Электротехника
Теория цепей
Методичка
Учебник по математике
Электроника
Физика
Матанализ
Контрольные
Начертательная геометрия
Конспекты
Лабораторные работы
Карта сайта

Физика Конспект лекций, лабораторные и задачи курсовых работ

Вырожденный электронный газ в металлах

Распределение электронов по различным квантовым состояниям подчиняется принципу Паули (см. § 227), согласно которому в одном состоянии не может быть двух одинаковых (с одинаковым набором четырех квантовых чисел) электронов, они должны отличаться какой-то характеристикой, например направлением спина. Следовательно, по квантовой теории, электроны в металле не могут располагаться на самом низшем энергетическом уровне даже при 0 К. Согласно принципу Паули, электроны вынуждены взбираться вверх «по энергетической лестнице».

Электроны проводимости в металле можно рассматривать как идеальный газ, подчиняющийся распределению Ферми — Дирака (235.2). Если m0 — химический потенциал электронного газа при Т=0 К, то, согласно (235.2), среднее число áN(E)ñ электронов в квантовом состоянии с энергией Е равно

 (236.1)

Для фермионов (электроны являются фермионами) среднее число частиц в квантовом состоянии и вероятность заселенности квантового состояния совпадают, так как квантовое состояние либо может быть не заселено, либо в нем будет находиться одна частица. Это означает, что для фермионов áN(E)ñ =f(E), где f(E) — функция распределения электронов по состояниям. Ядерная физика

Из (236.1) следует, что при T=0 К функция распределения áN(E)ñ = 1, если E<m0, и áN(E)ñ = 0, если Е>m0. График этой функции приведен на рис. 312, а. В области энергий от 0 до m0 функция áN(E)ñ равна единице. При E=m0 она скачкообразно изменяется до нуля. Это означает, что при Т=0 К все нижние квантовые состояния, вплоть до состояния с энергией E=m0, заполнены электронами, а все состояния с энергией, большей m0, свободны. Следовательно, m0 есть не что иное, как максимальная кинетическая энергия, которую могут иметь электроны проводимости в металле при 0 К. Эта максимальная кинетическая энергия называется энергией Ферми и обозначается ЕF (ЕF=m0). Поэтому распределение Ферми — Дирака обычно записывается в виде

  (236.2)

Наивысший энергетический уровень, занятый электронами, называется уровнем Ферми. Уровню Ферми соответствует энергия Ферми ЕF, которую имеют электроны на этом уровне. Уровень Ферми, очевидно, будет тем выше, чем больше плотность электронного газа. Работу выхода электрона из металла нужно отсчитывать не от дна «потенциальной ямы», как это делалось в классической теории, а от уровня Ферми, т. е. от верхнего из занятых электронами энергетических уровней.

Для металлов при не слишком высоких температурах выполняется неравенство kT<<EF. Это означает, что электронный газ в металлах практически всегда находится в состоянии сильного вырождения. Температура Т0 вырождения (см. § 235) находится из условия kT0=EF. Она определяет границу, выше которой квантовые эффекты перестают быть существенными. Соответствующие расчеты показывают, что для электронов в металле T0»104 К, т. с. для всех температур, при которых металл может существовать в твердом состоянии, электронный газ в металле вырожден. Затухающие гармонические колебания Во всякой реальной колебательной системе имеются силы сопротивления, действие которых приводит к уменьшению энергии системы.

При температурах, отличных от 0 К, функция распределения Ферми — Дирака (236.2) плавно изменяется от 1 до 0 в узкой области (порядка kT) в окрестности ЕF (рис. 312, б). (Здесь же для сравнения пунктиром приведена функция распределения при T=0 К.) Это объясняется тем, что при T>0 небольшое число электронов с энергией, близкой к ЕF, возбуждается вследствие теплового движения и их энергия становится больше ЕF. Вблизи границы Ферми при Е< ЕF заполнение электронами меньше единицы, а при Е> ЕF — больше нуля. В тепловом движении участвует лишь небольшое число электронов, например при комнатной температуре Т»300 К и температуре вырождения T0=3×104 К, — это 10–5 от общего числа электронов.

Если (Е–ЕF)>>kТ («хвост» функции распределения), то единицей в знаменателе (236.2) можно пренебречь по сравнению с экспонентой и тогда распределение Ферми — Дирака переходит в распределение Максвелла — Больцмана. Таким образом, при (Е–ЕF)>>kT, т.е. при больших значениях энергии, к электронам в металле применима классическая статистика, в то же время, когда (Е–ЕF)<<kT, к ним применима только квантовая статистика Ферми — Дирака.