8. Fri-elektron-modellerna

Transkript

1 8. Fri-elektron-odellerna 8.. Drudeteorin [AM, HH 3, (Kittel 5), Riskas anteckningar] Hittills har vi på denna kurs behandlat enbart atoistiska egenskaper hos aterial. Nu är det (äntligen) dags att gå över till de elektroniska egenskaperna. Fasta änen består av elektroner och joner. Geno att jonernas assa är flera tusen gånger större än elektronernas (jfr. p 840 e ) är elektronernas och jonernas dynaik i ånga avseenden svagt kopplade till varandra, så att de elektroniska och de joniska egenskaperna i en första approxiation kan beskrivas oberoende av varandra. I kvantfysiken kallas denna approxiation Born-Oppenheier approxiationen, och uttrycks lite er exakt i foren atoernas rörelse är så långsa att för vilken so helst given konfiguration av atopositioner hinner elektronsysteet koa i jävikt före atoerna har rört sig väsentligt. Den klassiska beskrivningen av elektrogasen i fasta änen kallas Drudeteorin. Denna är enkel, och ger rätt storleksordning för de flesta storheter vid rusteperatur en kan inte beskriva transportkoefficienternas teperaturberoende. En realistisk beskrivning av elektrongasen i fasta änen förutsätter att elektrongasen beskrivs so en degenererad Feri-Dirac idealgas. Men för att Drude-teorin ger en kvalitativt enkel en ändå inte helt felaktig bild, so dessuto är grunden för ånga approxiativa odeller av etaller so fortfarande används, går vi ändå igeno den. Utgångspunkten för den klassiska elektrongasteorin är att elektronerna i ett fast äne (i allänhet avses i detta saanhang en etall) kan betraktas so en gas av klassiska partiklar ed assan e och laddningen e. O änets atoer har Z valenselektroner, bidrar varje ato ed Z elektroner till elektrontätheten. O själva atokärnan har laddningen Z a, blir bilden av aterialet nu följande: Elektronernas lätta assa gör deras obilitet ånga storleksordningar större än jonernas, och därigeno bestäs t. ex. fasta änens elektriska ledningsföråga huvudsakligen av elektronsysteets egenskaper. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 3 So redan flera gånger antytts bygger den enklasta beskrivningen av elektronerna på en bild av en gas av fria elektroner so rör sig i en bakgrund av statiska positivt laddade joner. De fria valenselektronerna kallas ledningselektroner. I ånga fall i aterialfysiken är endast dessa betydelsefulla för ett änes egenskaper, så ofta pratar an bara o änets elektroner då an enar ledningselektronerna eller de keiskt aktiva valenselektronerna. Antalet atoer per ol anges av Avogadros tal N A = O atoassan är A och Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 4

2 änets densitet (täthet) är ρ, blir antalet ol per voly-enhet ρ /A. Antalet elektroner per volyenhet blir då Grundantagandet i Drudeteorin är att elektronerna rör sig fritt utan att påverkas av andra elektroner eller joner bortsett från diskreta kollisioner ed de stationära jonerna. n = N A Zρ A. () En annan ofta använd kvantitet är en-elektron-radien r s, so är radien på en sfär vars voly är lika ed volyen per ledningselektron. Den definieras alltså Antagandet att kollisioner ellan elektroner är sällsynta stäer i själva verket ycket bra. Däreot är bilden o en fri elektronrörelse ellan kollisionerna ed joner i själva verket ganska så orealistisk, en Drude-teorin ignorerar alltså detta. ( ) n = 4πr3 s 3 /3 = r s = () 3 4πn Epiriskt gäller att elektrontätheten n är ellan 0 /c 3 och 5 0 /c 3 : Här är några exepelvärden: Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 5 En grundstorhet i teorin är det genosnittliga tidsintervallet τ ellan kollisionerna. Denna kallas relaxationstiden. Därtill antas att en elektrons hastighet efter en kollision är statistiskt fördelad och oberoende av hastigheten före kollisionen - dvs. hastigheten efter kollisionen beror enbart av etallens teperatur. Elektrongasens - och därigeno etallens - elektriska konduktivitet kan beräknas på följande sätt i Drudes teori. Mellan kollisionerna ed joner accelereras elektronerna av ett yttre elfält E. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 7 Efter en tid t efter en kollision, och före nästa kollision, inträffar är då en elektrons hastighet v = v 0 + F e t = v 0 ee e t (3) Då v 0 är en slupässigt fördelad vektor, för vilken alla riktningar är lika sannolika, är < v 0 >= 0 och den genosnittliga elektronhastigheten blir < v >= ee e < t >. (4) Den genosnittliga tiden ellan kollisioner är τ, och därigeno blir < t >= τ (5) och < v >= ee e τ (6) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 6 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 8

3 Proportionalitetskonstanten ellan E och v är känd so elektronernas obilitet µ e, och blir alltså µ e = eτ e (7) Strötätheten är nu j = ne < v >= ne τ e E (8) Den elektriska konduktiviteten σ i ett äne definieras so proportionalitetskonstanten ellan det elektriska fältet och strötäthetsvektorn: j = σe. (9) För elektrongasen blir σ σ = ne τ e (0) I.o.. att storheterna i σ i Drude s teori inte beror på det yttre elfältet, utan bara på naturkonstanterna e och e sat de aterialberoende paraetrarna n och τ, förutspår teorin alltså att strötätheten är linjärt beroende på ett yttre elfält. Detta är ju bara Ohs lag, so ju stäer ytterst väl i de flesta etaller i ett ycket brett oråde i E. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 9 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 Geno att uppäta σ (eller resistiviteten ρ = /σ) fås en etod att bestäa relaxationstiden τ epiriskt. För etaller är denna av storleksordningen 0 4 s: Nu kan vi också lätt uppskatta elektronernas fria väglängd l = v 0 τ () där v 0 kan klassiskt uppskattas från ekvipartitionsteoreet: so vid rusteperatur skulle ge 0 5 /s. ev 0 = 3 kt () Detta skulle vidare ge ed τ = 0 4 l 0 Å (3) so verkar ganska riligt, några atoavstånd. Men för de indre värdena på τ i tabellen ovan skulle vi få l < Å, vilket redan visar att odellen har proble... Men i själva verket visar det sig att denna klassiska uppskattning på v 0 är en storleksordning för liten vid rusteperatur, och att v 0 saknar teperaturberoende, så vid låga teperaturer kan l vara flera storleksordningar större än resultatet här. Men resultat so är oberoende av τ kan fortfarande vara av betydelse, och det visar sig att det går att härleda en hel del sådana storheter, så vi fortsätter ännu en stund ed Drude-teorin. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 0 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0

