Proyección de Thomas-Fermi

El cribado de Thomas-Fermi es un enfoque teórico para calcular los efectos del cribado del campo eléctrico por electrones en un sólido. ^[1] Es un caso especial de la teoría más general de Lindhard ; en particular, el cribado de Thomas-Fermi es el límite de la fórmula de Lindhard cuando el vector de onda (el recíproco de la escala de longitud de interés) es mucho más pequeño que el vector de onda de Fermi, es decir, el límite de larga distancia. ^[1] Lleva el nombre de Llewellyn Thomas y Enrico Fermi .

El vector de onda de Thomas-Fermi (en unidades gaussianas-cgs ) es ^[1]

$${\displaystyle k_{0}^{2}=4\pi e^{2}{\frac {\partial n}{\partial \mu }},}$$

μpotencial químiconivel de Ferminecarga elemental

Para el ejemplo de semiconductores que no están demasiado dopados, la densidad de carga n ∝ e ^{μ / k _B T} , donde k _B es la constante de Boltzmann y T es la temperatura. En este caso,

$${\displaystyle k_{0}^{2}={\frac {4\pi e^{2}n}{k_{\rm {B}}T}},}$$

es decir, 1/ k ₀ viene dado por la conocida fórmula para la longitud de Debye . En el extremo opuesto, en el límite de baja temperatura T = 0 , los electrones se comportan como partículas cuánticas ( fermiones ). Esta aproximación es válida para metales a temperatura ambiente, y el vector de onda de detección de Thomas-Fermi k _TF dado en unidades atómicas es

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

Si restablecemos la masa del electrón y la constante de Planck , el vector de onda de apantallamiento en unidades gaussianas es . ${\displaystyle m_{e}}$ ${\displaystyle \hbar }$ ${\displaystyle k_{0}^{2}=k_{\rm {TF}}^{2}(m_{e}/\hbar ^{2})}$

Para obtener más detalles y discusión, incluidos los casos unidimensionales y bidimensionales, consulte el artículo sobre la teoría de Lindhard .

Derivación

Relación entre densidad electrónica y potencial químico interno.

El potencial químico interno (estrechamente relacionado con el nivel de Fermi , ver más abajo) de un sistema de electrones describe cuánta energía se requiere para poner un electrón adicional en el sistema, sin tener en cuenta la energía potencial eléctrica. A medida que aumenta el número de electrones en el sistema (con temperatura y volumen fijos), aumenta el potencial químico interno. Esta consecuencia se debe en gran medida a que los electrones satisfacen el principio de exclusión de Pauli : sólo un electrón puede ocupar un nivel de energía y los estados de electrones de menor energía ya están llenos, por lo que los nuevos electrones deben ocupar estados de energía cada vez más altos.

Dado un gas de Fermi de densidad , el estado de momento ocupado más alto (a temperatura cero) se conoce como momento de Fermi . ${\displaystyle n}$ ${\displaystyle k_{\rm {F}}}$

Entonces la relación requerida se describe mediante la densidad del número de electrones en función de μ , el potencial químico interno. La forma funcional exacta depende del sistema. Por ejemplo, para un gas de Fermi tridimensional , un gas de electrones que no interactúa, a temperatura del cero absoluto, la relación es . ${\displaystyle n(\mu )}$ ${\displaystyle n(\mu )\propto \mu ^{3/2}}$

Prueba: Incluyendo la degeneración del espín,

$${\displaystyle n=2{\frac {1}{(2\pi )^{3}}}{\frac {4}{3}}\pi k_{\rm {F}}^{3}\quad ,\quad \mu ={\frac {\hbar ^{2}k_{\rm {F}}^{2}}{2m}}.}$$

(en este contexto, es decir, cero absoluto, el potencial químico interno se denomina más comúnmente energía de Fermi ).

Como otro ejemplo, para un semiconductor tipo n con una concentración de electrones baja a moderada , ${\displaystyle n(\mu )\propto e^{\mu /k_{\rm {B}}T}}$

Aproximación local

El supuesto principal en el modelo de Thomas-Fermi es que existe un potencial químico interno en cada punto r que depende únicamente de la concentración de electrones en el mismo punto r . Este comportamiento no puede ser exactamente cierto debido al principio de incertidumbre de Heisenberg . Ningún electrón puede existir en un solo punto; cada uno se distribuye en un paquete de ondas de tamaño ≈ 1/ k _F , donde k _F es el número de onda de Fermi, es decir, un número de onda típico para los estados en la superficie de Fermi . Por lo tanto, no es posible definir un potencial químico en un solo punto, independientemente de la densidad de electrones en los puntos cercanos.

