固体物理14-金属电子理论
金属电子逸出功实验报告

金属电子逸出功实验报告篇一:《金属电子逸出功的测定》实验指导与报告要求1 《金属电子逸出功的测定》实验指导与报告要求一、电子发射 1、电子发射的分类:⑴、光电发射:靠光照射金属表面引起电子发射。
⑵、热电子发射:加热金属使其中大量电子克服表面势垒而逸出。
⑶、二次电子发射:靠电子流或离子流轰击金属表面产生电子发射⑷、场效应发射:靠外加强电场引起电子发射 2、热电子发射⑴、无线电电子学的基础⑵、真空管中从通电加热的金属丝阴极表面逸出电子的现象二、实验目的和要求1、了解热2、掌握逸出功的测量方法。
2、学习一种数据处理方法。
V三、金属电子逸出功的测定原理简述 1、真空二极管的结构a) 阴极K 通以电流 If 加热b) 阳极A上加以正电压,在连接这两个电极的外电路中将有电流 Ia 通过2、金属电子逸出功⑴金属中电子能量分布根据固体物理学中金属电子理论,金属中传导电子的能量分布按费米-狄拉克(Fermi-Dirac)分布,即:dN=dW314π223(2m)WeW-WFkT+1式中WF称费米能级。
c) 金属-真空界面表面势垒曲线 (x为电子距离金属表面的距离) d) 逸出功定义:E0?Eb?EF?eV⑵、根据费米-狄拉克能量分布公式,可以推导出热电子发射公式,称里查逊-杜什曼(Richardson-Dushman)公式。
I=ASTe式中:I-热电子发射的电流强度(A) S-阴极金属的有效发射面积(cm2) k-玻尔兹曼常数 T-绝对温度eV-金属的逸出功A-与阴极化学纯度有关的系数2-eVkT3、肖脱基效应I=AST2eeΦkT式中的I是不存在外电场时的阴极热发射电流。
无外场时,电子不断地从阴极发射出来,在飞向阳极的途中,必然形成空间电荷,空间电荷在阴极附近形成的电场,正好阻止热电子的发射,这就严重地影响发射电流的测量。
为了消除空间电荷的影响,在阳极加一正电压,于是阳极和阴极之间形成一加速电场Ea,使电子加速飞向阳极。
固体物理中的电子结构与能带理论

固体物理中的电子结构与能带理论在固体物理学中,电子结构与能带理论是研究固体材料中电子的行为和性质的重要理论。
通过理解电子结构和能带理论,我们可以深入了解固体材料的导电性、磁性、光学性质等,并为材料设计和应用提供基础。
一、电子结构电子结构是指描述固体材料中电子分布和能级的方式。
根据波尔模型,原子中的电子分布在不同的能级上,而在固体中,原子之间的相互作用会导致电子能级的改变。
在经典物理学中,电子的行为可用经典力学描述,但是在固体中,电子的波动性变得显著,因此需要引入量子力学的概念。
量子力学中的薛定谔方程描述了电子在固体中的行为。
根据波粒二象性,电子既可以被视为粒子,也可以被视为波动。
薛定谔方程描述了电子波函数的演化,并通过解方程得到电子的能级和波函数。
电子结构的计算方法有多种,如密度泛函理论(DFT)、紧束缚模型等。
二、能带理论能带理论是解释固体材料中电子能级分布的重要理论。
它基于电子在固体中的周期性势场中运动的性质。
根据布洛赫定理,电子波函数可以表示为平面波和周期函数的乘积形式。
在周期势场中,电子波函数满足布洛赫定理的条件。
根据能带理论,固体中的电子能级可以分为禁带和能带。
禁带是指电子不能占据的能级范围,而能带是指电子可以占据的能级范围。
能带又可以分为价带和导带。
价带是指电子占据的能级范围,而导带是指电子可以自由运动的能级范围。
固体材料的导电性质与其能带结构密切相关。
对于导体,导带中存在自由电子,电子可以在导带中自由移动,导致材料具有良好的导电性。
对于绝缘体,导带与价带之间存在较大的能隙,电子不能跃迁到导带中,导致材料具有较差的导电性。
对于半导体,导带与价带之间的能隙较小,可以通过施加外界电场或提高温度来激发电子跃迁,从而改变导电性。
能带理论还可以解释固体材料的光学性质。