4 8... Rörelseekvation ino Drude-odellen 8... Hall-effekten För att kunna behandla tidsberoende storheter härleder vi en effektiv rörelseekvation ino Drude-odellen. Vi betraktar elektroner so rör sig under inflytande av någon yttre kraft f(t). Antag att rörelseängden per elektron vid tidpunkten t är p(t). Sannolikheten för att en godtycklig elektron so vid tidpunkten t har rörelseängden p(t) undergår en kollision ino tidsintervallet dt är dt/τ. Sannolikheten för att dess rörelseängd förändras enbart p.g.a. de drivande yttre krafterna är då dt/τ. Alla sådana elektroners bidrag till den genosnittliga rörelseängden vid t + dt blir då p(t + dt) = ( dt dt ) [p(t) + f(t)dt] = p(t) τ τ p(t) + f(t)dt + O(dt ) (4) 8... Allännt Hall-effekten används för att bestäa ett änes agnetoresistivitet och förtecknet på laddningarna so rör sig i det. Med agnetoresistans enas att agnetis ändrar på ett änes elektriska resistans. Ursprungligen försökte Hall 879 söka en agnetoresistans, en detta lyckades inte då. Detta beror på att i de allra flesta änen är agnetoresistans så litet att den är svår att detektera ((Undantag har hittats på senare år bland nanoaterial: stor agnetoresistans, d giant agnetoresistance so kan vara från några % till to. några hundre procent)). Men tecknet på laddningsbärarna lyckades Hall bestäa, och vi beskriver nu denna effekt i er detalj för att denna effekt också är ycket viktig i halvledare. Betrakta följande syste: Elektronerna so kolliderar ino intervallet t och t + dt bidrar en korrektion O(dt ) so vi ignorerar, och därför blir p(t + dt) p(t) ( dt )p(t) + f(t)dt (5) τ Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 3 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 5 Geno division ed dt och derivatans definition dy dx = li y(t + dt) y(t) dt 0 dt (6) får vi i gränsen dt 0 rörelse-ekvationen för p(t) dp(t) dt = p(t) τ + f(t) (7) Denna har en enkel tolkning: den första teren är en friktionster so beskriver den genosnittliga effekten av elektronkollisioner på deras rörelse. Vi har ett elfält E x över ett prov, so leder till en laddningsdensitet j x längs ed provet. Satidigt finns ett agnetfält H i z-riktningen, alltså vinkelrätt ot E. So ett resultat verkar en kraft F y = ev H (8) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 4 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 6

5 på laddningsbärarna so har hastigheten v. Kraften är negativ helt enkelt för att för elektroner är q = e. Detta koer att leda till ett elfält E y ino provet. Efter en tid är värdet på E y statiskt i.o.. att detta elfält tenderar att skuffa fria elektroner åt otsatt håll i provet ed en kraft F y,e = E y q, so koer att balansera kraften F y. Nu kan an definiera två storheter av intresse. Ett är resistansens beroende på agnetfältet, ρ(h) = E x j x (9) so alltså i de flesta fall visar sig vara bara en ycket svag funktion av H. En annan storhet är fältet E y, so ju är lätt att äta. Man kunde lätt tänka sig att E y är proportionell ot H, så det är naturligt att definiera en koefficient R H = E y j x H so ju borde vara konstant o E y är proportionell ot H. Detta är Hall-koefficienten. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 7 (0) och då p = v får rörelse-ekvationen (7) foren dp dt = p τ e(e + p H) () Då jävikt har nåtts är elektronrörelsens tidsberoende 0 och vi får för x- och y-koordinaterna ekvationerna eller o vi inför beteckningen 0 = p x τ ee eh x p y 0 = p y τ ee eh y + p x ω c = eh (3) (4) (5) 0 = p x τ ee x ω c p y (6) 0 = p y τ ee y + ω c p x (7) Här kallas storheten ω c cyklotronfrekvensen p.g.a att den också ger den vinkelfrekvensen för Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 9 Vi noterar att o laddningsbärarna skulle vara positiva, skulle deras hastighet vara i otsatt håll än för negativa elektroner, och Lorentz-kraften på laddningarna skulle vara oförändrad i.o.. att också tecknet på laddningen byts. Detta skulle leda till att i stället för negativa skulle positiva laddningar salas på den negativa y-sidan på provet. Alltså skulle det inducerade fältet E y byta tecken, och däred R H bli negativt. Detta betyder att an ed Hall-effekten kan äta laddningsbärares tecken. Det kan verka vansinnigt att ens tänka på denna fråga, då elektroner ju alltid är negativa. Men uppätningar visar att det finns änen där R H är negativt, och alltså laddningsbärarna positiva. Fri-elektron-odeller kan helt klart aldrig förklara sådant beteende, en vi koer senare på kursen att finna en förklaring till detta Drude-teorin och Hall-effekten Allt so sades i förra kapitlet o Hall-effekten var helt allänt. Nu ser vi vad Drude-teorin kan säga o Hall-effekten. För att Drude-teorin bara talar o elektroner antar vi nu hela tiden att laddningsbärarna är elektroner. Vi betecknar elektronernas assa ed bara. Kraften på en elektron blir enligt Lorenz lag f = e(e + v H) () Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 8 partiklar i en cyklotron. Här använder vi storheten av bekvälighetsskäl, trots att det nu givetvis inte är fråga o någon cyklotron. O vi nu ultiplicerar både leden ed neτ/ får vi 0 = nep x 0 = nep y ne τ E x ω c neτ p y (8) ne τ E y + ω c neτ p x (9) och geno att använda strötäthetens definition j = nev = nep/ och Drude-odellens definition för konduktivitet σ = ne τ/ kan vi skriva o detta till σ 0 E x = j x + ω c τj y (30) σ 0 E y = j y ω c τj x (3) Vi betecknar konduktiviteten ed σ 0 för att betona att det är fråga o konduktiviteten då det yttre agnetfältet är 0. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 0

