\langle p_{x} \frac{\partial H^{\mathrm{kin}}}{\partial p_{x}} \Bigr\rangle +
\Bigl\langle p_{y} \frac{\partial H^{\mathrm{kin}}}{\partial p_{y}} \Bigr\rangle +
\Bigl\langle p_{z} \frac{\partial H^{\mathrm{kin}}}{\partial p_{z}} \Bigr\rangle \biggr) =
\frac{3}{2} k_{B} T
\end{align}

能量均分定理可被用於從古典力學中導出理想氣體定律。此系統的古典能量為
:
H =
\frac{\left| \mathbf{p}_{1} \right|^{2}}{2m_{1}} +
\frac{\left| \mathbf{p}_{2} \right|^{2}}{2m_{2}} +
\frac{1}{2} a q^{2},

其中p1與p2為兩原子的動量，而q則為從平衡值得出的原子間距離的偏差。由於能量的每一自由度都為二次，並故此應向總平均能量提供½kBT，向熱容提供½kB。因此一有N雙原子分子的氣體的熱容被預測為7N·½kB：p1及p2各提供三個自由度，q的延伸提供第七個。由此得一摩爾無其他自由度的雙原子氣體，其比熱容應為(7/2)NAkB=(7/2)R，而因此摩爾比熱容應大概為7 cal/(mol·K)。但是雙原子氣體摩熱比熱容的典型實驗結果約為5 cal/(mol·K)。可得某固定粒子跟其餘氣體的互相作用平均勢能為

:
\langle h^{\mathrm{pot}} \rangle = \int_{0}^{\infty} 4\pi r^{2} \rho U(r) g(r)\, dr
。

氣體的總平均勢能因此為 \langle H^{pot} \rangle = \tfrac12 N \langle h^{\mathrm{pot}} \rangle ，其中N是氣體中的粒子數；在加起所有粒子數目的過程中會把每個粒子算兩次，所以需要用到½這個因子。

把動能及勢能加起來，然後使用均分定理，可得能量方程

:
H =
\langle H^{\mathrm{kin}} \rangle + \langle H^{\mathrm{pot}} \rangle =
\frac{3}{2} Nk_{B}T + 2\pi N \rho \int_{0}^{\infty} r^{2} U(r) g(r) \, dr
。

用一套相近的論證下。簡單例子中用的是勢能函數，其形式為

:
H^{\mathrm{pot}} = C q^{s}
，

其中C和S為任意實數。這些個案中，均分定律預測

:
k_{B} T = \Bigl\langle q \frac{\partial H^{\mathrm{pot}}}{\partial q} \Bigr\rangle =
\langle q \cdot s C q^{s-1} \rangle = \langle s C q^{s} \rangle = s \langle H^{\mathrm{pot}} \rangle
。

因此，平均勢能等於kBT/s，而不像二次諧波振蕩器那樣等於kBT/2（此時s=2）。

更廣義地，一次元系統典型能量函數的有以延伸長度q表示的泰勒級數：

:
H^{\mathrm{pot}} = \sum_{n=2}^{\infty} C_{n} q^{n}

其中n須為非負整數式子方能成立。沒有n=1的項是因為在平衡點上並無淨力作用，所以能量第一導數為零。毋需包括n=0的項是因為在約定俗成下平衡位置的能量可訂為零。此時，均分定律預測。例如，位力定理可被用於由白矮星質量去估計恒星溫度或其錢德拉塞卡極限。

一顆恒星的平均溫度可由均分定理估計。由於大部份恒星都是球狀對稱，總重力勢能可由積分法估算
:
H^{\mathrm{grav}}_{\mathrm{tot}} = -\int_{0}^{R} \frac{4\pi r^{2} G}{r} M(r)\, \rho(r)\, dr,

其中M(r)為半徑r以內的質量而ρ(r)則是於半徑r時的恒星密度；G代表萬有引力常數，R為恒星總半徑。假定整個恒星內的密度一致，該積分可得公式
:
H^{\mathrm{grav}}_{\mathrm{tot}} = - \frac{3G M^{2}}{5R},

其中M為恒星總質量。因此一個單粒子平均勢能為
:
H^{\mathrm{grav}}_{\mathrm{tot}} = - \frac{3G M^{2}}{5R},

其中N為恒星內的粒子數目。由於大部分恒星都是由離子化的氫所組成的，N大概等於(M/mp)，其中mp為一個質子的質量。應用均分定理可得一個恒星溫度的約值
:
\Bigl\langle r \frac{\partial H^{\mathrm{grav}}}{\partial r} \Bigr\rangle = \langle -H^{\mathrm{grav}} \rangle =
k_{B} T = \frac{3G M^{2}}{5RN}.

