Modèle de Drude

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Le Modèle de Drude (du nom du physicien Paul Drude) est une adaptation effectuée en 1900 de la théorie cinétique des gaz aux électrons des métaux (découverts 3 ans plus tôt, en 1897 par J.J. Thomson). En considérant les électrons d'un métal comme des particules classiques ponctuelles confinées à l'intérieur du volume défini par l'ensemble des atomes de l'échantillon, on obtient un gaz qui est entraîné dans un mouvement d'ensemble (lequel se superpose au mouvements individuels des particules) par des champs électriques et magnétiques et freiné dans ce mouvement par des collisions. Les collisions envisagées par Drude sont les collisions sur les cœurs d'atomes. Bien que se basant sur des hypothèses démenties depuis (description purement classique du mouvement des électrons), il permet de rendre compte de plusieurs propriétés des métaux comme la conductivité électrique, la conductivité thermique et l'effet Hall.

Le modèle repose sur les hypothèses suivantes :

Le système est assimilé à un ensemble de $n$ électrons de charge $- e$ par unité de volume, placés dans un milieu de particules ponctuelles de masse $m$ sans interaction entre elles.
On peut décrire classiquement les électrons.
Les électrons subissent des collisions. La probabilité de subir une collision entre $t$ et $t + d t$ est donnée par $\frac{dt}{\tau}$ .

Les collision auxquelles sont soumis les électrons étaient aux yeux de Drude les collisions avec les noyaux atomiques du réseau cristallin. En réalité, il s'agit de ce que l'on appelle des collisions entre électrons et phonons.

La présence des collisions a pour conséquence une force de frottement visqueux de la forme $-\frac{\mathbf{v}}{\tau}$ où $\mathbf{v}$ est la vitesse de l'électron et $τ$ le temps moyen entre deux collisions consécutives.

On a alors, en appliquant la loi d'Ohm $\mathbf{j} = \sigma\mathbf{E}$ , l'expression de la conductivité : $\sigma = \frac{ne^{2}\tau}{m}$ .

Sommaire

1 Conductivité du courant continu
2 conductivité en courant alternatif
- 2.1 relations entre la constante diélectrique et la conductivité
- 2.2 calcul de la conductivité
3 conductivité thermique d'un métal

[modifier] Conductivité du courant continu

Le modèle est d'une simplicité biblique :

les électrons sont accélérés uniformément par le champs electrique E durant un intervalle de temps entre 2 collisions. À la fin de ce laps de temps, ils sont statistiquement relaxés dans leur état cinétique initial.

A tout instant, chaque i-ème électron a donc une vitesse $v_i=v_{0i}+(-eEt_i)~$ ou $v_i=v_{0i}~$ est la vitesse initiale de l'électron i à l'issue du dernier choc et $t_i~$ le temps écoulé depuis celui-ci.

La vitesse moyenne au sens de l'ensemble statistique qui décrit les électrons est :

$<v>_{stat}=<v_i>_{stat}=<v_{0i}>_{stat}+<{{-eEt_i}\over m_e}>_{stat} ~$

Comme $< v 0 i > s t a t = 0$ (hypothèse de chocs parfaitement aléatoires avec vitesses finales résultantes réparties autour d'une moyenne nulle) et $<t_i>_{stat}=\tau ~$ (hypothèse ergodique) on obtient la formule $<v>_{stat}=<v_i>_{stat}={{-eE\tau}\over m_e}~$ d'où on déduit le courant $j=(-ne)<v>_{stat}={{ne^2E\tau}\over m_e}~$ puis finalement la conductivité

$\sigma_0={{ne^2\tau}\over m_e}~$

ce qui peut encore s'écrire en fonction de la fréquence de plasma $\omega_p ~$ :

$\sigma_0=(\tau . \epsilon_0). \omega_p^2~$

[modifier] conductivité en courant alternatif

[modifier] relations entre la constante diélectrique et la conductivité

Pour calculer la conductivité dans un champ électromagnétique, nous partons des équations de Maxwell, nommément

Loi	Expression mathématique
« Loi de Coulomb »	$\nabla.D=\rho$
« Loi d'Ampère »	$\nabla \wedge H-{{ \partial D}\over{ \partial t}}=J$
« loi de Faraday »	$\nabla \wedge E + {{ \partial B}\over{ \partial t}}=0$
« Absence de monopôles magnétiques »	$\nabla . B=0$

De ces équations nous tirons la relation entre la conductivité $\sigma~$ et la constante diélectrique $\epsilon~$ :

$\epsilon . ({\omega^2 \over c^2})- k^2= i \omega \mu_0 \sigma ~$

[modifier] calcul de la conductivité

Si nous décrivons le gaz d'électrons par sa matrice densité $\rho(P,Q)~$ , celle-ci vérifie l'équation d'évolution :

${d_t \rho(P,Q)P}=\{H,\rho P \}_{Q,P} + \Sigma_+ -\Sigma_-~$

où $\{ \}_{P,Q}~$ represente le crochet de Poisson $\Sigma_+ ,\Sigma_-~$ les termes de source et de destruction. Posons maintenant que l'hamiltonien $H= H_0+H_1~$ et que $\rho= \rho_0+\rho_1~$ avec $H_1~$ et $\rho_1~$ termes perturbatifs. L'équation initiale se réécrit alors sous la forme :

${d_t \rho(P,Q)P_\alpha }=\{H_0,\rho_1 P\}_{Q,P}+\{H_1,\rho_0 P_\alpha \}_{Q,P} -{{\rho_1 P_\alpha}\over \tau}~$

En remarquant l'indépendance de $\rho_0 P_\beta ~$ de $\rho_1P_\beta~$ et de $H_0~$ par rapport à $Q_\alpha ~$ (homogénéité de la distribution des charges et invariance spatiale du hamiltonien non perturbé), il vient que la solution au premier ordre de la distribution perturbée :

$(-i \omega + {1 \over \tau}){\rho_1 P_\alpha }= (ik_\beta x_\alpha + \delta_{\alpha \beta})eE_\alpha({{\partial \rho_0}\over {\partial P_\beta}}) ~$

En posant l'approximation des grandes longueurs d'onde (et donc k petit) on trouve la forme de la conductivité:

$\sigma={{ \epsilon_0 \tau \omega_p^2}\over{ (-i \omega \tau+ 1 )}}~$

[modifier] conductivité thermique d'un métal

Il convient de doubler l'equation de transport du courant(c'est à dire de transport des particules )par une equation de transport de la chaleur:

$j_q=-\kappa \nabla T$

on obtient alors le rapport des conductivités thermiques et calorifiques

${\kappa \over {\sigma T}}={3\over 2}({k_b \over e})^2$

Ce resultat vaut à peu près la moitié des valeurs obtenues experimentalement. L'utilisation de la théorie du transport et du modèle quantique permet d'acceder à une valeur plus proche de la réalité pour le rapport ${\kappa \over {\sigma T}}$ la valeur obtenue étant alors: