Квантовая статистика электронов в металле

Основные недостатки классической теории исходят не столько из представлений о существовании в металлах свободных электронов, сколько от применения к ним законов статистики Максвелла – Больцмана, согласно которой распределение электронов по энергетическим состояниям описывается экспоненциальной функцией вида, когда в каждом энергетическом состоянии может находиться любое число электронов

F (W) = A exp[– W /(kT)]. (4)

Квантовая статистика базируется на принципе Паули, согласно которому в каждом энергетическом состоянии может находиться только один электрон. Отсюда сразу вытекает различие классического и квантового распределений электронов по энергиям. С классической точки зрения энергия всех электронов при температуре абсолютного нуля должна равняться нулю. А по принципу Паули даже при абсолютном нуле число электронов на каждом уровне не может превышать двух. И если общее число свободных электронов в кристалле равно n, то при ОК они займут n /2 наиболее низких энергетических уровней.

В квантовой теории вероятность заполнения энергетических состояний электронами определяется функцией Ферми:

, (5)

где W – энергия уровня, вероятность заполнения которого определяется; W_F – энергия характеристического уровня, относительно которого кривая вероятности симметрична. При Т = ОК функция Ферми обладает следующими свойствами: F (W) = 1, если W £ W_F и F (W) = 0, если W > W_{F .}

Таким образом, величина W_F определяет максимальное значение энергии, которую может иметь электрон в металле при температуре абсолютного нуля. Эту характеристическую энергию называют энергией Ферми или уровнем Ферми. Соответствующий ей потенциал j _F = W_F / e называют электрохимическим потенциалом. Следует отметить, что энергия W_F не зависит от объема кристалла, а определяется только концентрацией свободных электронов, что непосредственно вытекает из принципа Паули. Поскольку концентрация свободных электронов в металле велика, энергия Ферми также оказывается высокой и в типичных случаях составляет 3 – 15 эВ.

При нагревании кристалла ему сообщается тепловая энергия порядка kT. За счет этого возбуждения некоторые электроны, находящиеся вблизи уровня Ферми, начинают заполнять состояния с более высокой энергией: график функции распределения становится несколько пологим (рисунок 2). Однако избыток энергии, получаемой электронами за счет теплового движения, очень незначителен по сравнению с W_F и составляет всего несколько сотых долей электроновольта. Поэтому характер распределения электронов по энергиям также изменяется очень незначительно: средняя энергия электронов практически остается без изменения. Незначительное изменение средней энергии от температуры означает малую теплоемкость электронного газа, значение которой по статистике Ферми – Дирака при обычных температурах получается в 50 – 70 раз меньше, чем по классической теории. В этом заключено разрешение противоречия между малой теплоемкостью и высокой проводимостью электронного газа в металлах.

Из формулы (5) легко видеть, что при любой температуре для уровня с энергией W = W_F вероятность заполнения электронами равна 0,5. Все уровни, расположенные ниже уровня Ферми, с вероятностью больше 0,5 заполнены электронами. Наоборот, все уровни, лежащие выше уровня Ферми, с вероятностью более 0,5 свободны от электронов.

Распределение электронов по энергиям определяется не только вероятностью заполнения уровней, но и плотностью квантовых состояний в зоне: dn (W) = N (W) F (W) d (W), где dn – число электронов, приходящихся на энергетический интервал от W до W + dW; N (W) – плотность разрешенных состояний в зоне, т.е. число состояний, приходящихся на единичный интервал энергии в единице объема.

Распределение электронов по энергиям в металле можно представить параболической зависимостью, изображенной на рисунке 3. Электроны, расположенные в глубине от уровня Ферми, не могут обмениваться энергией с кристаллической решеткой, ибо для них все ближайшие энергетические состояния заняты.

Общую концентрацию электронов в металле можно найти путем интегрирования по всем заполненным состояниям. При ОК это приводит к следующему результату:

. (6)

Системы микрочастиц, поведение которых описывается статистикой Ферми – Дирака, называют вырожденными. В состоянии вырождения средняя энергия электронного газа практически не зависит от температуры. Электронный газ в металле остается вырожденным до тех пор, пока любой из электро нов не сможет обмениваться энергией с кристаллической решеткой, а это, в свою очередь, возможно лишь тогда, когда средняя энергия тепловых колебаний станет близкой к энергии Ферми. Для металлов температура снятия вырождения T_F по порядку величины составляет 10⁴ К, т.е. превышает не только температуру плавления, но и температуру испарения металлов.

Вследствие вырождения в процессе электропроводности могут принимать участие не все свободные электроны, а только небольшая часть их, имеющая энергию, близкую к энергии Ферми. Только эти электроны способны изменять свои состояния под действием поля. Электрический ток, возникающий в металле под влиянием разности потенциалов, отражает изменения в распределении электронов по скоростям. В соответствии с квантовой статистикой это распределение является производным от распределения по энергиям (рисунок 3) и симметрично в отсутствие внешнего поля. Под действием электрического поля происходит рассеяние электронов под большими углами в процессе их упругих столкновений с узлами решетки. В результате этого возникает избыток быстрых электронов, движущихся против поля, и дефицит быстрых электронов с противоположным направлением скорости.

 

Ускоряясь полем на длине свободного пробега, эти электроны приобретают добавочную скорость направленного движения:

, (7)

где t _F – время свободного пробега; V_F – тепловая скорость быстрых электронов, обладающих энергией, близкой к энергии W_F.

Основная масса электронов не изменяет своего энергетического состояния при наложении поля. Однако в целом вся картина распределения скоростей смещается против поля (так как электроны имеют отрицательный заряд) на значение скорости дрейфа V_F. Отдельные электроны неотличимы друг от друга. Поэтому, констатируя лишь конечный результат, можно считать, что под действием поля вся совокупность свободных электронов в металле (и быстрых и медленных) с концентрацией n приобретает добавочную скорость направленного движения, равную V_F. С учетом этого обстоятельства, выражение для проводимости принимает вид:

. (8)

При изменении температуры энергия Ферми W_F изменяется незначительно, что является спецификой вырожденного состояния электронного газа. Например, при нагревании серебра от 0 до 1000 К энергия Ферми у него уменьшается лишь на 0,2%. Столь малые изменения в таком широком температурном диапазоне можно не учитывать. Это дает основание утверждать, что формула (8) справедлива при любой температуре.

Концентрации свободных электронов в чистых металлах различаются незначительно. Температурное изменение n также очень мало. Поэтому проводимость определяется в основном средней длиной свободного пробега электронов, которая, в свою очередь, зависит от строения проводника, т.е. химической природы атомов и типа кристаллической решетки.