6 I jävikt i Hall-experientet gäller nu dessuto j y = 0. Då ger den senare ekvationen Vi ser alltså att i ånga etaller (Li, Na,... Au) stäer Drude-odellens förutsägelse någorlunda bra. Men i en del etaller ger den t.o.. fel förtecken, vilket tyder på allvarliga proble. E y = ω cτ σ 0 j x = H ne j x (3) Ännu värre blir situationen o vi ser på /R H ne i t.ex. Al so funktion av H: och vi får för Hall-koefficienten R H = E y j x H = ne (33) Detta resultat säger alltså att Hall-effekten inte beror på några andra egenskaper på ett aterial föruto laddningsbärarnas täthet n. I.o.. att denna täthet redan beräknades tidigare i Drudeodellen, kan vi nu testa Drude-odellens kvalitet direkt ed att jäföra värdet på R H ed experient. I verkligheten visar sig Hall-effekten bero på både agnetfält, teperatur och aterialets kvalitet, vilket strider ed härledning ovan. Men vid låga teperaturer, starka agnetfält och i rena prover är det öjligt att få ett konstant värde. I följande tabell visas värden på /R H ne i några etaller. Enligt Drude-odellen borde alltså /R H ne =. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 Drude-odellen isslyckas helt i att beskriva detta H-beroende. Så kontentan är att Drude-odellen kan i vissa begränsade fall förklara Hall-effekten, en isslyckas Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 3 i ånga väsentliga drag. En ordentlig kvantekanisk teori, so koer senare på kursen, behövs för att förklara dessa egenskaper. (Aschroft-Merin använder CGS-enheter, varav faktorn c) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 4

7 8..3. Elektrisk konduktivitet i etaller under växelströ Vi härleder nu ströen so induceras i en etall av ett tidsberoende elfält av typen ( E(t) = Re E(ω)e iωt) (34) Då nu f(t) = ee(t), får vi nu rörelseekvationen för elektronerna ino Drude-teorin dp(t) dt = p(t) τ ee(ω)e iωt (35) λ Å, vilket är ånga storleksordningar större än elektronernas genosnittliga fria väg. Den dielektriska perittiviteten kan beräknas ed hjälp av Maxwells ekvationer: E = 0 H = 0 (43) E = H c t, H = 4π c j + E c t Här har CGS-enheter använts, och den relativa pereabiliteten µ och den statiska perittiviteten har antagits vara. (44) En stationär lösning till denna ekvation är så vi får ed insättning: p(t) = p(ω)e iωt, (36) iωp(ω) = p(ω) ee(ω), (37) τ p(ω) = e (38) iωe(ω). τ För haroniskt tidsberoende (e iωt ) fås ed Maxwells ekvationer och j = σe ( E) = E = iω c H = iω ( 4π c c j + ) E = + iω ( 4πσ iω c t c c c eller ) E, (45) E + ω ɛ(ω)e = 0, (46) c Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 5 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 7 Strötäthetsvektorn är och alltså j(ω) = + j = nev = ne p (39) ( τ ne iω)e(ω) = σ(ω)e(ω) (40) so är den vanliga vågekvationen, där den dynaiska perittiviteten ɛ(ω) definierats so ɛ(ω) = + 4πiσ ω. (47) Med att sätta in den ovan härledda ekvationen (4) för frekvensberoende konduktivitet Den frekvensberoende konduktiviteten σ(ω) är alltså σ(ω) = j E = där σ 0 är den statiska konduktiviteten ne τ ( iωτ) = σ 0 iωτ σ 0 = ne τ. (4) Resultatet reduceras alltså uppenbart till Drude-teorins resultat för likströsfält då ω = 0, so sig bör. Detta resultat har sin viktigaste tilläpning då an betraktar elektroagnetiska vågors frafart i aterialet. Uttrycket för σ(ω) gäller förutsatt att det oskillerande fältets våglängd är ycket större än elektronernas genosnittliga fria väg λ. Detta villkor är väl uppfyllt för vanligt synligt ljus, då Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 6 (4) blir För höga frekvenser ωτ >>, blir där ω p är den s.k. plasafrekvensen σ(ω) = σ 0 iωτ ɛ(ω) = + 4πiσ 0 ω( iωτ) (48) (49) ɛ(ω) ω p ω, (50) ω p = 4πne. (5) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 8

8 Karaktären på lösningarna till vågekvationen får vi j(ω) iωρ(ω) = 0. (56) avhänger av förtecknet på ɛ(ω). E + ω ɛ(ω)e = 0 (5) c För ɛ < 0 är lösningarna däpade, och strålningen kan inte genotränga etallen. Detta inträffar då ω < ω p. För ω > ω p blir ɛ(ω) > 0 och lösningarna får positiv frekvens så att strålningen kan genotränga etallen, dvs. etallen blir genoskinlig (transparent) för strålningen. Alkalietallerna (Na, K,...) blir faktiskt transparenta då ω > ω p. Tröskelvåglängden är Följande tabell jäför teori och experient för dessa storheter: λ p = c ν p = πc ω p. (53) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 9 Enligt Gauss lag gäller så ed får vi följande egenvärdesekvation för laddningstätheten: Lösningen till denna är vilket är ekvivalent ed E(ω) = 4πρ(ω) (57) j(ω) = σ(ω)e(ω) (58) (4πσ(ω) iω)]ρ(ω) = 0. (59) + 4πiσ(ω) ω = 0 (60) ω = ω p, (6) dvs. tröskelvärdet för genoskinlighet. I detta saanhang ger ω p alltså villkoret för att laddningsdensitetsoskillationer kan ske i aterialet. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 3 λ p (0 3 Å) λ obs (0 3 Å) Li.5.0 Na.0. K.8 3. Rb Cs Dessa oskillationers natur kan förstås kvalitativt på ett enkelt sätt. Tänk dig ett block av ett aterial, och att elektrongasen i den so helhet förflyttas ett avstånd d ed avseende på atobakgrunden so hålls stilla. Nu koer vi att få ett elfält ed agnituden 4πσ, där σ är laddningen per area i ändorna av blocket: Värdena stäer egentligen ycket bra överens o an tänker på hur enkel odellen är. En noggrannare analys visar dock att perittiviteten är er koplicerad än vad so härletts här, och den goda överensstäelsen är i någon ån bara god tur. En annan intressant konsekvens av denna härledning är att en elektrongas kan upprätthålla laddningsdensitetsoskillationer. Med dessa enas en oskillation ed tidsberoendet e iωt. O vi näligen betraktar kontinuitetsekvationen för strötäthetsvektorn och ifall laddningstätheten oskillerar enligt j + ρ = 0. (54) t ρ(t) = ρ(ω)e iωt (55) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 30 Nu ed en laddningsdensitet av n, N elektroner och N/Z atoerna i hela blocket blir σ = nde Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 3