將太陽的質量及半徑代入得太陽溫度的大約值T等於一千四百萬開爾文，跟其核心溫度一千五百萬開爾文非常接近。但是，太陽被這個模型假設的要複雜得多——它的溫度及質量都隨半徑而變動甚大——而且如此極佳的切合度（≈7%相對誤差）在一定情況下是偶然的。

恒星的形成
同一組方程可被用於斷定巨型分子雲中的恒星形成狀態。這樣一個雲的本地密度起伏可以引致一個很壞的情況，當中分子雲會在自己的重力下向內倒塌。這樣一個倒塌在當均分定理——或同樣地位力定理——不再有效的時候發生，亦即當重力勢能超越動能兩倍的時候

:
\frac{3G M^{2}}{5R} > 3 N k_{B} T

設雲的密度固定為ρ
:
M = \frac{4}{3} \pi R^{3} \rho

得恒星收縮的最小質量，金斯質量MJ

:
M_{J}^{2} = \left( \frac{5k_{B}T}{G m_{p}} \right)^{3} \left( \frac{3}{4\pi \rho} \right)

代入這樣的雲的典型觀測值（T=150 K，ρ=2×10−16g/cm3）可得一為17個太陽質量的最小質量估值，跟恒星形成的觀測一致。這個效應亦被稱為金斯不穩定性，以在1902年發表這理論的英國物理學家詹姆士·金斯命名。

推導
動能與馬克士威-波茲曼分布
均分定理的原公式化表述明確指出，在任何處熱平衡狀態的物理系統中，每一種粒子有着完全一樣的平均動能(3/2)kBT。但事實上，這個結果僅適用於理想氣體，並且可使用馬克士威-波茲曼分布導出，方法如下。首先，我們先暫時只考慮粒子在z方向上的速度分布

:
f (v_z) = \sqrt{\dfrac{m}{2\pi k_BT}}
\;e^{\frac{-m{v_z}^2}{2k_BT}}

有了以上式子，便可以計算粒子在z方向上的方均速度

:
\langle {v_z}^2 \rangle = \int_{-\infty}^{\infty} f (v_z){v_z}^2 dv_z = \dfrac{k_BT}{m}

由於粒子在x、y、z各方向上的速度互相獨立且不互相影響，因此粒子的平均動能為

:
\langle E_k \rangle = \dfrac32 m \langle {v_z}^2 \rangle = \dfrac32 k_BT

注意，馬克士威-波茲曼分布不應與波茲曼分布混淆，因為前者必須假設粒子的總能等於其平移動能，才能由後者導出。

二次能量與配分函數
更一般地說，能量均分定理明確指出任何只在總能量 H 中只以一簡單二次項 Ax^2 （此處 A 為一常數）出現的自由度 x ，於熱平衡時有平均能量 \frac{1}{2}k_BT 。在這個案中均分定理可從配分函數 Z(\beta) 中導出，其中 \beta =\frac{1}{k_BT} ，為正則溫度倒數。從 Z 的式子中，經變量 x 取積分得因子

:
Z_{x} = \int_{-\infty}^{\infty} dx \ e^{-\beta A x^{2}} = \sqrt{\frac{\pi}{\beta A}}
，

而跟這個因子有關的平均能量為

:
\langle H_{x} \rangle = - \frac{\partial \log Z_{x}}{\partial \beta} = \frac{1}{2\beta} = \frac{1}{2} k_{B} T

跟均分定理指出的一致。

一般證明
均分定理的一般證明可於很多統計力學的教科書中找到，包括微正則系綜用 。讓隔離系統保證其遍歷性——因而，均分定理——的需求已被研究過，同時研究還推動了動力系統混沌理論的發展。一混沌哈密頓系統不一定是遍歷系統，儘管假定它是通常也足夠準確。如果系統跟外界隔絕，那每一個正常模態的能量是恒定的；能量並不由一個模態傳遞到另一模態的。因此在這樣一個系統中均分定理無效；每一個模態能量的量都被它的起始值所固定。如果能量函數中有着足夠強的非線性量的時候，能量可能可以在正常模態中傳遞，使系統走向遍歷並使均分定律有效。然而，柯爾莫哥洛夫 - 阿諾德 - 莫澤定理明確指出除非擾動夠強，否則能量不會交換；如擾動小的話，最低限度能量會繼續受困於一些模態中。

量子效應引起的失敗
當熱能kBT比能階間的差要小得多的時候，均分法則就會失效。均分此時不再成立，是因為能階組成平滑連續能譜的這個假設跟實際情況不近似，而這假設在上面均分定理推導中有用到。由於在一封閉容器下的電磁場有無限個獨立模態，每一個都能被當作諧波振蕩器看待，因而就形成了悖論。如果每一個電磁模態皆有平均能量kBT，容器內的能量將為無限大。然而，根據以上的論證，高ω模態的平均值當ω趨向無限時趨向零；而且描術模態實驗中能量分佈的普朗克黑體輻射定律，也是根據同一組論證所中得出的。

此外，更微妙的量子效應可引起均分定理的修正，例如全同粒子及連續對稱。全同粒子效應可在非常高密度且低溫時有着顯著的效果。比方說金屬的價電子可以有幾個電子伏的平均能量，正常情況一般對應數萬開爾文的溫度。如此的狀態，密度高得讓泡利不相容原理使得古典門徑無效化，被稱為簡并態費米子氣體。這種氣體對白矮星及中子星的結構很重要。在低溫時，玻色-愛因斯坦凝聚（此凝聚中大量全同粒子佔據了低能量態）的費米子類比能夠形成；這種超流體電子是引起超導現象的成因。

另見

• 位力定理
• 分子運動論
• 統計力學
• 量子統計力學

註釋及參考資料
延伸閱讀
*

*

*

*

*

*

*

• ASIN B00085D6OO

*

外部連結

• [http://webphysics.davidson.edu/physlet_resources/thermo_paper/thermo/examples/ex20_4.html 一單原子及雙原子混合氣體的均分定理即時Applet展示]
• [http://www.sciencebits.com/StellarEquipartition 恒星物理中的能量均分定理]，由耶路撒冷希伯來大學Racah物理研究所副教授Nir J. Shaviv所撰寫。