Sin embargo, es probable que el modelo de Thomas- Fermi sea una aproximación razonablemente precisa siempre que el potencial no varíe mucho en longitudes comparables o menores que 1 / k _F. Esta longitud suele corresponder a unos pocos átomos en los metales.

Electrones en equilibrio, ecuación no lineal.

Finalmente, el modelo de Thomas-Fermi supone que los electrones están en equilibrio, lo que significa que el potencial químico total es el mismo en todos los puntos. (En terminología de electroquímica, "el potencial electroquímico de los electrones es el mismo en todos los puntos". En terminología de física de semiconductores, "el nivel de Fermi es plano".) Este equilibrio requiere que las variaciones en el potencial químico interno se correspondan con variaciones iguales y opuestas. en la energía potencial eléctrica. Esto da lugar a la "ecuación básica de la teoría no lineal de Thomas-Fermi": ^[1]

$${\displaystyle \rho ^{\text{induced}}(\mathbf {r} )=-e[n(\mu _{0}+e\phi (\mathbf {r} ))-n(\mu _{0})]}$$

nμecarga elementalrrμ ₀ ${\displaystyle \rho ^{\text{induced}}(\mathbf {r} )}$ ${\displaystyle \phi }$ ${\displaystyle \phi (\mathbf {r} )=0}$

Linealización, función dieléctrica.

Si el potencial químico no varía demasiado, la ecuación anterior se puede linealizar:

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

μ ₀ ${\displaystyle \partial n/\partial \mu }$

Esta relación se puede convertir en una función dieléctrica dependiente del vector de onda : ^[1] (en unidades cgs-gaussianas )

$${\displaystyle \varepsilon (\mathbf {q} )=1+{\frac {k_{0}^{2}}{q^{2}}}}$$

$${\displaystyle k_{0}={\sqrt {4\pi e^{2}{\frac {\partial n}{\partial \mu }}}}.}$$

q → 0

Ejemplo: un cargo puntual

Si una carga puntual Q se coloca en r = 0 en un sólido, ¿qué campo producirá, teniendo en cuenta el apantallamiento electrónico?

Se busca una solución autoconsistente para dos ecuaciones:

• La fórmula de detección de Thomas-Fermi da la densidad de carga en cada punto r en función del potencial en ese punto. ${\displaystyle \phi (\mathbf {r} )}$
• La ecuación de Poisson (derivada de la ley de Gauss ) relaciona la segunda derivada del potencial con la densidad de carga.

Para la fórmula no lineal de Thomas-Fermi, resolverlos simultáneamente puede resultar difícil y, por lo general, no existe una solución analítica. Sin embargo, la fórmula linealizada tiene una solución simple (en unidades cgs-gaussianas ):

$${\displaystyle \phi (\mathbf {r} )={\frac {Q}{r}}e^{-k_{0}r}}$$

k ₀ = 0ley de Coulomb

Tenga en cuenta que puede haber permitividad dieléctrica además del cribado que se analiza aquí; por ejemplo, debido a la polarización de los electrones centrales inmóviles. En ese caso, reemplace Q por Q / ε , donde ε es la permitividad relativa debida a estas otras contribuciones.

Gas Fermi a temperatura arbitraria.

Temperatura efectiva para la detección de Thomas-Fermi. La forma aproximada se explica en el artículo y utiliza la potencia p=1,8.