9 och elektrongasen koer so en helhet att uppfylla rörelseekvationen N d = NqE = Ne 4πσ = Ne(4πnde) = 4πne d (6) vars lösningar i d(t) ger just oskillationer vid plasafrekvensen. Dessa oskillationer är plasoner, so ju redan nändes tidigare under kursen. De används bl.a. ino elektronikroskopi för att kalibrera ikroskopets energi, och observeras också i studier av högenergetiska joners spridning vid ytor och frafart inne i aterial. Elektronerna so koer från lågteperaturhållet bidrar på otsvarande sätt Hela teriska strötätheten blir alltså v( n )ε[t (x + vτ)] (65) j q x = nv{ε[t (x vτ)] ε[t (x + vτ)]} (66) Nu då x beskriver systeets akroskopiska ått edan vτ är en ikroskopisk storlek, är vτ << x. Då kan vi göra Taylorapproxiationen kring punkten x T (x vτ) T (x) vτ dt dx (67) Nu är säkert också (dt/dx) litet över avståndet vτ och vi kan göra ytterligare en Taylorapproxiation i ε kring punkten T (x), [ ε[t (x vτ)] = ε T (x) vτ dt ] dx ε[t (x)] vτ dt dε dx dt (68) På saa sätt får vi ε[t (x + vτ)] ε[t (x)] + vτ dt dε dx dt (69) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 33 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund Värekonduktivitet i etaller Det faktu att etallens väreledningsföråga är ycket större än väreledningsförågan hos andra fasta änen gör det naturligt att antaga att väreledningsförågan härrör sig från etallelektronernas stora obilitet. Väreledningsförågan κ definieras so proportionalitetskonstanten i Fouriers epiriska lag för väreströtätheten j, so i en diension kan skrivas (jfr. kapitel 7): j q x = κdt dx O ε(t ) anger den genosnittliga teriska energin per elektron, gäller att den genosnittliga energin hos en elektron efter en kollision vid x är ε[t (x )]. De elektroner so anländer till x från det håll där teperaturen är högre har i genosnitt senast kolliderat vid x vτ, och har den teriska energin ε[t (x vτ)]. Deras antal per enhetsvoly är n/, ty hälften av elektronerna i x koer från ett håll. Bidraget till den teriska strötätheten av dessa elektroner är då antalet gånger hastigheten v, dvs. (63) v( n )ε[t (x vτ)] (64) Insättning av dessa i ekvation (66) ger j q x {[ nv ε[t (x)] vτ dt ] [ dε ε[t (x)] + vτ dt dx dt dx ]} dε Då < v x >= 3 < v > är det naturligt att generalisera detta resultat till dt = nv τ dε dt ( dt dx ) (70) j q n 3 v τ( dε )( T ). (7) dt Vidare är N V ( dε dε ) = n( dt dt ) = c v (7) elektronernas bidrag till det specifika väret så att j q 3 v c v τ( T ). (73) Jäförelse ed väreledningens definition, ekv. (63), ger ett uttryck för väreledningsförågan κ: κ 3 v τc v. (74) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 34 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 36

10 Förhållandet ellan den teriska och den elektriska konduktiviteten ino Drude-odellen blir κ σ = 3 c vv (75) ne Ifall elektrongasen är en klassisk gas i terodynaisk jävikt gäller enligt idealgasekvationerna c v = 3 nk B (76) v = 3 k BT (77) så insättningen av dessa två ekvationer i ekv. (75) ger κ σ = 3 3 nk B 3k B T ne vilket är oberoende av etallens detaljerade egenskaper. = 3 (k B e ) T, (78) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 37 De flesta kvantitativa värden är alltså ungefär en faktor för stora. Då Drude själv härledde teorin gjorde han ett fel på en faktor på två, och fick då fenoenalt bra överensstäelse ed experient... Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 39 Denna härledning förutspår alltså att Men i själva verket finns det ett allvarligt proble ed härledningen, näligen antagandet c v = 3 nk B, (80) vilket har aldrig observerats. Epiriskt är det elektroniska bidraget till det specifika väret vid rusteperatur ycket litet. κ σt = konstant =. 0 8 WΩ/K (79) Orsaken till att felet i Drude-teorins förklaring av Wiedeann-Franz-lagen upptäcktes sent, var att felet i uppskattningen av det specifika väret till ycket stor del kopenseras av ett otsvarande fel i uppskattningen v 3 k BT, (8) vilket inte heller gäller för en elektrongas. vilket är också en epirisk lag so heter Wiedeann-Franz-lagen. Drude-odellen förutspår alltså detta beroende kvalitativt rätt. O an ser på kvantitativa värden ser an däreot att det ser inte lika bra ut: Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 38 I själva verket är dessa två fel båda av storleksordningen 00, en åt olika håll så att de kancellerar nästan perfekt. Så Drude hade fenoenal tur då han härledde sin lag... Men i alla fall når an inte denna kancellations-effekt. Vi ger här ett exepel då så inte sker Seebeck-effekten Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 40

