Экранирование электрического поля - Electric-field screening

Смотрите также: Электромагнитное экранирование

В физика, скрининг затухание электрические поля вызвано наличием мобильного обвинять перевозчики. Это важная часть поведения носителей заряда. жидкости, например, ионизированные газы (классические плазма ), электролиты, и носители заряда в электронных проводниках (полупроводники, металлы ) .В жидкости при заданном диэлектрическая проницаемость ε, состоящий из электрически заряженных составляющих частиц, каждая пара частиц (с зарядами q₁ и q₂ ) взаимодействовать через Кулоновская сила так как

${\displaystyle \mathbf {F} ={\frac {q_{1}q_{2}}{4\pi \varepsilon \left|\mathbf {r} \right|^{2}}}{\hat {\mathbf {r} }}}$,

где вектор р - взаимное расположение зарядов. Это взаимодействие усложняет теоретическое рассмотрение жидкости. Например, наивный квантово-механический расчет плотности энергии основного состояния дает бесконечность, что неразумно. Сложность заключается в том, что, хотя кулоновская сила убывает с расстоянием как 1 /р ², среднее количество частиц на каждом расстоянии р пропорционально р ², предполагая, что жидкость достаточно изотропный. В результате флуктуация заряда в любой точке оказывает существенное влияние на больших расстояниях.

В действительности эти дальнодействующие эффекты подавляются потоком частиц в ответ на электрические поля. Этот поток уменьшает эффективный взаимодействие между частицами до ближнего «экранированного» кулоновского взаимодействия. Эта система соответствует простейшему примеру перенормированного взаимодействия (см. Разделы 1.2.1 и 3.2. ^[1]).

В физика твердого тела, специально для металлы и полупроводники, то экранирующий эффект описывает электростатическое поле и кулоновский потенциал ион внутри твердого тела. Как электрическое поле ядро восстанавливается внутри атома или иона за счет защитный эффект, электрические поля ионов в проводящих твердых телах еще больше уменьшаются за счет облака электроны проводимости.

Описание

Рассмотрим жидкость, состоящую из электронов, движущихся на однородном фоне положительного заряда (однокомпонентная плазма). Каждый электрон обладает отрицательным зарядом. Согласно кулоновскому взаимодействию отрицательные заряды отталкиваются друг от друга. Следовательно, этот электрон будет отталкивать другие электроны, создавая вокруг себя небольшую область, в которой меньше электронов. Эту область можно рассматривать как положительно заряженную «экранирующую дыру». Если смотреть с большого расстояния, это экранирующее отверстие создает эффект наложенного положительного заряда, который нейтрализует электрическое поле, создаваемое электроном. Только на малых расстояниях, внутри дырочной области, можно обнаружить поле электрона. Для плазмы этот эффект может быть выражен ${\displaystyle N}$расчет кузова (см. раздел 5 ^[2]). Если фон состоит из положительных ионов, их притяжение интересующим электроном усиливает вышеуказанный механизм экранирования. В атомной физике эффект Германа существует для атомов с более чем одной электронной оболочкой: защитный эффект. В физике плазмы экранирование электрического поля также называется экранированием Дебая или экранированием. На макроскопических масштабах проявляется оболочкой (Дебая ножны ) рядом с материалом, с которым плазма контактирует.

Экранированный потенциал определяет межатомную силу и фонон соотношение дисперсии в металлах. Экранированный потенциал используется для расчета электронная зонная структура из большого разнообразия материалов, часто в сочетании с псевдопотенциал модели. Эффект экранирования приводит к независимое электронное приближение, что объясняет предсказательную силу вводных моделей твердых тел, таких как Модель Друде, то модель свободных электронов и модель почти свободных электронов.

Теория и модели

Первое теоретическое рассмотрение электростатическое экранирование, из-за Питер Дебай и Эрих Хюкель,^[3] имел дело с неподвижным точечным зарядом, погруженным в жидкость.

Представьте себе жидкость из электронов на фоне тяжелых положительно заряженных ионов. Для простоты мы игнорируем движение и пространственное распределение ионов, аппроксимируя их как однородный фоновый заряд. Это упрощение допустимо, поскольку электроны легче и подвижнее, чем ионы, при условии, что мы рассматриваем расстояния, намного превышающие расстояние между ионами. В физика конденсированного состояния, эта модель называется желе.

Экранированные кулоновские взаимодействия

Позволять ρ обозначить числовая плотность электронов и φ то электрический потенциал. Сначала электроны распределяются равномерно, так что в каждой точке есть нулевой общий заряд. Следовательно, φ также изначально является константой.

Теперь введем заряд с фиксированной точкой Q в происхождении. Связанный плотность заряда является Qδ(р), где δ(р) это Дельта-функция Дирака. После того, как система вернется в состояние равновесия, пусть изменение плотности электронов и электрического потенциала будет Δρ(р) и Δφ(р) соответственно. Плотность заряда и электрический потенциал связаны соотношением Уравнение Пуассона, который дает

${\displaystyle -\nabla ^{2}[\Delta \phi (r)]={\frac {1}{\varepsilon _{0}}}[Q\delta (r)-e\Delta \rho (r)]}$,

где ε₀ это диэлектрическая проницаемость вакуума.