在能带中,电子跃迁可以吸收或发射光子。
固体材料的能带结构决定了其能量吸收和发射的范围,从而影响其光学性质。
例如,带隙较小的材料通常对可见光具有较好的吸收和发射能力,因此在太阳能电池等领域有广泛应用。
第五章:金属的电子理论

dN ( E ) 3 2me 2 dE 2
3/ 2
3/ 2
E1/ 2
V 3 2
V 2me 2 2 2 3N ( E ) 2E
E1/ 2
DOS: number of electrons/unit energy in a range E ~ E + dE
自由电子模型总结
• 即使在金属中,传导电子的电荷分布( charge distribution)收到 离子芯强烈静电势的影响。因此,自由电子模型描述传导电子的运 动特性(kinetic properties)最为合适。传导电子与离子之间的相 互作用将在能带理论中讨论。 • 最简单的金属是碱金属:Li, Na, K, Rb, Cs。在这些单价金属中,N 原子构成的晶体有N 个电子和N 个正离子。 • 自由电子模型产生于在量子理论建立之前。经典Drude模型成功导 出欧姆定律(Ohm’s law),以及电导和热导的关系。但是,由于 使用了Maxwell经典统计分布,它不能解释比热容(heat capacity) 和磁化率(magnetic susceptibility )。后来Sommerfeld在量子理 论基础上重建了该模型。
~ 10eV
1/ 3 2 pF kF 3 N ~ 108 cm / sec vF V me me me
2/3 2 2 2 EF 2 3 N ~ 105 K TF kF kB 2me kB 2me kB V
态密度(Density of states, DOS)
L N (E) 2 2
dN ( E ) L 2me 1 N ( E ) 2me E , D( E ) dE E 2
固体物理(第11课)金属电子论和索末菲模型解读

V
2 3
k被限制在第一布里渊区
k
2
nx
I
2
V
ny
J
2
nz
K
L
L
L
2 a
2
Na
2 a
kz
2
Γ
a
kx
2
a
ky
2
Na
k
2
nx
I
2
ny
J
2
nz
K
L
L
L
L Na1 L Na2 L Na3
k空间 波矢空间 倒易点阵
b3 N3
b2 N2
b1 电子具有的波长 N1 k L L L 2 nx ny nz
独立电子:电子之间无相互作用 自由电子:近似于自由电子,即单电子近似。 忽略离子作用,不考虑碰撞,忽略晶格周期场。 引入了泡利不相容原理 服从费米-狄喇克统计分布 根据量子力学的波动现象,电子的波函数满足自由 电子的薛定谔方程。
平均势能为能量零点,电子处于无限深度的势阱内, 需作功才能逸出,电子的运动满足薛定谔方程。
波与晶面垂直。
➢可见金属晶体边长L是电子波长的l倍,这里采用了波恩
-卡门周期性边界条件。 ➢驻波一定要求格波在边界处为0,相比之下,波恩-卡门 周期性边界条件是一种行波,比驻波的要求更加宽松。
5.2 索末菲自由电子论
前提:1925年1月,物理学家泡利提出了不相容原理:一 切由自度等于半整数的粒子——费米子组成的系统中, 不能有两个或两个以上的粒子处于完全相同的状态。
晶格常数为a 的简立方
a
晶格常数b为2π/a
的倒易格点。
b对应面间距。
最大的 k,对应波
b V
晶体中的电子状态

nx、ny、nz取零、正负整数 <
三.能态密度
一组量子数 (nx、ny、nz) 确定
kx、ky、kz (电子的某个状态)
1.K 空间
以波矢 K 的三个分量为坐标轴组成的空间 <
2.K 空间的状态密度(用驻波解)
kx
nx
L
相邻状态点的间隔
ky
ny L
kz
nz L
L
每个点占有的体积
3 L3
单位体积的状态数(状态密度)
L3 V 3 3
3.等能面