11 Då an gör en ätning av värekonduktiviteten gör an det typiskt i en stav där ändorna är elektriskt isolerade, dvs. elektriskt sett en öppen krets. I början av ätningen koer elektronsysteet att söka sig i terisk balans, och det koer att flöda en strö i staven. Då an uppnått jävikt, är ströen noll, en det koer att finnas olika elektrontätheter i de två ändorna av staven. Däred koer det också att existera ett elektriskt fält so är riktat ot teperaturgradienten. Denna tero-elektriska effekt är känd so Seebeck-effekten. Den kan uttryckas so där Q är en negativ koefficient so kallas den teriska effekten. E = Q T, (8) Denna kan uppskattas på följande sätt ino Drude-teorin. Den genosnittliga elektronhastigheten vid x so uppstår av teperaturgradienten är v Q = dv [v(x vτ) v(x + vτ)] τv dx = τ d dx (v ). (83) O vi nu igen generaliserar till 3D får vi v v x 3 < v >, fås [AM, Riskas anteckningar, HH 3. Se också Mandl] 8.. Soerfelds etallteori Vi såg just att trots att Drude-teorin har vissa bra fragångar, har den också ycket allvarliga brister. Detta betyder dock inte att vi genast behöver kasta fri-elektron-odellen över bord. Med en enkel korrektion, dvs. att använda Feri-Dirac-statistik istället för den klassiska Boltzann-statistiken, visar det sig att an kan korrigera ånga av teorins brister Denna odell är känd so Soerfelds etallteori. Den kan uttryckas so pseudo-ekvationen Soerfeld-odellen = Drude-odellen + Feri-Dirac-distributionen Drudes elektrongasteori baserades ju på antagandet att elektrongasen kan beskrivas so en klassisk idealgas, för vilken de olika energitillstånden ockuperas i enlighet ed Boltzanndistributionen ρ(e) = Ce E k /k B T (88) Under antagandet att elektronernas potentialenergi är liten i jäförelse ed deras kinetiska energi är hastighetsdistributionen Maxwell-Boltzann-distributionen v Q = τ dv ( T ) (84) 6 dt f B (v) = n( πk B T )3/ e v /kb T (89) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 4 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 43 Den genosnittliga drifthastigheten, so uppstår pga det elektriska fältet, är I jävikt bör v Q = v E, så vi får: ur vilket vi kan lösa Q till v E = eeτ = eq T τ τ dv eq T τ ( T ) = 6 dt Q = d v 3e dt = d 3 3e dt k BT = k B e = V/K. (87) Experientella värden på Q är av ordningen 0 6 V/K, så detta värde är ungefär två storleksordningar för ycket!. Orsaken är att vi igen gjorde Drudes antagande v 3 k BT so ju var fel. Men i.o.. att vi inte gjorde det andra felaktiga antagandet c v = 3nk B /, kancellerar inte felen nu. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 4 (85) (86) Vid norala teperaturer (T < 000 K) är detta antagande helt felaktigt! Elektrongasen åste beskrivas so en Feri-Dirac (ideal)gas, för vilken energitillståndens ockupationsannolikhet är c ρ(e) = (90) e (E µ)/k B T + Motsvarande hastighetsfördelning är f(v) = 4 ( π )3 e ( v k B T F )/k B T + Här är T F den s.k. Feri-teperaturen, och k B T F = E F den s.k. Feri-energin. Denna bestäs av noraliseringsvillkoret n = d 3 vf(v) (9) För elektrontätheterna i etaller är T F av storleksordningen 0 4 K. Detta innebär att elektrongasen är vid lägre teperaturer terodynaiskt kall, dvs. att nästan alla elektroner är i det terodynaiska grundtillståndet. I detta teperatur-oråde är Feri-Dirac och Maxwell-Boltzanndistributionerna fenoenalt olika: (bilden är för T = T F /00) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 44 (9)

12 Elektronsysteets vågfunktioner bör uppfylla den tidsoberoende Schrödingerekvationen Schrödinger-ekvationens lösningar blir plana vågor för varje elektron ψ = εψ (93) ψ = V e ik r = V e ikxx e ikyy e ikzz (94) Elektronerna är i verkligheten nästan jänt fördelade upp till Feri-energin ε F so otsvarar T F, en Maxwell-Boltzann-distributionen förutspår något totalt annat. Detta är grundorsaken till ånga av Drude-odellens brister. Vig höga teperaturer T >> T F närar sig Feri-Dirac naturligtvis Boltzanndistributionens for. där noraliseringskonstanten / V har valts så att sannolikheten att hitta elektronen nånstans i volyen I = dr ψ(r) (95) är =. O vi nu inför de periodiska randvillkoren kuben ψ(x) = ψ(x + L), (96) får vi villkoren e ikxx = e ikx(x+l), e ikyy = e iky(y+l), e ikzz = e ikz(z+l) (97) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 45 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund Degenererade (T=0) elektrongaser Vi tar först och betraktat degenererade Feri-gaser, dvs. sådana so ligger vid T = 0, och har alltså alla elektroner i grundtillståndet. Vi ser från bilden ovan att i själva verket är elektrongaser vid norala teperaturer ofta ycket nära ett degenererat syste, så detta är en naturlig startpunkt. varar följer att där nx, ny, nz är heltal. k x = πn x L, k y = πn y L, k z = πn z L, (98) (Notera för övrigt att detta är exakt saa villkor so vi härledde tidigare för fononer!!) I degenererade Ferisyste är alla tillstånd vars energi är indre än Ferienergin ɛ F, so otsvarar Feri-teperaturen T F, upptagna av två elektroner, edan inga elektroner finns i högre energitillstånd. Ferienergin kan beräknas på följande sätt från partikeltätheten. Vi betraktar ett elektronsyste so rör sig fritt ino en kubisk voly V = L 3 under periodiska gränsvillkor. Detta val kan verka ganska godtyckligt, en då an är intresserad av egenskaper innanför ett stort aterialblock, där ytan inte påverkar egenskaperna, kan an väl otiverat välja en sådan for so är ateatiskt öjligt enkel att betrakta. De periodiska gränsvillkoren kan otiveras ed att tänka sig att det är ycket sannolikt att i en kristall har alla bestående plana vågor saa periodicitet so gittret. Med att välja L = na kan an alltså få saa periodicitet so gittret för ens lösningar. So för fononer innebär detta att tätheten av tillstånd på k x -axeln är ( π L ) (99) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 46 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 48

