Меню Главная Случайная статья Настройки Экранирование в модели Томаса — Ферми Материал из https://ru.wikipedia.org Экранирование в модели Томаса — Ферми - это теоретический подход к расчету влияния экранирования электрического поля носителями заряда в твердом теле.[1] Это особый случай более общего подхода в теории Линдхарда; в частности, экранирование Томаса-Ферми возникает как предельный случай формулы Линдхарда, когда волновой вектор (величина, обратная характерному размеру) намного меньше, чем фермиевский волновой вектор, то есть в длинноволновом пределе. Волновой вектор Томаса-Ферми (в системе единиц СГС) записывается в виде ${\displaystyle k_{0}^{2}=4\pi e^{2}{\frac {\partial n}{\partial \mu }}}$ где  — химический потенциал (уровень Ферми), n — электронная концентрация и е — это элементарный заряд. Во многих случаях, включая слаболегированные полупроводники, nе/кBТ, где kB — это постоянная Больцмана и T — температура. В этом случае ${\displaystyle k_{0}^{2}=4\pi e^{2}n/(k_{B}T)}$ то есть 1/к0 определяется по привычной формуле для дебаевской длины. В противоположном случае, в низкотемпературном пределе Т=0, электроны ведут себя как квантовые частицы (фермионы). Такая аппроксимация применима к металлам при комнатной температуре, и волновой вектор Томаса-Ферми kTF приведенный в атомных единицах составляет ${\displaystyle k_{TF}^{2}=4\left({\frac {3n}{\pi }}\right)^{1/3}}$. Тогда при использовании единиц СГС (масса электрона ${\displaystyle m_{e}}$ и постоянная Планка ${\displaystyle \hbar }$на волновые вектора для экранировки связаны соотношением ${\displaystyle k_{0}^{2}=k_{TF}^{2}(m_{e}/\hbar ^{2})}$. Данное выражение применимо только для трёхмерной задачи в одномерном и двумерном случаях надо использовать теорию Линдхарда. Содержание 1 Вывод 1.1 Связь между плотностью электронов и внутренним химическим потенциалом 1.2 Локальная аппроксимация 1.3 Электроны в равновесии, нелинейное уравнение 1.4 Линеаризация, диэлектрическая функция 2 Пример: точечный заряд 3 Результаты для произвольной температуры 4 Список литературы Вывод Связь между плотностью электронов и внутренним химическим потенциалом Внутренний химический потенциал (тесно связан с уровнем Ферми, см. ниже) системы электронов описывает, сколько энергии требуется затратить, чтобы добавить лишний электрон в систему, пренебрегая электрической потенциальной энергией. Очевидно, что по мере увеличения числа электронов в системе (при прочих равных), внутренний химический потенциал возрастает. Это обусловлено тем, что электроны удовлетворяют принципу Паули: уровни с меньшей энергией заполнены, поэтому новые электроны должны занимать все более высокие энергетические состояния. (Впрочем, это верно и в целом, независимо от принципа Паули.) Эта взаимосвязь описывается функцией ${\displaystyle n(\mu )}$, где n, электронная плотность является функцией , внутренний химический потенциал. Точная функциональная форма зависит от системы. Например, для трехмерного газа невзаимодействующих электронов при абсолютном нуле температуры, верно соотношение ${\displaystyle n(\mu )\propto \mu ^{3/2}}$. Доказательство: с учётом спинового вырождения, ${\displaystyle n=2{\frac {1}{(2\pi )^{3}}}{\frac {4}{3}}\pi k_{F}^{3}\quad ,\quad \mu ={\frac {\hbar ^{2}k_{F}^{2}}{2m}}\quad ,\quad n\propto \mu ^{3/2}.}$ (в этом контексте—то есть при абсолютном нуле—внутренний химический потенциал чаще называют энергией Ферми). В качестве другого примера, для полупроводника n-типа при низких и умеренных концентрациях электронов, ${\displaystyle n(\mu )\propto e^{\mu /k_{B}T}}$ где kB — это постоянная Больцмана и T — температура. Локальная аппроксимация Основное предположение в модели Томаса-Ферми заключается в том, что внутренний химический потенциал в каждой точке r зависит только от электронной концентрации в этой точке r. Это не выполняется всегда потому, из-за принципа неопределенности Гейзенберга. Электрон не может существовать в одной точке; каждый расплываться в волновой пакет, который имеет размер 1/kF, где kF — это волновое число Ферми, то есть типичное волновое число для состояний на Ферми-поверхности. Поэтому нельзя определить химический потенциал в одной точке, независимо от электронной плотности в близлежащих точках. Тем не менее, модель Томаса-Ферми, скорее всего, будет достаточно точной аппроксимацией, если потенциал не сильно изменяется на длинах сравнимых или меньших чем 1/kF. (Эта длина обычно соответствует нескольким атомным расстояниям в металлах.) Электроны в равновесии, нелинейное уравнение Наконец, в модели Томаса-Ферми предполагается, что электроны находятся в равновесии, что означает, что