E
2k2 2 2m 2m
kx2
k
2 y
kz2
kx2
k
2 y
kz2
2mE
2
(1)在K 空间中,能量为定值的等能面
是个球面,半径为 2mE
<
(2)落在球面上的状态点具有相同的能量。
(3)等能面所包含的体积
4
3
(
2mE
2
)
3
2
4.能态密度
能量0 E之间的状态数G
G V 4 ( 2mE )32
波函数:
1( x) Axeikxx
2 ( y) Ayeiky y
3 (z) Azeikz z
(x、y、z) Aei(kxxky ykzz)
行波
<
能量:
eikxL 1
kx L 2nx
kx
2nx
L
同样:
ky
2ny L
kz
2nz L
2
E 2m
kx2
k
2 y
k
2 z
2 2 2
mL2
nx2 ny2 nz2
经典自由电子论

2 m
2 T eΒιβλιοθήκη 2 3k Bne 2 2m
3.1.3 Drude模型的局限
Drude模型最成功之处在于解释了维德曼-弗兰茨定律。 与很多更精致、更复杂的理论得出的值相差不多。 但后来固体物理证明,Drude模型关于维德曼-弗兰茨 定律的证明是建立在两个大错误的互相抵消上,即室 温下的电子比热容高估了100倍,而电子的平均速度 低估了100倍。 电子热容问题:比热和温度无关,结果过大(100倍) 电导率与温度的关系T1/2(实际上T) 不能解释一、二价金属的导电能力的问题。
第2章 金属电子理论 (固体电子理论)
3.1 经典自由电子论
引言
为什么研究固体从金属开始? 自然界最基本的物质状态之一,元素周期表中 有2/3的元素属于金属。应用广泛(电导、热 导、光泽、延展),当时对金属的了解比其它 固体多。
当时人们对金属的了解有多少? 有良好的导电,导热性能 有较好的延展性和可塑性 维德曼-弗兰茨定律(Wiedemann-Franz law)
1 j nvx T x vx T x vx 2 d dT d 1 nvx x 2vx dT dx dx 2 d 3 dT 2 cv nvx cv kB dT 2 dx
1 1 eE vd vd a 2 2 2m
电流密度——单位时间内通过单位面积的电荷量。
ne 2 E nevd 2m 2 ne j E, 2m
电导率
其中,n为单位体积内的电子数(电子浓度),m为电子 质量,e为电子电荷量。 欧姆定律
固体物理第二章金属自由电子论

u为平均附加速度: v
v :电场附加给电子的平均速度(平均附加速度)。?? 10
考虑某一个电子,从上次碰撞发生起,有t时间的行 程。如果无外电场,其速度为v0。根据特鲁德模型德假 设,碰撞后电子出现的方向是随机的,因此v0将对总体 的电子平均速度毫无影响,即:
v0 0
但在外电场存在条件下,在上一次碰撞后立即附加
上一个速度:
eEt vt m
(E为外加电场,m为电子质量)。因此电子平均速度 只是由各电子的附加速度取平均获得。
vv0vt
eE
m
t2 t1
11
欧姆定律E=j ,其中E为外加电场强度、为电阻率、j 为电流密度。
成功用微观量解释了宏观量!
12
特鲁德模型的其他成功之处
Nat. Photon. 1, 641, 2007
EF0 ~ 几个eV
定义 Fermi 温度:
TF
E
0 F
kB
物理意义:设想将EF0转换成热振动能,相当于多高温度 下的振动能。
金属:TF: 104 ~ 105 K 36
一些金属元素费米能与费米温度的计算值
元素
Li Na K Rb Cs Cu Ag Au Be
EF0 (eV) 4.72 3.23 2.12 1.85 1.58 7.00 5.48 5.51 14.14
怎么求dN! 接下来问题就来了! dU EdN
Here comes the problem U EdN
16
§2.2 Sommerfeld的自由电子论
核心问题
怎么求dN!