13 Tillståndstätheten i den 3-diensionella reciproka (K)-ryden blir då ρ = π 3 = V L 8π3. (00) ytan, dess radie k F Feri-vågtalet, rörelseängden p F = k F Feri-rörelseängden, och v F = p F / = k F / Ferihastigheten. Vågfunktionerna koer att ha energin och rörelseängden ε = k = (k x + k y + k z ) (0) p = k = (k x, k y, k z ) (0) Tillståndstätheten, dvs. antalet nivåer i 3D ellan k och k + dk, får vi nu exakt på saa sätt so för fononerna: Ett tunt skal ellan k och k + dk har volyen 4πk dk (03) och antalet punkter i det, tillståndstätheten g(k)dk, blir g(k)dk = 4πk dk ρ = V k π (04) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 49 Orsaken att an skiljer ellan sfären och dess yta är att sedan då an tar kristallstrukturen i beaktande, visar det sig att de fyllda vågfunktionerna ligger inte era innanför en sfär, utan ino något er koplicerat objekt. Detta objekts yta kallas Feri-ytan oberoende av objektets for. En verklig Feri-yta, den för de ädla etallerna, visas här: Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 5 För att få denna so en funktion av energi åste vi nu dock koa ihåg att ett visst kvanttillstånd i k-ryden kan ha två elektroner, en ed spin up, och en annan ed spin ner. Alltså fås energi-tillståndstätheten: g(ε)dε = g(k)dk (05) so kan räknas so tidigare ed g(ε) = g(k) dk ( ) ( ) ( ) ( ) V k d ε V k dε = = π dε π ε (06) = ( ) ( ) V ε π = V ε π 3()3/ ε (07) Nu vet vi alltså vägfunktionernas täthet och energier, en inte vilka av de oändligt ånga vågfunktionerna so är fyllda och vilka inte. Men den senare kunskapen kan vi få lätt. I en fullständigt degenerarad (T=0) Ferigas gällde ju att bara energinivåer under ε F är fyllda. Däred gäller alltså att endast vågfunktioner so har en energi indre än ε F koer att vara fyllda. Nu koer det alltså att existera en sfär i reciproka k-ryden, innanför vilken alla fyllda vågfunktioner har sitt k-värde. Denna sfär kallas Feri-sfären. Sfärens yta kalla Feri- Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 50 För att beräkna Feri-energin kan vi helt enkelt integrera över tillståndstätheten g(ε) och kräva att hela antalet elektroner ino sfären är det korrekta värdet N (N/V kan ju trivialt räknas o vi känner antalet valenselektroner). Alltså får vi N = εf 0 g(ε)dε = εf 0 V π 3()3/ εdε = V 3π 3(ε F ) 3/ (08) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 5

14 varur fås ε F = ( ) 3π /3 N (09) V k F kan beräknas ur ε F = k F / till Feri-hastigheten till ( ) 3π N /3 ( ) 3π /3 N k F = =, (0) V V v F = p F = k F = och Feri-teperaturen T F trivialt ed ε = k B T : ( ) 3π /3 N = V εf, () T F = k B ( ) 3π /3 N () V Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 53 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 55 För att uppskatta hurdana värden det rör sig o kan vi t.ex. använda oss av kaliu so ett exepel. Den har en yttre elektron per ato och BCC-struktur ed gitterkonstanten a = 5.3 Å. Alltså blir N/V = 0.04 el/å 3 = el/ 3 och vi får ed insättning ε F =. ev, (3) Elektrongasens totala (inre) energi kan nu beräknas ed E = k V (π) 3 k<k F = V kf dk 4πk k (π) 3 0 = d 3 k k V k 5 F π 5 (6) (7) sat k F = Å (4) T F = K (5) Vi ser alltså att Feri-teperaturen faktiskt är extret hög, så elektrongasen koer att vara ycket nära en fullständigt degenererad gas vid norala teperaturer. I.o.. att de flesta etaller har gitterkonstanter och antal av valens-elektroner so är av saa storleksordning so i kaliu, koer inte detta att kvalitativt ändra ycket från äne till äne. Här är ett antal exepelvärden: Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 54 och då får vi energin per elektron N = V k3 F 3π (8) E N = 3 k F 0 = 3 5 ε F = 3 5 k BT F (9) Notera per kontrast att i en klassisk Boltzann-elektrongas är ju E/N = /3k B T så det skulle krävas teperaturer av storleksordningen av Feri-teperaturen 0 4 K för att nå den elektron-energi, so i verkligheten förekoer redan vid 0 K!! Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 56

15 So funktion av volyen får vi energin geno att lösa k F so funktion av N och får E = N ( ) 3 3π /3 N V 0 Tillståndsekvationen för en kall elektrongas beräknas enligt ( ) E P = V N (0) () och i.o.. att vi ser från ekv. (0) att E V /3 () får vi det enkla resultatet P = E 3 V so ger ed insättning och notationen n = N/V (3) Vi kan alltså redan härleda oss till en del resultat bara ed antagandet av en elektrongas vid 0 K! P = E 3 V = ( ) N 5/3 5 (3π ) /3 = V 5 (3π ) /3 n 5/3 (4) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 57 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 59 Nu kan vi också beräkna bulkodulen B för elektrongasen 8... Elektrongaser vid ändlig teperatur Feri-Dirac-distributionen för sannolikheten att en energinivå är upptagen är ju B = V ( P V ) (5) f(ɛ) = (7) e (ɛ µ)/k B T + I denna forel är µ en paraeter so kallas den keiska potentialen. Vid T = 0 är µ = ɛ F. och i.o.. att vi från ekvation (3) ovan ser lätt att P V 5/3 får vi B = 5 3 P = 0 9 E V = 3 nɛ F (6) Trots att elektrongasens bidrag till kopressibiliteten bara är en del av en etalls totala kopressibilitet, ger elektrongasodellen en uppskattning so har rätt storleksordning: Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 58 Elektrongasens inre energi är U = k Det totala elektronantalet är ɛ K f(ɛ k ) = N = d 3 k (π) 3V ɛ = k ɛ(k) e (ɛ(k) µ)/k B T + (8) (9) d 3 k (π) 3V e (ɛ(k) µ)/k B T +. (30) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 60

16 O denna ekvation löses för fugaciteten z = e µ/k B T, och denna insättes i uttrycket för U fås U so en funktion av N, V och T, vilket gör det öjligt att konstruera alla de terodynaiska potentialerna och att bestäa de terodynaiska responsfunktionerna so specifika vären etc. Integralerna över k kan ersättas ed integraler över ɛ, då Den inre energin per volyenhet kan nu skrivas o so u = U V = dεg(ε)εf(ε), (40) ɛ = k ; dɛ = k dk; (3) och partikeltätheten so och vi får d 3 k (π) 3f(ɛ) = (π) 4π 3 = π dkk f(ɛ) (3) k dɛ f(ɛ) (33) = ɛ π dɛ f(ɛ) (34) = dɛ g(ɛ)f(ɛ). (35) ed n = N V = dεg(ε)f(ε), (4) f(ε) = e (ε µ)/k B T +. (4) För teperaturer, so är så i jäförelse ed Feriteperaturen ( 0 4 K), är Feri-Dirac -distributionen f(ε) ycket lik en stegfunktion. Orådet kring µ där distributionen avviker från en stegfunktion har bredden k B T : Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 6 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 63 Här är g(ɛ) energinivåtätheten i ekv. (07), vars uttryck nu skrivits ed en stegfunktion Här representerar θ(ɛ) stegfunktionen g(ɛ) = ɛ θ(ɛ). (36) π θ(ɛ) = { + ɛ > 0 0 ɛ < 0. (37) Ett bekvät uttryck för g(ɛ) är g(ɛ) = 3 n ( ɛ ) / θ(ɛ) (38) ɛ F ɛ F Tillståndstätheten vid Feri-energin blir då g(ɛ F ) = 3 n. (39) ɛ F Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 6 Här är också ännu en bild av distributionen vid olika teperaturer: Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 64

