מודל דרודה

מודל דְרוּדֶה (Drude) הוא מודל פיזיקלי קלאסי המסביר התנהגויות שונות של מתכות, ובמיוחד מוליכות חשמלית ומוליכות חום. מודל זה מנבא את חוק אוהם ואת המוליכות הסגולית של מתכות, כמו גם תכונות תרמודינמיות שונות, כגון קיבול חום סגולי או מקדם קומפרסיביליות. המודל הוצע לראשונה בשנת 1900 על ידי הפיזיקאי הגרמני פאול דרודה (אנ'). מאוחר יותר הורחב המודל על ידי הנדריק לורנץ ועל ידי ארנולד זומרפלד שכלל בו אפקטים קוונטיים. השאלה מדוע חלק מהחומרים מוליכים חשמל וחום טוב יותר מאחרים הייתה שאלה פתוחה בפיזיקה של סוף המאה התשע עשרה. בשנת 1897 גילה ג'יי ג'יי תומסון את קיומו של האלקטרון, שהיווה מועמד טבעי לתפקיד נושא הזרם במתכות. שלוש שנים לאחר מכן פרסם פאול דרודה את המודל הפשטני שלו להולכה במתכות, שהוא למעשה יישום התורה הקינטית של הגזים (שהייתה כבר אז תורה מוצלחת מבחינת כח הניבויי שלה) עבור מתכות. חשוב לזכור כי מודל זה פותח בתקופה בה מבנה האטום לא היה ידוע (לפני מודל האטום של בוהר) ומכניקת הקוונטים עוד לא פותחה. המודל מנבא בהצלחה רבות מהתופעות הנצפות במתכות, וביניהן חוק אוהם, חוק ווידמן–פרנץ (אנ'), תדירות הפלזמה ועוד. עם זאת, המודל פשטני מאוד ואינו כולל אפקטים קוונטיים ולכן קיימים פערים רבים בין תחזיות המודל למדידות. על אף מגבלותיו, המודל משמש עד היום כבסיס אינטואיטיבי לדיון על מוליכות במתכות ויכול אף לשמש כמודל לחישובי אצבע. מודל דרודה מניח כי המתכת מורכבת מגז אלקטרונים הנעים על רקע של יונים נייחים. המודל מניח שניתן לתאר את תנועת האלקטרונים במתכת באופן קלאסי, ושהאלקטרונים מתנהגים כמו גז אידיאלי פרט להתנגשויותיהם עם היונים. באופן פורמלי הנחות המודל הן: המתכת מורכבת מיונים נייחים ומאלקטרונים חופשיים הנעים ביניהם (ראו איור). כל אלקטרון נע ללא אינטראקציה עם האלקטרונים האחרים, וללא אינטראקציה עם היונים פרט להתגשויות שמתרחשות באופן אקראי. בין ההתנגשויות האלקטרונים נעים אך ורק תחת השפעת שדות חיצוניים (מגנטיים או חשמליים) אם קיימים כאלה. בפרק זמן אינפיניטסימלי   d t {\displaystyle \ dt} ההסתברות שתתרחש התנגשות לאלקטרון מסוים היא   d t / τ {\displaystyle \ dt/\tau } , כאשר   τ {\displaystyle \ \tau } הוא קבוע שאינו תלוי במיקום, במהירות האלקטרון או בזמן שחלף מאז ההתנגשות הקודמת. במילים אחרות, ההתנגשויות של אלקטרונים הם תהליכים פואסוניים. ניתן להוכיח שמכך נובע כי הזמן הממוצע בין התנגשויות הוא   τ {\displaystyle \ \tau } . לאחר התנגשות, האלקטרון יוצא במהירות שכיוונה אקראי וגודלה נקבע על פי הטמפרטורה באזור ההתנגשות (על פי חוק החלוקה השווה). הזמן הממוצע בין ההתנגשויות,   τ {\displaystyle \ \tau } , הוא פרמטר מרכזי במודל. את   τ {\displaystyle \ \tau } ניתן להעריך על ידי τ = l v ¯ {\displaystyle \tau ={\frac {l}{\bar {v}}}} , כאשר   l {\displaystyle \ l} הוא המהלך החופשי הממוצע ו- v ¯ {\displaystyle {\bar {v}}} היא המהירות הממוצעת של האלקטרונים. קשה למדוד את   τ {\displaystyle \ \tau } במדויק. על פי הנחות המודל, המהלך החופשי הממוצע הוא מסדר הגודל של המרחק בין אטומים במתכת,   l ≈ 1 − 10 Å {\displaystyle \ l\approx 1-10\mathrm {\AA} } (כלומר בין 1 ל-10 אנגסטרם). את המהירות הממוצעת ניתן לקבל מחוק החלוקה השווה: . 