金属电导理论

Boltzmann方程的理解： 左边两项称漂移项（drift term)， 右边的项称为碰撞项（collision term）或散射项（scattering)
按照半经典模型：
dr 1 n ( k ) k En ( k ) dt dk F e E ( r , t ) n (k ) B( r , t ) dt
K
K
2
2 2nk B EF T
3m *
—— Wiedemann－Franz定律

2 kB
T 3 e
这里虽得出了和自由电子论相似的结果，但意义是不同的。
公式中出现的
f 0 E
表明贡献主要来自费米面附近的电子，
影响电导率的主要是费米面附近的形状。因此电导率的表达 式中，有效质量替代了电子真实质量，弛豫时间更准确地 表 E
因此稳态时，分布函数不显含时间，左边第一项为零：
f f f r k —— Boltzmann方程 r k t coll
其中碰撞项的表示比较复杂，根据量子力学可以写出：
f ( r, k , t ) k ', k f (k ') 1 f (k ) k , k ' f (k ) 1 f (k ') t coll k '
ne2 m*
2 1 2 vz v 3
通常采用逐步逼近法求解 Boltzmann 方程，
e f f0 k f (k )

f0 f1
f1 f2
fn
fn+1
具体方法见黄昆书 p297-300，阅读时要注意符号的变动。
f t
0
df 且 0 dt
f f 0 t d t c
漂移项代表不考虑碰撞时，r，k，t 处的电子来自于
r-dr，k-dk，t-dt。
f (r , k , t ) f (r rdt, k kdt, t dt )
1 v ( k ) E ( k ) n k n
f0 对电流没有贡献。我们可以简单
f1 来描述非平衡态对电流的贡献：
vf dk 2
3 1
J
2e
原则上，晶体的电导率是一个张量，为了方便，我们假 定能带是各向同性的，具有抛物线形状，且让电场明确 沿 z 方向（只积分 vz ），可以给出：（见冯书p229）
f 0 d EF dT E f f0 vx k e T E dT T dx T
分别代入电流密度和热流密度的表达式中，再根据电 导率和热导率的定义，可求得 电导率：
ne 2 EF m*
热导率：
1 1 2m * N ( EF ) 3 2 ( EF ) 2 2 3 2
则有：
f f f f f (r , k , t ) f (r , k , t ) dt r dt k dt dt t r k t coll f f f f r k t r k t coll
对 t 积分得到的解是：
f t f f 0 t
t f t 0 exp
所以，弛豫时间 大致就是系统恢复平衡所用的时间。 于是，Boltzmann方程可简化为
e f f0 k f (k )

这个方程的解就是在电场
存在碰撞时：
f f (r , k , t ) f (r r dt , k k dt , t dt ) dt t coll
可以展开 f 保留到 dt 的线性项得：
f f f f (r r dt , k k dt , t dt ) f (r , k , t ) dt r dt k dt t r k
7.1 分布函数和 Boltzmann方程 7.2 弛豫时间近似和电导率公式 7.3 金属电阻率的微观机制
7.1 分布函数和 Boltzmann方程
（参考黄昆书6.3节p290） 处于平衡时，电子的分布遵从 Fermi－Dirac 统计，
f0 1 E k exp 1 k BT
一个广泛应用的近似方法是弛豫时间近似，碰撞项可以 表示为： f f0 f ( r, k , t ) ba t (k ) coll
其中： f0 为处于平衡态时的Fermi－Dirac分布函数， (k) 是引入的参量，定义为弛豫时间，是 k 的函数。 这个假设的根据是考虑到碰撞促使系统趋于平衡态的 特点。若系统原来不平衡，即 t = 0时, f = f0+f (t = 0)， 在 t = 0 时撤去外场，若只有碰撞作用时， 对平衡的偏离 f (t = 0)应很快消失。关于弛豫时间近似的假设认为，碰 撞促使对平衡分布的偏差是以指数的形式消失，因为，只 有碰撞时： f f0 f t
df f f f dt t d t c t
f f f 为漂移项， t 为碰撞项， 为瞬变项 c t d t
当体系达到稳定时，分布函数 f 中不显含时间 t
置处在 r →r+dr 的体积元内，电子的状态处在 k → k+dk 范 围内单位体积的电子数为：
dn
2 8 3
f r,k, t d 3rd 3k
分布函数 f 随时间的改变主要来自两方面：一是电子在 外场作用下的漂移运动，从而引起分布函数的变化，这属于 破坏平衡的因素，称为漂移变化；另一个是由于电子的碰撞 而引起分布函数的变化，它是建立或恢复平衡的因素，称为 碰撞变化。因此，分布函数的变化率为：
F
述为费米面上电子的
。
公式中仍然留有电子总浓度 n ，但这来源于在 k 空间费 米面上的积分，并不像经典电子论那样意味着所有电子都参
与导电。
上述结果和自由电子论是一致的，只是 m* 取代了m 。
这说明在很多情况下，讨论金属问题使用零级近似——自由
电子近似是可以的，只需改用有效质量即可，第五章的公式 可以在很多场合继续使用：
本章思路：
金属载流子在外电场和温度梯度的驱动下会发生定向运 动，但他们同时也受到杂质、缺陷和晶格振动的散射，两种 因素相互竞争、最终达到平衡，从而形成稳态的输运现象。 我们采用半经典的 Boltzmann 方程及其弛豫时间近似作为处 理固体输运性质的基础。 采用半经典理论框架来处理本质上是量子力学多粒子系 统的行为，显然是有局限性的，因而需要更彻底的量子多体 理论来处理，但这类理论的具体计算比较复杂，要采用多体 Green函数，且只有在少数典型情况下取得了实用的结果， 这些结果大体验证了更加直观的上述半经典方法的可靠性， 因而在多数场合，我们更乐意使用 Boltzmann 方程来处理固 体输运现象。
均匀体系与 r 无关。
其中E = En(k)， EF 。在有外场（如电场、磁场或 温度梯度场）存在时，电子的平衡分布被破坏，在散射 比较弱的情况下，类似于气体分子运动论，我们可以用
由坐标 r 和波矢 k 组成的相空间中的半经典分布函数
f (r, k, t) 来描述电子的运动。
分布函数 f (r, k, t)的物理意义是，在 t 时刻，电子的位