17 = K(µ) dεf (ε) }{{} }{{ f(ε) } n= n! (dn K(ε) dε n ) µ I serieutvecklingen uppträder enbart jäna potenser av (ε µ): dεf (ε)(ɛ µ) n (50) Definiera I = µ dεh(ε) ( dn n= dε n H(ε)) µ (n)! dε(ε µ) n f (ε) (5) Integraler av typen I = kan beräknas ed hjälp av den s.k. Soerfeld-utvecklingen. dεh(ε)f(ε) (43) I = Här har a n definierats so µ x ɛ µ k B T ; dx = dε k B T (5) dεh(ε) + a n (k B T ) n ( dn dε n H(ε)) µ (53) n= Låt K(ε) ε dɛ H(ε ); (44) Koefficienterna a n kan uttryckas so serier: a n = dx xn d (n)! dx ( e x + ) (54) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 65 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 67 Då är H(ε) = dk(ε) dε ; (45) dεh(ε)f(ε) = dε dk(ε) f(ε) (46) dɛ a n = ( + n 3 n ) (55) 4n 55n Dessa kan uttryckas i kopakt for ed hjälp av Rieanns ζ-funktion: = K(ε)f(ε) dεk(ε)f (ε) (47) Ifall H() = 0, och H(ε) inte växer snabbare än ε N, N < då ε är stort blir substitutionsteren 0. Funktionen f (ε) avviker från 0 blott i ett snävt oråde kring µ vars bredd är k B T. Detta gör det naturligt att utnyttja en Taylorserie-utveckling för K(ε) kring µ: så att För ζ(n) gäller där B n är Bernoullis tal: ζ(n) + + n (56) n 4n a n = ( (n ))ζ(n). (57) π n ζ(n) = n (n)! B n, (58) K(ε) = K(µ) + (ε µ) n ( dn K(ε) ) n! dε n µ. (48) n= I = dεf (ε)k(ε) (49) Notera att B = 6, B = 30, B 3 = 4, B 4 = 30, B 5 = 66. (59) ζ() = π π4, ζ(4) = (60) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 66 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 68

18 De explicita uttrycken för de lägsta tererna i Soerfeldutvecklingen är dεh(ε)f(ε) = µ dεh(ε) (6) + π 6 (k BT ) H (µ) + 7π4 360 (k BT ) 4 H (µ) + O(T 6 ). (6) För den inre energin fås på detta sätt serieutvecklingen = µ För partikeltätheten gäller n = u = dεεg(ε)f(ε) (63) dεεg(ε) + π 6 (k BT ) [g(µ) + µg (µ)] + O(T 4 ) (64) µ dεg(ε) + π 6 (k BT ) g (µ) + O(T 4 ) (65) g(ε) = 3 n ( ɛ ) / θ(ɛ) ɛ F ɛ F (66) g (µ) = g(µ) µ (67) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 69 = + 3 δ T + π ɛ F 8 (k BT ) ɛ F (76) 3δT = π 4 k B T ; ɛ F (77) δ = π k B ; ɛ F (78) Den keiska potentialens teperatur beroende blir (till andra ordningen i T ): µ = ɛ F { 3 (πk BT ɛ F ) }. (79) Detta uttryck kan utnyttjas för att härleda en explicit forel för den inre energin: u = 5 g(µ)µ + π 6 (k BT ) [g(µ) + g(µ) ] + O(T 4 ) (80) }{{} 3 g(µ) g(µ){ 5 µ + π 4 (k BT ) } (8) g(µ) = 3 n µ / 3 n ɛ / F 6 (πk BT ) } ɛ F (8) ɛ 3/ F ɛ 3/ F Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 7 Däred µ dεg(ε) = µ 0 n = π g(µ)µ (k BT ) g(µ) µ = n ɛ 3/ F dεg(ε) = g(µ)µ (68) 3 µ 3/ + nπ 8 (k BT ) µ / ɛ 3/ F = µ3/ + π ɛ 3/ 8 (k BT ) F µ / ɛ 3/ F Denna ekvation kan lösas ed serieutvecklingsansatsen: (69) (70) (7) µ = ɛ F + δt + O(T 4 ); (7) µ 3/ = [ɛ F + δt ] 3/ = ɛ 3/ F [ + δ T ] 3/ ɛ F (73) ɛ 3/ F [ + 3 δ T ] ɛ F (74) µ / ɛ / F [ δ T ] ɛ F (75) = 3 n [ ɛ F 6 (πk BT ) ] (83) ɛ F u 3 n [ ɛ F 6 (πk BT ) ]{ ɛ F 5 ɛ F ( 3 (πk BT ) ) (84) ɛ F π 4 (k BT ) } (85) u = 3 n [ ɛ F 6 (πk BT ) ]{ ɛ F 5 ɛ F + 60 π k B T } (86) }{{} 5 ɛ F {+ π k B T 4 ɛ } F = 3 5 nɛ F { (πk BT ɛ F ) } (87) = u 0 + nɛ F ( πk BT ɛ F ) (88) u = u 0 + π 6 (k BT ) g(ɛ F ) (89) För att saanfatta de förra 4 sidornas härledningar, ko vi alltså fra till att den keiska Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 70 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 7

