Ideales Fermigas

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Als Fermigas (nach Enrico Fermi, der es 1926 erstmals vorstellte[1]) bezeichnet man in der Quantenphysik ein System identischer Teilchen vom Typ Fermion, die in so großer Anzahl vorliegen, dass man sich zur Systembeschreibung auf statistische Aussagen beschränken muss. Im Unterschied zum Gas in der klassischen Physik gilt hier das quantentheoretische Ausschließungsprinzip.

Das ideale Fermigas ist eine Modellvorstellung hierzu, in der man die gegenseitige Wechselwirkung der Teilchen völlig vernachlässigt, analog zum idealen Gas. Dies stellt eine starke Vereinfachung dar, erlaubt jedoch in vielen praktisch wichtigen Fällen physikalisch korrekte Voraussagen, z. B. für

Grundzustand (verschwindende Temperatur)[Bearbeiten]

Da wegen des Ausschließungsprinzips nur wenige Teilchen das (Einteilchen-)Niveau mit der tiefstmöglichen Energie (als  E = 0 gesetzt) besetzen können, müssen im energetisch tiefstmöglichen Zustand des ganzen Gases die meisten der Teilchen höhere Niveaus besetzen. Die Energie des höchsten besetzten Niveaus wird als Fermi-Energie  E_\mathrm{F} bezeichnet. Sie hängt ab von der Teilchendichte  \rho (Anzahl pro Volumen):

 E_\mathrm{F} = \frac{\hbar^2}{2m}\;(3 \pi^2 \rho)^\frac{2}{3}

Darin ist

Die Formel gilt für Teilchen mit Spin \tfrac{1}{2} wie z. B. Elektronen und wird in der Quantenstatistik begründet.

Bei einer räumlichen Dichte von  10^{22} Teilchen pro cm3 (etwa wie Leitungselektronen im Metall) ergibt sich die Fermienergie zu einigen Elektronenvolt. Das liegt in derselben Größenordnung wie die Energie atomarer Anregungen und wirkt sich deutlich auf das makroskopische Verhalten des Gases aus. Man spricht dann von einem entarteten Fermigas. Die Fermienergie bildet sein hervorstechendes Charakteristikum, das weitreichende Konsequenzen für die physikalischen Eigenschaften der (kondensierten) Materie hat.

Nur in extrem verdünntem Fermigas ist die Fermienergie zu vernachlässigen. Es verhält sich dann „nicht entartet“, d. h. wie ein normales (klassisches) verdünntes Gas.

Vereinfachte Herleitung[Bearbeiten]

Wenn ein Gas aus  \,N Teilchen in einem räumlichen Volumen  \,V (mit potenzieller Energie Null) den Grundzustand einnimmt, dann werden von unten an soviel Zustände mit verschiedener kinetischer Energie  \,E_\mathrm{kin}\mathord =\tfrac{p^2}{2m} \ge 0 besetzt, bis alle Teilchen untergebracht sind. Die höchste so erreichte Energie ist  \,E_\mathrm{F}\mathord =\tfrac{{p_\mathrm{F}}^2}{2m} , worin  \,p_\mathrm{F} als Fermi-Impuls bezeichnet wird. Im dreidimensionalen Impulsraum kommen dann alle Teilchenimpulse zwischen  \,p\mathord =0 und  \,p\mathord =p_\mathrm{F} vor, und zwar in allen Richtungen. Sie bilden eine Kugel (Fermi-Kugel) mit Radius  \,p_\mathrm{F} und Volumen V_p \mathord = \tfrac{4\pi}{3}{p_\mathrm{F}}^3 . Wären die Teilchen Massepunkte, würden sie in ihrem 6-dimensionalen Phasenraum das Volumen  \,\Omega = V \cdot V_p füllen. Für Teilchen mit Spin \,s ist mit der Spin-Multiplizität \mathord (2s+1) zu multiplizieren. Da jeder (linear unabhängige) Zustand im Phasenraum eine Zelle von der Größe (2 \pi \,\hbar)^3 beansprucht, ergeben sich  \,(2s+1)\Omega / (2 \pi \hbar)^3 verschiedene Zustände, die je eins der  \,N Teilchen aufnehmen können (Besetzungszahl 1):

N = \tfrac{(2s+1)\Omega}{(2 \pi\hbar )^3} = \tfrac{(2s+1) V \cdot V_p}{(2 \pi \hbar )^3} = \tfrac{(2s+1) V}{(2 \pi\hbar )^3} \tfrac{4\pi}{3}{p_\mathrm{F}}^3

Durch Umrechnen auf  \,E_\mathrm{F}\mathord =\tfrac{{p_\mathrm{F}}^2}{2m}  und Einsetzen von  \,s=\tfrac{1}{2} folgt die oben genannte Formel.

Angeregter Zustand (endliche Temperatur)[Bearbeiten]

Wird einem idealen Fermigas bei der in Wirklichkeit nicht erreichbaren, also hypothetischen Temperatur T=0 K (→ Dritter Hauptsatz der Thermodynamik) Energie zugeführt, müssen Teilchen aus Niveaus unterhalb der Fermienergie in Niveaus oberhalb übergehen. Im thermischen Gleichgewicht bildet sich für die Niveaus ein Verlauf der Besetzungszahlen heraus, der stetig von Eins auf Null abfällt. Dieser Verlauf, der große Bedeutung in verschiedenen physikalischen Gebieten hat, heißt Fermi-Verteilung oder Fermi-Dirac-Verteilung. Die mittlere Besetzungszahl  \lang n_i\rang eines Zustands  |i \rang mit der Energie  E_i ist:

 \lang n_i\rang = \frac {1}{e^{\frac{E_i - \mu}{k_\mathrm{B} T}} + 1}

Hierbei ist

Die Fermi-Verteilung kann im Rahmen der statistischen Physik mit Hilfe der großkanonischen Gesamtheit hergeleitet werden.

Vereinfachte Herleitung[Bearbeiten]

Eine einfache Herleitung unter Rückgriff auf die klassische Boltzmann-Statistik, das Prinzip des detaillierten Gleichgewichts und des Ausschließungsprinzips folgt hier:[2]

Betrachten wir den Gleichgewichtszustand eines Fermigases bei Temperatur T im thermischen Kontakt mit einem klassischen Gas. Ein Fermion mit Energie  E_1 kann dann von einem Teilchen des klassischen Systems Energie aufnehmen und in einen Zustand mit Energie  E_2 übergehen. Wegen der Energieerhaltung ändert das klassische Teilchen seinen Zustand im umgekehrten Sinn von  E_2' zu  E_1' , wobei  E_2'-E_1' =E_2-E_1 . Die Besetzungszahlen sind  n_1 bzw.  n_2 für die beiden Zustände des Fermions,  n_1' bzw.  n_2' für die beiden Zustände des klassischen Teilchens. Damit diese Prozesse die Gleichgewichtsverteilung nicht ändern, müssen sie vorwärts und rückwärts mit insgesamt gleicher Häufigkeit auftreten. Die Häufigkeit (oder gesamte Übergangsrate) bestimmt sich aus dem Produkt der Übergangswahrscheinlichkeit  W , wie sie für einzelne Teilchen gilt, wenn keine anderen Teilchen da wären, mit statistischen Faktoren, die die Anwesenheit der anderen Teilchen berücksichtigen:

 n_1\cdot n_2' \cdot (1-n_2)\cdot W_{1 \rightarrow 2}= n_2\cdot n_1'\cdot (1-n_1) \cdot W_{2 \rightarrow 1}

In Worten: Die Gesamtzahl der Übergänge eines Fermions von  E_1 nach  E_2 (linke Seite der Gleichung) ist proportional zur Anzahl von Fermionen im Zustand 1, zur Anzahl der Reaktionspartnerteilchen im Zustand 2', und – damit das Ausschließungsprinzip berücksichtigt wird – zur Anzahl der freien Plätze für das Fermion im Zustand 2. Analog für die Rückreaktion (rechte Seite der Gleichung). Da nach dem Prinzip des detaillierten Gleichgewichts  W für Hin- und Rücksprung den gleichen Wert hat ( W_{2 \rightarrow 1}\mathord=W_{1 \rightarrow 2} ), sind auch die statistischen Faktoren für sich gleich. Nun gilt für die klassischen Teilchen der Boltzmannfaktor

 \frac{n_2'}{n_1'} = e^{-\tfrac{E_2'-E_1'}{k_\mathrm{B}T}}.

Durch Einsetzen dieser Beziehung und Verwenden der oben genannten Gleichung  E_2'-E_1' =E_2-E_1 folgt:

 \frac{n_1}{1-n_1}\; e^{\tfrac{E_1}{k_\mathrm{B}T}} = \frac{n_2}{1-n_2} \;e^{\tfrac{E_2}{k_\mathrm{B}T}}.

Diese Größe hat demnach für beide Zustände des Fermions denselben Wert. Da die Wahl dieser Zustände frei war, gilt diese Gleichheit für alle möglichen Zustände, stellt also eine für alle Einteilchenzustände im ganzen Fermigas konstante Größe dar, die wir mit  e^{\tfrac{\mu}{k_\mathrm{B}T}} parametrisieren:

 \frac{n}{1-n}\; e^{\tfrac{E}{k_\mathrm{B}T}} =e^{\tfrac{\mu}{k_\mathrm{B}T}} .

Aufgelöst nach n folgt:

 n = \frac{1}{ e^{\tfrac{E-\mu}{k_\mathrm{B}T}}+1} .

Der Parameter  \mu dieser Herleitung erweist sich somit als das Fermi-Niveau.

Siehe auch[Bearbeiten]

Quellen[Bearbeiten]

  1. Enrico Fermi: Zur Quantelung des einatomigen idealen Gases, Zeitschrift für Physik Bd. 36, 1926, S. 902–912 DOI: 10.1007/BF01400221
  2. Robert Eisberg; Robert Resnick: Quantum physics of atoms, molecules, solids, nuclei and particles, Verlag Wiley, 1974 (NY), ISBN 0-471-23464-8