Para un gas Fermi tridimensional (gas de electrones que no interactúan), el vector de onda de detección se puede expresar como una función tanto de la temperatura como de la energía de Fermi . El primer paso es calcular el potencial químico interno , que implica la inversa de una integral de Fermi-Dirac , ${\displaystyle k_{0}}$ ${\displaystyle E_{\rm {F}}}$ ${\displaystyle \mu }$

$${\displaystyle {\frac {\mu }{k_{\rm {B}}T}}=F_{1/2}^{-1}\left[{2 \over {3\Gamma (3/2)}}\left({E_{\rm {F}} \over T}\right)^{3/2}\right].}$$

Podemos expresar en términos de una temperatura efectiva : , o . El resultado general para es ${\displaystyle k_{0}}$ ${\displaystyle T_{\rm {eff}}}$ ${\displaystyle k_{0}^{2}=4\pi e^{2}n/k_{\rm {B}}T_{\rm {eff}}}$ ${\displaystyle k_{\rm {B}}T_{\rm {eff}}=n\partial \mu /\partial n}$ ${\displaystyle T_{\rm {eff}}}$

$${\displaystyle {T_{\rm {eff}} \over T}={4 \over 3\Gamma (1/2)}{(E_{\rm {F}}/k_{\rm {B}}T)^{3/2} \over F_{-1/2}(\mu /k_{\rm {B}}T)}.}$$

${\displaystyle k_{\rm {B}}T\gg E_{\rm {F}}}$ ${\displaystyle T_{\rm {eff}}=T}$ ${\displaystyle k_{\rm {B}}T\ll E_{\rm {F}}}$

$${\displaystyle k_{\rm {B}}T_{\rm {eff}}=(2/3)E_{\rm {F}}.}$$

$${\displaystyle k_{\rm {B}}T_{\rm {eff}}=\left[(k_{\rm {B}}T)^{p}+(2E_{\rm {F}}/3)^{p}\right]^{1/p},}$$

^[2] ${\displaystyle p}$ ${\displaystyle k_{\rm {B}}T/E_{\rm {F}}}$ ${\displaystyle p=1.8}$

En la temperatura efectiva dada anteriormente, la temperatura se utiliza para construir un modelo clásico efectivo. Sin embargo, esta forma de temperatura efectiva no recupera correctamente el calor específico y la mayoría de las demás propiedades del fluido de electrones finitos, incluso para el gas de electrones que no interactúa. Por supuesto, no intenta incluir efectos de interacción electrón-electrón. Se ha proporcionado una forma simple para una temperatura efectiva que recupera correctamente todas las propiedades funcionales de densidad incluso del gas de electrones que interactúa , incluidas las funciones de distribución de pares en valores finitos , utilizando el modelo clásico de cadena hiperred ( CHNC ) del mapa fluido de electrones. Eso es ${\displaystyle T}$ ${\displaystyle T}$

$${\displaystyle {\frac {T_{\rm {eff}}}{E_{\rm {F}}}}=\left({\frac {T^{2}}{E_{\rm {F}}^{2}}}+{\frac {T_{q}^{2}}{E_{\rm {F}}^{2}}}\right)^{1/2}}$$

${\displaystyle T_{q}}$

$${\displaystyle {\frac {T_{q}}{E_{\rm {F}}}}={\frac {1}{a+b{\sqrt {r_{\rm {s}}}}+cr_{\rm {s}}}}}$$

a = 1,594b = −0,3160c = 0,0240radio de Wigner-Seitz ${\displaystyle r_{\rm {s}}}$ ${\displaystyle n}$5.291 77 × 10 ⁻⁹  cm

$${\displaystyle r_{\rm {s}}=\left({\frac {3}{4\pi n}}\right)^{1/3}.}$$

^[3][4] ${\displaystyle r_{\rm {s}}\approx 1}$ ${\displaystyle r_{\rm {s}}}$ ${\displaystyle T=0}$ ${\displaystyle 2E_{\rm {F}}/3}$

Ver también

• Ecuación de Thomas-Fermi

Referencias

1. NW Ashcroft y ND Mermin, Física del estado sólido (Thomson Learning, Toronto, 1976)
2. Stanton, Liam G.; Murillo, Michael S. (8 de abril de 2016). "Transporte iónico en materia de alta densidad energética". Revisión física E. 93 (4). Sociedad Estadounidense de Física (APS): 043203. Bibcode : 2016PhRvE..93d3203S. doi : 10.1103/physreve.93.043203 . ISSN  2470-0045. PMID  27176414.
3. Yu Liu y Jianzhong Wu, J. Chem. Física. 141 064115 (2014)
4. François Perrot y MWC Dharma-wardana, Phys. Rev. Lett. 87 , 206404 (2001)