Экранирование в модели Томаса — Ферми

Экранирование в модели Томаса — Ферми - это теоретический подход к расчету влияния экранирования электрического поля носителями заряда в твердом теле. 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

$k_0^2=4\pi e^2\frac{\partial n}{\partial \mu }$

где μ — химический потенциал (уровень Ферми), n — электронная концентрация и е — это элементарный заряд.

Во многих случаях, включая слаболегированные полупроводники, n∝е^μ/к_BТ, где k_B — это постоянная Больцмана и T — температура. В этом случае

$k_0^2=4\pi e^{2}n/(k_{B}T)$

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 k_TF приведенный в атомных единицах составляет

$k_{TF}^2=4{\left(\frac{3n}{\pi }\right)}^{1/3}$.

Тогда при использовании единиц СГС (масса электрона $m_e$ и постоянная Планка $\hslash$на волновые вектора для экранировки связаны соотношением $k_0^2=k_{TF}^2(m_e/{\hslash }^2)$.

Данное выражение применимо только для трёхмерной задачи в одномерном и двумерном случаях надо использовать теорию Линдхарда.

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 $n(\mu )$, где n, электронная плотность является функцией μ, внутренний химический потенциал. Точная функциональная форма зависит от системы. Например, для трехмерного газа невзаимодействующих электронов при абсолютном нуле температуры, верно соотношение $n(\mu )\propto {\mu }^{3/2}$. Доказательство: с учётом спинового вырождения,

$n=2\frac{1}{(2\pi {)}^3}\frac{4}{3}\pi k_F^3,\mu =\frac{{\hslash }^2{k}_F^2}{2m},n\propto {\mu }^{3/2}.$

(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, $n(\mu )\propto e^{\mu /k_{B}T}$ где k_B — 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/k_F, где k_F — 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/k_F. (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»:

${\rho }^{\text{induced}}(𝐫)=-e[n({\mu }_0+e\varphi (𝐫))-n({\mu }_0)]$

где n(μ)- функция которую обсуждали выше (плотность электронов как функция внутреннего химического потенциала), e — это элементарный заряд, r — позиция, и ${\rho }^{\text{induced}}(𝐫)$ это индуцированный заряд в точке r. Электрический потенциал $\varphi$ определяется таким образом, что $\varphi (𝐫)=0$ в точках, где материал не имеет заряда (число электронов в точности равно числу ионов — условие электронейтральности), и аналогично μ₀ 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:

${\rho }^{\text{induced}}(𝐫)\approx -e^2\frac{\partial n}{\partial \mu }\varphi (𝐫)$

где $\partial n/\partial \mu$ оценивается при μ₀ и воспринимается как постоянная величина.

Теперь можно преобразовать это выражение в диэлектрическую функцию зависящую от волнового вектора:

$ϵ(𝐪)=1+\frac{k_0^2}{q^2}$ (СГС-Гаусса)

где

$k_0=\sqrt{4\pi e^2\frac{\partial n}{\partial \mu }}$

На больших расстояниях (q→0), 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 $\varphi (𝐫)$ 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:

$\varphi (𝐫)=\frac{Q}{r}{e}^{-k_{0}r}$(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/ε, где ε-относительная диэлектрическая проницаемость за счет этих вкладов.

Результаты для произвольной температуры

Эффективная температура для экранирования в модели Томаса-Ферми. Примерный фит объясняется в статье, и использует степень p=1.8.

$k_0$ функция температуры и энергии Ферми $E_F$Это накладывает условие на внутренний химический потенциал $\mu$, для нахождения которого нужно привлекать обратный интеграл от распределения Ферми-Дирака:

$\mu /k_{B}T=\mathrm{\Gamma }(3/2)F_{1/2}^{-1}\left[\frac{2}{3}{\left(\frac{E_F}{T}\right)}^{3/2}\right]$.

$k_0$ можно выразить в терминах эффективной температуры $T_{eff}$: $k_0^2=4\pi e^{2}n/k_B{T}_{eff}$, или $k_B{T}_{eff}=n\partial \mu /\partial n$. Общий результат для $T_{eff}$

$\frac{T_{eff}}{T}=\frac{4}{3\mathrm{\Gamma }(1/2)}\frac{(E_F/k_{B}T{)}^{3/2}}{F_{-1/2}(\mu /k_{B}T)}$

В классическом пределе $k_{B}T\gg E_F$ мы находим $T_{eff}=T$, хотя в пределе вырождения $k_{B}T\ll E_F$ мы найдем $k_B{T}_{eff}=(2/3)E_F$. Простое приближение, которое восстанавливает оба предельных случая $k_B{T}_{eff}={[(k_{B}T{)}^p+(2E_F/3{)}^p]}^{1/p}$ для любой степени $p$. Значение, которое дает хорошее соглашение с точным результатом для всех $k_{B}T/E_F$ это $p=1.8$, это значение имеет максимальную относительную погрешность < 2,3 %.