Теория Друде

Теория Друде — классическое описание движения

.

Электроны в металле рассматриваются как электронный газ, к которому можно применить

. Считается, что электроны, как и атомы газа в кинетической теории, представляют собой одинаковые твёрдые сферы, которые движутся по прямым линиям до тех пор, пока не столкнутся друг с другом. Предполагается, что продолжительность отдельного столкновения пренебрежимо мала, и что между молекулами не действует никаких иных сил, кроме возникающих в момент столкновения. Так как электрон — отрицательно заряженная частица, то для соблюдения условия электронейтральности в твёрдом теле также должны быть частицы другого сорта — положительно заряженные. Друде предположил, что компенсирующий положительный заряд принадлежит гораздо более тяжёлым частицам (ионам), которые он считал неподвижными. Во времена Друде не было ясно, почему в металле существуют свободные электроны и положительно заряженные ионы, и что эти ионы собой представляют. Ответы на эти вопросы смогла дать только квантовая теория твёрдого тела. Для многих веществ, однако, можно просто считать, что электронный газ составляют слабо связанные с ядром внешние валентные электроны, которые в металле «освобождаются» и получают возможность свободно передвигаться по металлу, тогда как атомные ядра с электронами внутренних оболочек (атомные остовы) остаются неизменными и играют роль неподвижных положительных ионов теории Друде.

Несмотря на то, что плотность газа электронов проводимости примерно в 1000 раз больше плотности классического газа при нормальных температуре и давлении, и несмотря на присутствие сильного электрон-электронного и электрон-ионного взаимодействия в модели Друде для рассмотрения электронного газа в металлах почти без изменений применяются методы кинетической теории нейтральных разреженных газов.

Основные предположения теории Друде.

• В интервале между столкновениями не учитывается взаимодействие электрона с другими электронами и ионами. Иными словами, принимается, что в отсутствие внешних электромагнитных полей каждый электрон движется с постоянной скоростью по прямой линии. Далее, считают, что в присутствии внешних полей электрон движется в соответствии с законами Ньютона; при этом учитывают влияние только этих полей, пренебрегая сложными дополнительными полями, порождаемыми другими электронами и ионами. Приближение, в котором пренебрегают электрон-электронным взаимодействием в промежутках между столкновениями, известно под названием приближения независимых электронов. Соответственно приближение, в котором пренебрегают электрон-ионным взаимодействием, называется приближением свободных электронов.
• В модели Друде, как и в кинетической теории, столкновения — это мгновенные события, внезапно меняющие скорость электрона. Друде связывал их с тем, что электроны отскакивают от непроницаемых сердцевин ионов (а не считал их электрон-электронными столкновениями по аналогии с доминирующим механизмом столкновений в обычном газе).
• Предполагается, что за единицу времени электрон испытывает столкновение (то есть внезапное изменение скорости) с вероятностью, равной ${\displaystyle {1 \over \tau }}$. Имеется в виду, что для электрона вероятность испытать столкновение в течение бесконечно малого промежутка времени ${\displaystyle dt}$ равна просто ${\displaystyle {dt \over \tau }}$. Время ${\displaystyle \tau }$ называют временем релаксации, или временем свободного пробега; оно играет фундаментальную роль в теории проводимости металлов. Из этого предположения следует, что электрон, выбранный наугад в настоящий момент времени, будет двигаться в среднем в течение времени ${\displaystyle \tau }$ до его следующего столкновения и уже двигался в среднем в течение времени ${\displaystyle \tau }$ с момента предыдущего столкновения. В простейших приложениях модели Друде считают, что время релаксации ${\displaystyle \tau }$ не зависит от пространственного положения электрона и его скорости.
• Предполагается, что электроны приходят в состояние теплового равновесия со своим окружением исключительно благодаря столкновениям. Считается, что столкновения поддерживают локальное термодинамическое равновесие чрезвычайно простым способом: скорость электрона сразу же после столкновения не связана с его скоростью до столкновения, а направлена случайным образом, причём её величина соответствует той температуре, которая превалирует в области, где происходило столкновение. Поэтому чем более горячей является область, где происходит столкновение, тем большей скоростью обладает электрон после столкновения.