суммарный химический потенциал одинаков во всех точках. (В электрохимической терминологии, «электрохимический потенциал электронов одинаков на всех точках». В физике полупроводников «уровень Ферми плоский».) Для этого необходимо, чтобы колебания внутреннего химического потенциала соответствовали равным и противоположным по знаку изменениям в электрической потенциальной энергии. Это утверждение порождает «основное уравнение нелинейной модели Томаса-Ферми»:[1] ${\displaystyle \rho ^{\text{induced}}(\mathbf {r} )=-e[n(\mu _{0}+e\phi (\mathbf {r} ))-n(\mu _{0})]}$ где n()- функция которую обсуждали выше (плотность электронов как функция внутреннего химического потенциала), e — это элементарный заряд, r — позиция, и ${\displaystyle \rho ^{\text{induced}}(\mathbf {r} )}$ это индуцированный заряд в точке r. Электрический потенциал ${\displaystyle \phi }$ определяется таким образом, что ${\displaystyle \phi (\mathbf {r} )=0}$ в точках, где материал не имеет заряда (число электронов в точности равно числу ионов — условие электронейтральности), и аналогично 0 определяется как внутренний химический потенциал в точках, где материал не имеет заряда. Линеаризация, диэлектрическая функция Если химический потенциал не слишком сильно изменяется, то вышеприведенное уравнение линеаризуется: ${\displaystyle \rho ^{\text{induced}}(\mathbf {r} )\approx -e^{2}{\frac {\partial n}{\partial \mu }}\phi (\mathbf {r} )}$ где ${\displaystyle \partial n/\partial \mu }$ оценивается при 0 и воспринимается как постоянная величина. Теперь можно преобразовать это выражение в диэлектрическую функцию зависящую от волнового вектора:[1] ${\displaystyle \epsilon (\mathbf {q} )=1+{\frac {k_{0}^{2}}{q^{2}}}}$ (СГС-Гаусса) где ${\displaystyle k_{0}={\sqrt {4\pi e^{2}{\frac {\partial n}{\partial \mu }}}}}$ На больших расстояниях (q0), диэлектрическая постоянная приближается к бесконечности, отражая тот факт, что заряды всё ближе и ближе к идеальной экранировке, как если бы наблюдать за ними издалека. Пример: точечный заряд Если точечный заряд Q находится при r=0 в твердом теле, то какое электрическое поле он создаст если учитывать экранировку? Кто-то ищет самосогласованное решение системы двух уравнений: Формула для экранирования Томаса-Ферми задаёт плотность зарядов в каждой точке r как функция потенциала ${\displaystyle \phi (\mathbf {r} )}$ в этой точке. Уравнение Пуассона (выводится из закона Гаусса) связывает вторую производную потенциала с плотностью заряда. Для нелинейной формулы Томаса-Ферми, решение этих уравнений одновременно может быть сложно, и, как правило, не существует аналитического решения. Однако линеаризованная формула имеет простое решение: ${\displaystyle \phi (\mathbf {r} )={\frac {Q}{r}}e^{-k_{0}r}}$(СГС-Гаусса) С k0=0 (отсутствие экранировки), это выражение становится привычным законом Кулона. Обратите внимание, что существует эффект диэлектрической проницаемости в дополнение к экранированию что обсуждали выше, например, вследствие поляризации неподвижных электронов ядра. В этом случае, следует заменить Q на Q/, где -относительная диэлектрическая проницаемость за счет этих вкладов. Результаты для произвольной температуры ${\displaystyle k_{0}}$ функция температуры и энергии Ферми ${\displaystyle E_{F}}$Это накладывает условие на внутренний химический потенциал ${\displaystyle \mu }$, для нахождения которого нужно привлекать обратный интеграл от распределения Ферми-Дирака: ${\displaystyle \mu /k_{B}T=\Gamma (3/2)F_{1/2}^{-1}\left[{2 \over 3}\left({E_{F} \over T}\right)^{3/2}\right]}$. ${\displaystyle k_{0}}$ можно выразить в терминах эффективной температуры ${\displaystyle T_{eff}}$: ${\displaystyle k_{0}^{2}=4\pi e^{2}n/k_{B}T_{eff}}$, или ${\displaystyle k_{B}T_{eff}=n\partial \mu /\partial n}$. Общий результат для ${\displaystyle T_{eff}}$ ${\displaystyle {T_{eff} \over T}={4 \over 3\Gamma (1/2)}{(E_{F}/k_{B}T)^{3/2} \over F_{-1/2}(\mu /k_{B}T)}}$ В классическом пределе ${\displaystyle k_{B}T\gg E_{F}}$ мы находим ${\displaystyle T_{eff}=T}$, хотя в пределе вырождения ${\displaystyle k_{B}T\ll E_{F}}$ мы найдем ${\displaystyle k_{B}T_{eff}=(2/3)E_{F}}$. Простое приближение, которое восстанавливает оба предельных случая ${\displaystyle k_{B}T_{eff}=\left[(k_{B}T)^{p}+(2E_{F}/3)^{p}\right]^{1/p}}$ для любой степени ${\displaystyle p}$. Значение, которое дает хорошее соглашение с точным результатом для всех ${\displaystyle k_{B}T/E_{F}}$ это ${\displaystyle p=1.8}$, это значение имеет максимальную относительную погрешность < 2,3 %. Список литературы 1 2 3 N. W. Ashcroft and N. D. Mermin, Solid State Physics (Thomson Learning, Toronto, 1976)