对于理想气体貌似有某个方法 对于dV范围内的分子数为: dN=dV内分子密度×dV
对于dE范围内的:
固体物理金属电子论一

1
第一节 德鲁特电子气模型及复 习
2
德鲁特电子气模型
金属具有下列性质 • 电的良导体 • 热的良导体 Question:Why? 德鲁特于1900年提出了关于金属电子运动的
经典模型。
3
鲁特认为,金属中的原子在形成金属时,原来封闭的内层电子(芯电子)仍然被 束缚在一起与原子核形成原子实。原子实在金属中形成长程的周期性结构。封闭 壳层外的电子(价电子)受原子核束缚较弱,可以自由移动,德鲁特将其称为自 由电子气系统。而金属中的导电、导热特性就由价电子确定。电子气的特征参量 可作如下估算: 1)价电子浓度。设金属原子原子量为A,密度为 ,每个原子提供Z个传导电 子;则每立方厘米价电子数n为
54
从该公式中我们发现杂质散射与晶格散射最大的不同是,杂质散 射的弛豫时间与温度无关。即使温度为零,杂质散射以及由杂质 散射引起的电阻仍然存在。
55
第七节 金属的热导率和热电势
本节将讨论金属的导热能力。我们知道,材料的导热性有两个方 面的贡献,一是由于晶格振动引起的声子传热,二是材料中的自 由电子导热。由于绝缘体的导热能力比金属差很多,我们可以预 期金属较强的导热能力是由传导电子引起的。因而本节主要考虑 金属中电子的热导率。
程中电子能量是守恒的。然而该过程中电子动量不守恒,守恒的是
电子加声子的总动量(对于N过程)。
51
现在我们估算A的值。
52
杂质散射
杂质散射的讨论比较简单,很多教材有很好的介绍。我们这里仅举 例讨论一下杂质散射,其思想可以推广到一般的情况。
53
设杂质浓度为ns。一般地,杂质的浓度是很小的,因而电子受杂 质散射时,可以合理的假定每次只和一个杂质原子发生相互作用, 也就是说电子受杂质的散射是独立的。 我们同时假设杂质原子是固定的原子,因而电子每次散射时能量 守恒。同时,杂质可以由一个静态势U(r)描写。
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成功的解释了金属的电导。
几年之后Lorentz 又假定自由电子的运动速度服从MaxwellBoltzman分布, 由此解释了Wiedemann-Franz 定律。这些成功使自 由电子模型得到承认。虽然之后发现经典模型并不能解释金属比热、 顺磁磁化率等多种金属性质,不过这些困难并不是自由电子模型本 身造成的,而是采用经典气体近似所造成的。改用自由电子的量子 理论后,上述困难得到了圆满解决。因此自由电子模型成为固体理
U R E R ' E E
0 F6
R" E k T
0 F B
2
对自由电子
2 k T 0 B 1 EF EF E0 12 F
R ' E EN E ~ E 3 / 2
2
N个电子在k空间填充半径为 kF 的球,球内包含的状态数恰好 为N,
2
2 3
V
4 3 kF N 3
1/ 3
3 N k F 2 8 V
1/ 3
3 1/ 3 2 n 8
1/ 3
几个重要概念:
EF
费米球:自由电子在k 空间的填充方式 费米面:基态时k空间中电子占据与非占据的 分界面。 费米能EF:费米面对应的能量 费米动量:费米面对应的动量(费米球的半径)
电导是电场驱动的,热导是温度驱动的!
Hall效应
将一通电的导体放在磁场中,若磁场方向与电流方向垂直, 那么,在第三个方向上会产生电位差,这种现象称为Hall 效应。
在如下图所示装置下,导体中电荷e 受的洛伦兹力 FB ev B 受到的电场力为 平衡条件下:
FE eE
FE FB 0
2 2kB n
3m
T
k m 2 E vF 2m 2
0 F
2
2 F
CV N
2 k BT
k ~ T 0 B 2 EF
假设电导与热导有相同的弛豫时间
Wiedemann–Franz law
ne 2 * m
2
2 2kB n
3m
T
1 k B 8 -2 2.45 10 W K T 3 e
只有费米面附近的电子才能被激发到高能态,即只有|E-EF |
~ kBT的电子才能被热激发,而能量比EF低几个kBT的电子则仍被 Pauli 原理所束缚,其分布与T=0K 时相同。
费米能级的确定
T=0 K 自由电子
N
0 EF
0
N E dE
V N (E) 2 2
N C
0 EF
0
P 278-282
f E
1 e E / k BT 1
对近自由电子
2 k T 0 B 1 EF EF E0 12 F
费米面随温度升高略有降低!