Чтобы продолжить, мы должны найти второе независимое уравнение, связывающее Δρ и Δφ. Мы рассматриваем два возможных приближения, в соответствии с которыми эти две величины пропорциональны: приближение Дебая – Хюккеля, применимое при высоких температурах (например, классическая плазма), и приближение Томаса – Ферми, действующее при низких температурах (например, электроны в металлах).

Приближение Дебая – Хюккеля

Основная статья: Теория Дебая-Хюккеля

В приближении Дебая – Хюккеля^[3] мы поддерживаем систему в термодинамическом равновесии, при температуре Т достаточно высоко, чтобы частицы жидкости подчинялись Статистика Максвелла – Больцмана. В каждой точке пространства плотность электронов с энергией j имеет форму

${\displaystyle \rho _{j}(r)=\rho _{j}^{(0)}(r)\;\exp \left[{\frac {e\phi (r)}{k_{\mathrm {B} }T}}\right]}$

где k_B является Постоянная Больцмана. Возмущение в φ и раскладывая экспоненту до первого порядка, получаем

${\displaystyle e\Delta \rho \simeq \varepsilon _{0}k_{0}^{2}\Delta \phi }$

где

${\displaystyle k_{0}\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ {\sqrt {\frac {\rho e^{2}}{\varepsilon _{0}k_{\mathrm {B} }T}}}}$

Соответствующая длина λ_D ≡ 1/k₀ называется Длина Дебая. Длина Дебая - это фундаментальный масштаб классической плазмы.

Приближение Томаса – Ферми

Основные статьи: Скрининг Томаса – Ферми и Теория Линдхарда

В приближении Томаса – Ферми^[4] названный в честь Ллевеллин Томас и Энрико Ферми, система поддерживается на постоянном электронном химический потенциал (Уровень Ферми ) и при низкой температуре. Первое условие соответствует в реальном эксперименте поддержанию электрического контакта металла / жидкости с фиксированным разность потенциалов с земля. Химический потенциал μ это, по определению, энергия добавления дополнительного электрона к жидкости. Эта энергия может быть разложена на кинетическую энергию Т часть и потенциальная энергия -eφ часть. Поскольку химический потенциал остается постоянным,

${\displaystyle \Delta \mu =\Delta T-e\Delta \phi =0}$.

Если температура очень низкая, поведение электронов приближается к квантово-механический модель Ферми газ. Таким образом, мы приближаем Т кинетической энергией дополнительного электрона в модели ферми-газа, которая является просто Энергия Ферми E_F. Энергия Ферми для трехмерной системы связана с плотностью электронов (включая вырождение спина) соотношением

${\displaystyle \rho =2{\frac {1}{(2\pi )^{3}}}\left({\frac {4}{3}}\pi k_{\mathrm {F} }^{3}\right),\quad E_{\mathrm {F} }={\frac {\hbar ^{2}k_{F}^{2}}{2m}},}$

где k_F - волновой вектор Ферми. Переходя к первому порядку, находим, что

${\displaystyle \Delta \rho \simeq {\frac {3\rho }{2E_{\mathrm {F} }}}\Delta E_{\mathrm {F} }}$.

Подставляя это в приведенное выше уравнение для Δμ дает

${\displaystyle e\Delta \rho \simeq \varepsilon _{0}k_{0}^{2}\Delta \phi }$

где

${\displaystyle k_{0}\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ {\sqrt {\frac {3e^{2}\rho }{2\varepsilon _{0}E_{\mathrm {F} }}}}={\sqrt {\frac {me^{2}k_{\mathrm {F} }}{\varepsilon _{0}\pi ^{2}\hbar ^{2}}}}}$

называется волновым вектором экранирования Томаса – Ферми.

Этот результат следует из уравнений ферми-газа, который представляет собой модель невзаимодействующих электронов, тогда как жидкость, которую мы изучаем, содержит кулоновское взаимодействие. Следовательно, приближение Томаса – Ферми применимо только при низкой плотности электронов, так что взаимодействия частиц относительно слабые.

Результат: проверенный потенциал

Наши результаты приближения Дебая – Хюккеля или Томаса – Ферми теперь могут быть включены в уравнение Пуассона. Результат

${\displaystyle \left[\nabla ^{2}-k_{0}^{2}\right]\phi (r)=-{\frac {Q}{\varepsilon _{0}}}\delta (r)}$,

который известен как экранированное уравнение Пуассона. Решение

${\displaystyle \phi (r)={\frac {Q}{4\pi \varepsilon _{0}r}}e^{-k_{0}r}}$,

который называется экранированным кулоновским потенциалом. Это кулоновский потенциал, умноженный на экспоненциальный демпфирующий член, причем сила демпфирующего фактора определяется величиной k₀, волновой вектор Дебая или Томаса – Ферми. Обратите внимание, что этот потенциал имеет ту же форму, что и Потенциал Юкавы. Этот скрининг дает диэлектрическая функция ${\displaystyle \varepsilon (r)=\varepsilon _{0}e^{k_{0}r}}$.