k f (k ) b a
简化后，玻尔兹曼方程仍是一个微分-积分方程，碰 撞项（ b – a ）的积分中还包含有未知的分布函数，在一 般情况下，该方程得不到简单的解析形式解，要采用近似 方法才行。（关键是碰撞项的积分求解困难很大)
e
7.2 弛豫时间近似和电导率公式 （参考黄昆书6.4节p296）
第七章
金属电导理论
金属电导问题虽然第 5 章已有讨论，但比较粗浅，首先, 实际晶体中传播的电子受周期势场影响，以前做自由电子处 理本身就是一种近似，它不能解释晶体中电子具有很长自由 程的事实。
按能带论观点，在严格的周期势场中，电子可以保持在 一个本征态中，具有一定的平均速度且不随时间而改变，这 相当于有无限长的自由程。实际自由程之所以有限，是热振 动等原因使晶体势场偏离严格周期性的结果，所以能带论不 仅解决了上述困惑，而且为处理电子运动以及电子自由程的 问题提供了新的基础，可以解释电阻率温度关系。
代表单位时间内因碰撞进入（r,k）处相空间单位体积内
的电子数。 (k ', k ) 代表单位时间内从 k’ 态进入 k 态的 几率。该式考虑了泡利不相容原理。
d3k a f k 1 f k k, k 8 3 k
代表了单位时间内由于碰撞而离开（r,k）处单位体积的 电子数。
Boltzmann方程就是从能带结构出发，利用这些关系，将
碰撞的作用与分布函数相联系，成为处理固体中输运现
象的出发点。
玻尔兹曼方程中的漂移项和碰撞项示意图：图中的点子代表 一种自旋的电子，显示了因为漂移和碰撞两种因素恰好平衡 的情形。
见方俊鑫 书p287
下面我们讨论一维定态的导电问题时（比如一根均匀 导线内的情形），分布函数和位置 r 无关，第一项为零， 又因为： dk e 是电场强度 dt 玻尔兹曼方程可以简化为：
其次，在自由电子论讨论电导问题时使用了一个忽略 电子碰撞细节的弛豫时间近似。在这个近似中假定电子在 外场中的非平衡分布对于电子碰撞的几率，以及碰撞后电 子的分布没有任何影响。尽管这个假定对于简化问题非常 有用，但我们可以很容易就看到其中的问题。因为既使是 在独立电子近似下，电子的分布对于电子碰撞几率和碰撞 后电子的分布都会有至关重要的影响。因为根据泡利不相 容原理，被碰撞的电子只可能跃迁到空态上，这就限制了 碰撞的发生。此外，碰撞前电子的分布形式也限定了碰撞 后电子的可能分布形式，所以具有不同能带结构的不同金 属，它们的电阻率会相差很大。
总之，我们要在能带论的基础上重新处理电导问题。 按照能带论，晶体中电子速度为： 1 n (k ) k En (k )
晶体中的电子是按能带分布的，处于不同能带、不同
状态的电子有着不同的速度（波包速度），所以它们对电导
的贡献是不同的，只有建立起能够确定外场作用下非平衡分 布函数的半经典方程—— Boltzmann 方程后才有可能处理好 金属电导问题。 除去电导以外，晶体的许多重要性质，如热导、热电 效应、电流磁效应等与电子的输运过程有关的性质也和上 述分析一样，需要在能带论基础上重新考虑。所以本章给 出的结果对输运过程有普遍意义。
k ', k , k , k ' 分别是电子从 k’态到 k 态，或者
反之的跃迁几率。
或者表示为:
v r f k k f b a
（黄昆书6-52式p296）
3 d 其中： b f k 1 f k k, k k 3 8 k
百度文库
存在时定态的分布函数 f 。
可以认为非平衡的稳态分布相对于平衡分布偏离很小，
f f 0 f1
这里
f1 是一个小量，采用一级近似

上式简化为： e f ( k ) f1 k 0
在等温条件下，在均匀静电场中，上式可以写作：
f 0 f1 e v E
平衡态分布函数 地采用一级项