2
0 K时电子的总能量:
V N (E) 2 2
E0 F
0 0 数目为 N E F k BT ,总激发能为 N EF k BT 2 。
CV
3 3 N E
0 F
2
0 2 N EF kB T ~ T
N 0 2 EF
CV N
2 k BT
k 0 B 2 EF
CV N
2 k BT
自由电子的波函数
k x
1 V
e ik x
1. 自由电子的能态密度
2k 2 E k 2m
能量色散关系
在 k 空间中,能量为E的等能面是半径为 在球面上
k
dE 2 k k E dk m
2 mE 的球面,
(对给定E 是常数)
V N (E) 4 3
2m 2
3/ 2
E 1/ 2
5/ 2
U0
E0 F
0
EN E dE C
0
E
3/ 2
2 0 dE C E F 5
2C 0 3 / 2 1/ 2 3 0 NU C E dE EF 带入到费米能的表达式: nE 0 F 0 3 5
即:
dS V m V 2 4k 3 2 k E 4 k 2 2
2m 2
3/ 2
E 1/ 2
N ( E ) ~ E 1/ 2
2、费米面 电子是费米子,满足Pauli 不相容原理。在固体中,它们基态 的填充方式是由低能级向高能级填充。
例:自由电子气:
2k 2 E k 2m
当存在恒定电场时,电子在电场的作用下沿电场的反 方向作加速运动:
dk 1 e E k E k B dt
k t eEt /
这表明,在电场作用下,整个 电子分布将在k空间沿电场的 反方向移动。所以,费米球的 球心将偏离原点位置,从而使 原来对称的分布偏向一边,这 样就有一部分电子对电流的贡 献不能被抵消,而产生宏观电 流。
H BRH
Ey jx
被称为Hall电阻(Hall resistance),或磁阻。
金属的功函数和接触电势 真空能级是指电子处在离 开金属表面足够远的某一 点上的静止能量。 功函数是费米面能级到真 空能级之差:
W E E F
功函数一般为几个eV。电子 热发射的几率:
j AT 2 e
e B z Ex m
E v B
Ey
Hall 系数: RH
2
Ey j x Bz
假设弛豫时间 是一个常数
e B z Ey Ex m
负数—电子 正数—空穴
因为
ne jx Ex m
1 RH ne
Hall系数只与载流子浓度相关,是测量载流子浓度与符号的重 要手段。
0 EF
显然,即使在绝对零度,电子仍有相当大的平均动能。这与经典结 果是截然不同的。根据经典理论,电子的平均动能为:3kBT/2 ,当 温度T→0K 时,应为零。而根据量子理论,电子分布必须服从泡利 原理,即使在绝对零度也不可能所有电子都处于最低能量状态,计 算表明,T→0K 时电子仍有惊人的平均速度, v ∼ 106m/s
论研究一个成功尝试,是理解金属、特别是简单金属物理性质的有
力工具。
Wiedemann–Franz law: is the ratio of the electronic contribution of the thermal conductivity (κ) to the electrical conductivity (σ) of a metal, and is proportional to the temperature (T),i.e.,
dv k F * dt m
金属的热导率 当存在温度梯度时,可在金属中产生热流。当温度梯度较小时:
jQ T
κ是材料的热导率。负号表示热 总是由高温流向低温。
金属的热导率远远大于绝缘体的热导率,说明电子对热导的贡 献,远远大于声子的贡献。借用气体分子运动的结论,对自由 电子气,
1 1 cV vl cV v 2 3 3 (v ~ v F )
费米动量
kF
费米球
费米速度量
p F k F pF vF m
费米波矢
费米分布函数
f E
1 e E / k BT 1
在零温下:
1, f E 1/2, 0,
E E E
当T > 0时,电子热运动的能量~ kBT,在常温下kBT << EF 。因此,
有限温度时,电子的总能量:
U E f E N E dE
0
引入函数
R E E N E dE
E 0
表示能量E以下量子态被电子填满时的总能量
对总能量表达式分部积分得到:
U f E R E |
0
0
f R E dE E
W k BT
Richardon-Dushman公式
另一方面,电子由于碰撞而失去其定向运动。设电子相邻两次碰撞之 间的时间间隔为τ,且一旦发生碰撞,电子就完全失去其定向运动。 粗略假想,所有电子都在τ时间内同时发生碰撞,其结果使分布回到 平衡状态。可求出费米球心移动的距离为
eE k t
准经典近似下外场下电子的漂移速度:
eE vd k * m
2m 2
3/ 2
E 1/ 2
0
E
1/ 2
2C 0 dE EF 3
3/ 2
2 2 2 2 kF 0 2 3 2/3 EF 3 n 2m 2m
费米能级的确定
黄昆《固体物理》
T≠0 K 费米面的电子 占据数为 1/2
N f E N E dE
LT
Theoretically, the proportionality constant L, known as the Lorenz number, is equal to
L
kB
2
2
8 -2 2.44 10 WK 3 e
金属自由电子气 既然Drude 模型在定性方面是正确的,那么问题的来源就是不 能把电子气看作是经典粒子,不应服从Maxwell-Boltzman 经典 统计规律,而应该服从量子统计规律。1927年,Sommerfeld应 用量子力学重新建立了自由电子论,正确地解释了金属的大多 数性质,使自由电子论成为解释金属物理性质的一个方便而直