19 potentialens µ teperaturberoende blir till andra ordningen i T : [ µ = ɛ F ] 3 (πk BT ). (90) ɛ F och den inre energin per volyenhet u kan skrivas u = 3 [ 5 nɛ F + 5 ( ) πkb T ] 3 ɛ F (9) eller u = u 0 + π 6 (k BT ) g(ɛ F ) (9) Detta uttryck kan direkt användas för att beräkna elektrongasens specifika väre: c v = u T = π 3 k B T g(ɛ F ) (93) = π (k BT ɛ F )nk B (94) Elektrongasens bidrag till det specifika väret är ycket obetydligt vid rusteperatur ( 0 ). Då jonernas bidrag vid låga teperatur är proportionellt ot T 3, edan elektrongasens är Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 73 I de allra flesta fall stäer teorin alltså redan bra överens ed resultaten, en i några (Nb, Fe, Mn, Bi, Sb) isslyckas den fenoenalt. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 75 proportionellt ot T, koer elektrongasens bidrag dock att vara det doinerande vid ycket låga teperaturer: c v = γt + AT 3 ; (95) c v T = γ + AT, γ(0 4 cal/ol K ) (96) Konstanterna kan bestäas geno att rita C/T so en funktion av T. Här är en sådan graf för kaliu: Elektrongasens transportkoefficienter Elektrongasens transportkoefficienter kan beräknas på saa sätt so i den klassiska Drudeteorin förutsatt att de terodynaiska storheterna beräknas ed hjälp av Feri-Dirac fördelningen i stället för Boltzann-fördelningen. En del storheter är oförändrade från Drude-teorin, näligen alla de där elektronernas hastighetsdistribution inte hade en roll. Alltså gäller våra beräkningar för växelströs- och likströs-konduktivitet och Hall-effekten fortfarande. Andra storheter kan nu lätt beräknas geno att ersätta elektronernas klassiska hastighet ed Feri-hastigheten Ledningsegenskaperna och här är en tabell av experientella resultat, och resultat so fåtts ed foreln (94) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 74 Den genosnittliga fria vägen dvs. det avstånd en elektron i genosnitt tillryggalägger ellan kollisionerna är l v F τ, (97) där τ är relaxationstiden. Ferihastigheten v F = k F / är nu ycket större än Drude-teorins uppskattning av den genosnittliga hastigheten. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 76

20 Relaxationstiden är so förr där ρ är resistiviteten, so alltså är τ = ρne. (98) ρ = τne (99) Vid rusteperatur visar sig l vara av storleksordningen 0-00 Å. So en liten parentes betraktar vi ännu ed vad elektronerna kolliderar en kristall. I en perfekt kristall kolliderar elektronerna bara ed fononer. I.o.. att antalet fononer ju är teperaturberoende och går ot noll då T 0, skulle detta leda till en teperaturberoende kollisionsrat /τ ph so går ot noll då T 0. Men i praktiken finns det alltid något antal orenheter i en kristall, och elektronerna koer också att kollidera ed dessa ed någon kollisionsrat /τ 0 so är i god approxiation teperaturoberoende. Då T 0, koer denna alltså alltid för eller senare att doinera kollisionerna. Suan av kollisionsraterna blir nu τ = + (00) τ 0 τ ph (T ) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund Värekonduktivitet Väreledningskoefficienten är fortfarande κ = 3 v τc v. (03) Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 79 och resistiviteten koer att kunna skrivas ρ = ne τ = ne τ 0 + ne τ ph (T ) = ρ I(T ) + ρ 0 (0) ρ I kallas den ideala resistiviteten och ρ 0 den residuala resistiviteten (för att den finns kvar vid 0 K). Detta förklarar Mattheisens regel, so säger att olika prover (ed olika kristallkvalitet) av saa aterial koer att ha resistiviteter so avviker bara ed en teperaturoberoende konstant. Denna konstant koer alltså att vara ρ 0 = ne τ 0 (0) och satidigt ge resistiviteten vid 0 K. Detta illustreras i följande bild för natriu: Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 78 I Drudeteorin uppskattades < v > ed hjälp av Maxwell-Boltzann-distributionen so v 3 k BT, och c v so 3 nk B. Bägge uppskattningarna var ju ycket issvisanden en felen kopenserade i hög grad varandra. Ino Soerfeld-teorin fick vi för den kalla kvantekaniska elektrongasen εf v v F = och och för konduktiviteten σ gällde ju så vi får eller (04) c v π (k BT ɛ F )nk B, (05) κ = ε F 3 σ = ne τ (06) σ π ne (k BT )nk B (07) ɛ F κ σt = π 3 (k B e ) = WΩ/K (08) Den kvantekaniska uppskattningen ligger ycket nära de flesta epiriska värdena för etaller, so ju var: Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 80

21 8.3. Var isslyckas fri-elektronodellerna? Med Soerfeld-odellen lyckades vi alltså lösa ånga av Drude-odellens brister. Är allt nu frid och fröjd i vår beskrivning av elektroniska effekter i aterial? Nej. Det finns ännu en assa saker so fri-elektronodellen inte kan beskriva ordentligt. Vi listar här kort några av de, fler finns i Ashcroft-Merin kap. 3. Hall-koefficienten är i verkligheten inte oberoende av teperatur- och agnet-fält, och kan to. ha negativa förtecken. Magnetoresistansen är inte oberoende av agnetfältets styrka Resistiviteten i elektrisk konduktivitet är inte teperaturoberoende. Vad bestäer antalet ledningselektroner? Fri-elektronodellen bara antog att de finns där... Varför är inte alla grundänen etaller? Vad är en halvledare egentligen? Seebeck-effekten Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 8 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 83 Det allänna uttrycket för den teriska effekten (Seebeck-effekten) är Q = c v 3ne. (09) För att besvara (eller ens försöka besvara) dylika frågor åste vi beakta kristallstrukturens inverkan på de elektriska egenskaperna, so är änet för nästa kapitel. Insättning av c v ger nu Soerfeld-odellens värde för Seebeck-effekten Q = π 6 so är av rätt storleksordning. k B e (k BT ɛ F ).4( k BT ) 0 4 V ɛ F K. (0) Motsvarande klassiska uttryck var ju vid rusteperatur ca. 00 gånger för stort. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 8 Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 84

22 Vad har du åtinstone lärt dig i detta kapitel? Att Drude-odellen kan förklara: Ohs lag Hall-effekten vid låga teperaturer och starka agnetfält Att Soerfeld-odellen kan förklara: Det so Ohs lag kan förklara Elektrongasens bulkodul Metallers väreledningsföråga Seebeck-effekten. Dessuto känner du begreppen: Plason; Feri-sfär, -yta, -vågtal, -rörelseängd, och -hastighet. Fasta tillståndets fysik, Kai Nordlund 0 85