Теория многих тел

Классическая физика и линейный отклик

Механический ${\displaystyle N}$телесный подход обеспечивает вместе получение эффекта экранирования и Демпфирование Ландау.^[2][5] Он имеет дело с единственной реализацией однокомпонентной плазмы, электроны которой имеют дисперсию скоростей (для тепловой плазмы должно быть много частиц в сфере Дебая, объем, радиус которого равен длине Дебая). Используя линеаризованное движение электронов в их собственном электрическом поле, мы получаем уравнение типа

${\displaystyle {\mathcal {E}}\Phi =S}$,

где ${\displaystyle {\mathcal {E}}}$ - линейный оператор, ${\displaystyle S}$ является источником члена из-за частиц, и ${\displaystyle \Phi }$ - преобразование Фурье-Лапласа электростатического потенциала. При подстановке интеграла по гладкой функции распределения дискретной суммы по частицам в ${\displaystyle {\mathcal {E}}}$, получается

${\displaystyle \epsilon (\mathbf {k} ,\omega )\,\Phi (\mathbf {k} ,\omega )=S(\mathbf {k} ,\omega )}$,

где ${\displaystyle \epsilon (\mathbf {k} ,\omega )}$ - диэлектрическая проницаемость плазмы или диэлектрическая функция, обычно получаемая линеаризованной Уравнение Власова-Пуассона (раздел 6.4 ^[6]), ${\displaystyle \mathbf {k} }$ - волновой вектор, ${\displaystyle \omega }$ это частота, а ${\displaystyle S(\mathbf {k} ,\omega )}$ это сумма ${\displaystyle N}$ исходные члены из-за частиц (уравнение (20) ^[2]).

С помощью обратного преобразования Фурье-Лапласа потенциал каждой частицы складывается из двух частей (раздел 4.1. ^[2]). Один соответствует возбуждению Волны Ленгмюра частицей, а второй - ее экранированный потенциал, как обычно получается линеаризованным вычислением Власова с использованием пробной частицы (раздел 9.2 ^[6]). Экранированный потенциал представляет собой указанный выше экранированный кулоновский потенциал для тепловой плазмы и тепловой частицы. Для более быстрой частицы потенциал изменяется (раздел 9.2 ^[6]). Подставляя интеграл по гладкой функции распределения для дискретной суммы по частицам в ${\displaystyle S(\mathbf {k} ,\omega )}$, дает выражение Власова, позволяющее рассчитать затухание Ландау (раздел 6.4 ^[6]).

Квантово-механический подход

В реальных металлах эффект экранирования более сложен, чем описано выше в теории Томаса – Ферми. Предположение, что носители заряда (электроны) могут реагировать на любой волновой вектор, является всего лишь приближением. Однако это энергетически невозможно для электрона внутри или на Поверхность Ферми реагировать на волновых векторах короче волнового вектора Ферми. Это ограничение связано с Феномен Гиббса, где Ряд Фурье для функций, которые быстро меняются в пространстве, не являются хорошими приближениями, если не сохраняется очень большое количество членов в ряду. В физике это явление известно как Колебания Фриделя и применяется как к поверхностному, так и к насыпному грохочению. В каждом случае чистое электрическое поле не спадает экспоненциально в пространстве, а скорее как обратный степенной закон, умноженный на колебательный член. Теоретические расчеты можно получить из квантовая гидродинамика и теория функционала плотности (ДПФ).

Рекомендации

1. Маккомб, W.D. (2007). Методы перенормировки: руководство для новичков (Перепечатано с исправлениями, Перепечатано под ред.). Оксфорд: Издательство Оксфордского университета. ISBN  978-0199236527.
2. Escande, D F; Эльскенс, Ив; Довейл, Ф (1 февраля 2015 г.). «Прямой путь от микроскопической механики к экранированию Дебая, затуханию Ландау и взаимодействию волны с частицами». Физика плазмы и управляемый синтез. 57 (2): 025017. arXiv:1409.4323. Bibcode:2015PPCF ... 57b5017E. Дои:10.1088/0741-3335/57/2/025017.
3. П. Дебай и Э. Хюкель (1923). «Теория электролитов. I. Понижение точки замерзания и связанные с ним явления» (PDF). Physikalische Zeitschrift. 24: 185–206. Архивировано из оригинал (PDF) на 2013-11-02.
4. Н. В. Эшкрофт и Н. Д. Мермин, Физика твердого тела (Thomson Learning, Торонто, 1976 г.)
5. Escande, D F; Doveil, F; Эльскенс, Ив (2016). "N-тело описание экранирования Дебая и затухания Ландау". Физика плазмы и управляемый синтез. 58 (1): 014040. arXiv:1506.06468. Bibcode:2016PPCF ... 58a4040E. Дои:10.1088/0741-3335/58/1/014040.
6. Николсон, Д. Р. (1983). Введение в теорию плазмы. Нью-Йорк: Джон Вили. ISBN  978-0471090458.

внешняя ссылка

• Фитцпатрик, Ричард (31 марта 2011 г.). "Дебай Шилдинг". Техасский университет в Остине. Получено 2018-07-12.