Zusammenfassung
Seit der Entdeckung des Elektrons konnte kein Zweifel darüber bestehen, daß der elektrische Strom im Draht von Elektronen getragen wird. A. Schuster, E. Riecke u. a. haben Theorien vorgeschlagen. Den entscheidenden Schritt tat P. Drude, indem er die Elektronen an dem thermodynamischen Gleichgewicht des Metalls teilnehmen ließ, also jedem Elektron als mittlere kinetische Energie den Betrag
zuwies (k = Boltzmannsche Konstante, T = absolute Temperatur). Er gelangte so zu einer Formel für die elektrische Leitfähigkeit, die in gewissem Sinne auch heute noch von Bedeutung ist:
(l = „freie Weglänge“, n = Zahl der freien Elektronen pro cm3, v̄ = gemittelte Geschwindigkeit der Elektronen, e und m = Ladung und Masse). Der schönste Erfolg der Drudeschen Theorie bestand in der Ableitung des Wiedemann-Franz schen Gesetzes für das Verhältnis der thermischen Leitfähigkeit (ϰ) zur elektrischen (σ) in der Form
, Auch die thermoelektrischen und thermomagnetischen Effekte sind von Drude formuliert worden.
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Literatur
Nur für das erste Kapitel dieses Berichtes bin ich verantwortlich. Verdienst und Verantwortung an den folgenden Kapiteln kommen H. Bethe zu. A. Sommerfeld.
W. Pauli, Über den Zusammenhang des Abschlusses der Elektronengruppen mit der Komplexstruktur der Spektren. ZS. f. Phys. Bd. 31, S. 765. 1925.
Das doppelte Vorzeichen des Spins hat z.B. bekanntlich zur Folge, daß die K-Schale eines Atoms von zwei Elektronen, einem mit +- und einem mit —-Spin, besetzt ist.
E. Fermi, Zur Quantelung des idealen einatomigen Gases. ZS. f. Phys. Bd. 36, S. 902. 1926.
P. A. M. Dirac, On the Theory of Quantum Mechanics. Proc. Roy. Soc. London Bd. 112, S. 661. 1926 (§4).
W. Pauli, Über Gasentartung und Paramagnetismus. ZS. f. Phys. Bd. 41, S. 81. 1927.
Wir dürfen in der Metalltheorie nichtrelativistisch rechnen. Bei der Anwendung auf die Astrophysik (z. B. weiße Zwerge) wird dagegen die relativistische Rechnung wesentlich; vgl. z.B. E. C. Stoner, Month. Not. Bd. 92, S. 651. 1932.
Der Inhalt dieser und der vier folgenden Ziffern gibt die Resultate der Arbeit A. Sommerfelds (ZS. f. Phys. Bd. 47, S. 1. 1928) in vereinfachter Form wieder. Der Inhalt der vorigen Ziffer entspricht der Darstellung von J. Frenkel, ebenda Bd. 47, S. 819. 1928. Eine rein kinetische Ableitung der Fermiverteilung zugleich mit der Formulierung des H-Theorems für ein Fermigas gibt
L. Nordheim, Proc. Roy. Soc. London Bd. 119, S. 689. 1928. Über die Fermiverteilung bei Berücksichtigung der Bindung vgl. Ziff. 16, 17.
Wir denken dabei an den zeitlichen Mittelwert oder an den Mittelwert über verschiedene benachbarte Zustände i.
Vgl. M. Born, Moderne Physik. Sieben Vorträge über Materie und Strahlung, ausgearbeitet von F. Sauter, S. 170. Berlin: Julius Springer 1933.
Wir schließen uns hier an die noch öfter zu nennende Arbeit von L. Nordheim (Ann. d. Phys. Bd. 9, S. 607 u. 641. 1931) an, der in Ziff. 11 den systematischen Vorteil dieser partiellen Integration allgemein betont.
Die von der Wendetangente an die Fermikurve ausgeschnittenen Dreiecke haben die Grundlinie 2 kT. Wir benutzen, um den überschießenden Flächen Rechnung zu tragen, statt der Wendetangente die Sehne von halber Steilheit, die also auf den horizontalen Asymptoten die Längen 4 kT abschneidet.
In Ziff. 18 wird gezeigt, daß der Einfluß der Potentialfelder der Metallatome auf den Richardsoneffekt praktisch verschwindet. Die in dieser Ziffer entwickelte Theorie gilt also auch, wenn die Metallelektronen nicht völlig frei sind.
Wir bemerken sogleich, daß W nur für völlig freie Elektronen einen definierten Sinn hat (vgl. Ziff. 15 und 20).
Vgl. dazu Ziff. 31 bis 44.
H. A. Lorentz, Amsterdamer Akademie. Januar und März 1905; vgl. auch Theory of Electrons, S. 266–273. Teubner 1909.
J. Frenkel, Phys. ZS. d. Sow. Bd. 2, S. 247. 1932.
Vgl. Ziff. 50, 51.
K. Bädecker, Die elektrischen Erscheinungen in metallischen Leitern. Sammlung Vieweg. Braunschweig 1911.
Wegen anderer möglicher Definitionen des Thomsonkoeffizienten, die anderen Beobachtungsmöglichkeiten entsprechen, vgl. den Bericht von N. H. Frank u. A. Sommerfeld, Phys. Rev. Suppl.-Bd. 3, insbesondere S. 2–6.
Borelius u.Gunneson, Ann. d. Phys. Bd. 65, S. 520. 1921.
Vgl. den S. 360 zitierten Bericht Nr. 8.
Diese Annahme liegt auch der wellenmechanischen Berechnung der Thermokräfte von W. Kroll zugrunde; vgl. Anm. 1 von S. 359.
Es wäre sehr erwünscht, auch für die anderen Alkalien zuverlässige Messungen von Thermokraft und Thomsoneffekt zu haben. Wir erwarten insbesondere bei Rb und Cs gute Übereinstimmung mit unseren theoretischen Formeln; Li dürfte wegen seiner größeren Ionisierungsspannung weniger gut stimmen.
Vgl. Ziff. 46 bis 49.
Auf die interessante kreissymmetrische Anordnung von O. M. Corbino können wir hier nicht eingehen; vgl. Nuovo Cimento Bd. 1, S. 397. 1911; Rend. Lincei Bd. 30, S. 7. 1921; sie wurde nach der Fermistatistik behandelt von W. W. Sleator, Phys. ZS. Bd. 29, S. 628. 1928.
R. Gans, Ann. d. Phys. Bd. 20, S. 293. 1906.
Das gilt auch im geschmolzenen Zustande z. B. für die K-Na-Legierung; vgl. H. Zahn, Naturwissensch. Bd. 18, S. 848. 1930;
J. Kikoin u. J. Fakidow, ZS. f. Phys. Bd. 71, S. 393. 1931.
N. H. Frank, ZS. f. Phys. Bd. 64, S. 650. 1930.
P. Kapitza, Proc. Roy. Soc. Lond., insbes. Bd. 123, S. 292 u. S. 342. 1929.
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Sommerfeld, A., Bethe, H. (1967). Die Hypothese der freien Elektronen. In: Elektronentheorie der Metalle. Heidelberger Taschenbücher, vol 19. Springer, Berlin, Heidelberg. https://doi.org/10.1007/978-3-642-95002-5_1
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