1 2 m v ¯ 2 = 3 2 k B T ⇒ v ¯ = 3 k B T m {\displaystyle {\frac {1}{2}}m{\bar {v}}^{2}={\frac {3}{2}}k_{B}T\Rightarrow {\bar {v}}={\sqrt {\frac {3k_{B}T}{m}}}} עבור טמפרטורת החדר, מתקבל v ¯ ≈ 10 7 c m / s e c {\displaystyle {\bar {v}}\approx 10^{7}cm/sec} , ובסה"כ τ ≈ 10 − 14 − 10 − 15 s e c {\displaystyle \tau \approx 10^{-14}-10^{-15}sec} . כיום ידוע שהערכה זו רחוקה מהאמת, היות שהאלקטרונים אינם מצייתים להתפלגות הקלאסית של גז אידיאלי (התפלגות מקסוול בולצמן). זאת משום שאלקטרונים הם פרמיונים המוגבלים על ידי עקרון האיסור של פאולי, ולכן מצייתים להתפלגות פרמי דירק, המנבאת להם מהירות ממוצעת גבוהה בהרבה (בערך פי מאה). אחת ההצלחות של מודל דרודה הוא ניבוי הגרסה המיקרוסקופית של חוק אוהם J → = σ E → {\displaystyle {\vec {J}}=\sigma {\vec {E}}} עבור זרם ישר באופן הבא: נחשב את צפיפות הזרם J → {\displaystyle {\vec {J}}} במתכת. זו נתונה על ידי J → = n e v → d {\displaystyle {\vec {J}}=ne{\vec {v}}_{d}} , כאשר e מטען האלקטרון, n צפיפות האלקטרונים במתכת, ו- v → d {\displaystyle {\vec {v}}_{d}} המהירות הממוצעת של האלקטרונים (מהירות הסחיפה). בהיעדר שדה חשמלי חיצוני, תנועת האלקטרונים נקבעת אך ורק על ידי ההתנגשויות ולכן המהירות הממוצעת היא אפס (מכיוון שהמהירות אקראית, ולכן מתפלגת באופן אחיד בכל הכיוונים). כאשר מופעל שדה חשמלי חיצוני קבוע E → {\displaystyle {\vec {E}}} , האלקטרונים ינועו בין ההתנגשויות בהשפעת השדה. אם מהירות האלקטרון לאחר ההתנגשות האחרונה היא v → 0 {\displaystyle {\vec {v}}_{0}} , אזי לאחר זמן t מהתנגשות זו, מהירותו תהיה v → = v → 0 + e E → t m {\displaystyle {\vec {v}}={\vec {v}}_{0}+{\frac {e{\vec {E}}t}{m}}} . אם נמצע על כל האלקטרונים, v → 0 {\displaystyle {\vec {v}}_{0}} יתמצע לאפס, והזמן שחלף מאז ההתנגשות האחרונה יתמצע ל   τ {\displaystyle \ \tau } . המהירות הממוצעת היא לפיכך: v → d = e E → τ m {\displaystyle {\vec {v}}_{d}={\frac {e{\vec {E}}\tau }{m}}} , וצפיפות הזרם: J → = n e 2 τ m E → {\displaystyle {\vec {J}}={\frac {ne^{2}\tau }{m}}{\vec {E}}} . כלומר צפיפות הזרם פרופורציונית לשדה החשמלי (כפי שטוען חוק אוהם) ומקדם הפרופורציה (המוליכות הסגולית) הוא σ = n e 2 τ m {\displaystyle \sigma ={\frac {ne^{2}\tau }{m}}} . בנוסף, כיוון שהזמן   τ {\displaystyle \ \tau } קטן כשהטמפרטורה עולה, המודל מנבא כי המוליכות החשמלית תפחת עם עליית הטמפרטורה, כפי שאכן נצפה במתכות (בטמפרטורת החדר). באופן כללי, ניתן להראות כי המהירות הממוצעת של האלקטרונים במודל דרודה מקיימת את המשוואה הבאה: . m d v → d t = F → − m v → τ {\displaystyle m{\frac {d{\vec {v}}}{dt}}={\vec {F}}-{\frac {m{\vec {v}}}{\tau }}} כלומר השינוי בתנע הממוצע נובע מכוחות חיצוניים F → {\displaystyle {\vec {F}}} ואיבוד תנע בכתוצאה מהתנגשויות. בעזרת משוואה זו ניתן לחשב את המוליכות במקרים מסובכים יותר, כגון בנוכחות שדה מגנטי (אפקט הול) או במקרה של שדה חשמלי משתנה בזמן (זרם חילופין). שימוש נוסף של מודל דרודה הוא בחישוב מוליכות החום של מתכות (חוק ווידמן-פרנץ). תוצאות חשובות במודל זה הן: עבור שדה חשמלי מן הצורה E → ( t ) = E → 0 e − i ω t {\displaystyle {\vec {E}}(t)={\vec {E}}_{0}e^{-i\omega t}} מתקבלת הביטוי למוליכות: σ = σ 0 1 − i ω τ {\displaystyle \sigma ={\frac {\sigma _{0}}{1-i\omega \tau }}} כאשר σ 0 = n e 2 τ m {\displaystyle \sigma _{0}={\frac {ne^{2}\tau }{m}}} היא המוליכות עבור זרם ישר (   ω = 0 {\displaystyle \ \omega =0} ). בעזרת ביטוי זה ניתן לטפל במקרה של התקדמות קרינה אלקטרומגנטית במתכת, ולקבל את תלות המקדם הדיאלקטרי של המתכת בתדירות הקרינה ϵ ( ω ) = 1 − ( ω p ω ) 2 {\displaystyle \epsilon (\omega )=1-({\frac {\omega _{p}}{\omega }})^{2}} (ביחידות cgs), כאשר ω p 2 = 4 π n e 2 m {\displaystyle \omega _{p}^{2}={\frac {4\pi ne^{2}}{m}}} נקראת תדירות הפלזמה. ניתן לראות כי כאשר תדירות הקרינה נמוכה מתדירות הפלזמה המקדם הדיאלקטרי הוא מספר דמיוני טהור, ולכן קרינה בתדירות כזאת דועכת אקפוננציאלית במתכת. לעומת זאת, קרינה בתדירות גבוהה מתדירות הפלזמה יכולה להתקדם במתכת (בהנחה שכל הקירובים שנעשו עדיין תקפים בטווח התדירויות הרלוונטי). מקדם מוליכות החום המתקבל במודל דרודה הוא: κ = 1 3 c v τ v 2 {\displaystyle \kappa ={\frac {1}{3}}c_{v}\tau v^{2}} כאשר c v {\displaystyle c_{v}} הוא קיבול החום הסגולי של גז האלקטרונים ו v {\displaystyle v} היא המהירות הממוצעת. כאמור, מודל דרודה זכה להצלחה כאשר פורסם עם ניבויים שהתאימו לניסוי. אולם לאחר מכן התברר שההתאמה לניסוי אינה מושלמת והיא אינה תקפה לכל סוגי המתכות ובכל התנאים, וכי ישנן תופעות רבות שאינן ניתנות כלל להסבר במסגרת מודל דרודה (ראו רשימה ארוכה בפרק 3 בספר של Ashcroft & Mermin). במקרה של חוק ווידמן-פרנץ, לדוגמה, מודל דרודה נותן תוצאה התואמת לערכים ניסיונים, אך זו תוצאה מקרית של שתי טעויות גדולות (בפקטור של בערך מאה) המקזזות זו את זו. בפועל, ההנחות העומדות בבסיס המודל פשוט שגויות. השגיאות הבולטות הן: התייחסות לאלקטרונים כאל חלקיקים קלאסיים - האלקטרונים הם פרמיונים וחוק החלוקה השווה אינו תקף עבורם (בטמפרטורת החדר). לא ניתן למדל את האינטראקציה בין האלקטרונים ליונים בעזרת התנגשויות - ישנה חשיבות למבנה המחזורי של הגביש היוני (כמו גם לפגמים ואי סדר בו). למעשה, מדידות מראות כי לעיתים המהלך החופשי הממוצע הוא מסדר גודל של מיקרונים, ולעיתים אפילו סנטימטרים, מה שמצביע על כך שלא יכול להיות שהמנגנון שאחראי להתנגשויות הוא היונים (שמרוחקים זה מזה הוא מסדר גודל של אנגסטרומים). במודל דרודה ליונים אין כל תפקיד פרט לכך שהאלקטרונים מתנגשים בהם. במציאות, ליונים יש תפקיד מורכב יותר. לדוגמה, היונים לבדם יכולים לבצע הולכת חום (על ידי פונונים). הרחבה ראויה לציון של מודל דרודה נעשתה על ידי הפיזיקאי הגרמני ארנולד זומרפלד. זומרפלד השתמש במודל דרודה, אך את מהירות האלקטרונים קבע מתוך התפלגות פרמי-דיראק ולא על פי חוק החלוקה השווה. באופן זה הצליח לשפר את ניבויי המודל, אך עדיין תופעות רבות נותרו ללא הסבר. גרסה זו של המודל מכונה מודל זומרפלד. Neil W. Ashcroft, N. David Mermin, Solid state physics, 1976, M.Ali Omar, Elementary Solid State Physics 1993 לצורך החישוב יש להניח כי התדירות גבוהה מאוד יחסית לזמן הממוצע בין התנגשויות, כלומר ω τ >> 1 {\displaystyle \omega \tau >>1}