приводит для проводимости электронного газа к формуле Друде:

${\displaystyle \sigma ={\frac {ne_{0}^{2}\tau }{m^{*}}}}$

• ${\displaystyle \sigma }$ — электрическая удельная проводимость
• ${\displaystyle n}$ — концентрация электронов
• ${\displaystyle e_{0}}$ —
  элементарный заряд
• ${\displaystyle \tau }$ — время релаксации по импульсам (время, за которое электрон «забывает» о том, в какую сторону двигался)
• ${\displaystyle m^{*}}$ —
  эффективная масса
  электрона

Ниже приведён вывод этого выражения для классического случая без учёта реального потенциала рассеяния. Эта формула применима также к электронному и

(Формулу можно записать в другом виде для вырожденного электронного или дырочного газа ${\displaystyle \sigma =e_{0}^{2}Dg}$, где ${\displaystyle D}$ — коэффициент диффузии электронов или дырок, а ${\displaystyle g}$ — плотность электронных или дырочных ). Плотности состояний в двумерном проводнике

${\displaystyle g=g_{s}g_{v}{\frac {m^{*}}{2\pi \hbar ^{2}}}}$,

где g_s — спиновое вырождение, g_v — долинное вырождение, m^* — эффективная масса и не зависит от энергии. g_s = 2 а долинное вырождение для GaAs g_v = 1.

Для носителей тока с параболическим законом дисперсии (энергия отсчитывается от дна зоны проводимости)

${\displaystyle E_{F}={\frac {mv_{F}^{2}}{2}}}$,

где ν_F — скорость носителей на уровне Ферми, и g = n/E_F, можно получить выражение Друде для двумерно электронного газа

${\displaystyle \sigma =e_{0}^{2}D{\frac {n}{E_{F}}}={\frac {2e_{0}^{2}nD}{m^{*}v_{F}^{2}}}={\frac {ne_{0}^{2}}{m^{*}}}{\frac {2D}{v_{F}^{2}}}={\frac {ne_{0}^{2}}{m^{*}}}\tau }$,

где последнее уравнение следует из условия вырожденности электронного газа и определения коэффициента диффузии.

Некоторые формулы

• ускорение электрона между двумя соударениями из второго закона Ньютона:

${\displaystyle {\frac {d{\vec {v}}}{dt}}=-{\frac {e_{0}}{m}}\cdot {\vec {E}}}$

• средняя скорость электрона:

${\displaystyle {\overline {v}}=v_{d}=-{\frac {e_{0}\cdot E}{2m}}\cdot {\tau }}$

Следует, однако, иметь в виду, что

.

• плотность тока:

${\displaystyle {\vec {j}}=-n\cdot e_{0}\cdot {\vec {v}}_{d}}$

• Закон Ома:

${\displaystyle {\vec {j}}={\frac {n\cdot e_{0}^{2}\cdot \tau }{2m}}\cdot {\vec {E}}=\sigma \cdot {\vec {E}}}$

• подвижность носителей заряда:

${\displaystyle \mu ={\frac {|{\vec {v}}_{d}|}{|{\vec {E}}|}}={\frac {e_{0}\cdot \tau }{2m}}}$

• тепловая энергия электрона:

${\displaystyle W_{th}=3{\frac {kT}{2}}}$

К недостаткам этой теории следует отнести то что эта теория феноменологическая и использует время релаксации, которое нужно получить из эксперимента или более глубокой теории. Также использование кинетического уравнения Больцмана в приближении времени релаксации ограничивает применимость этой теории в области дискретного спектра носителей тока, то есть она применима только в

оказываются за пределами применимости этой теории.

Литература

• Н. Ашкрофт, Н. Мермин. Физика твердого тела: В двух томах / М.И Каганов. — М.: Мир, 1979.

Для улучшения этой статьи желательно: Проставить сноски, внести более точные указания на источники. Найти и оформить в виде сносок ссылки на независимые авторитетные источники, подтверждающие написанное. После исправления проблемы исключите её из списка. Удалите шаблон, если устранены все недостатки.