フェルミエネルギーのソースを表示

[[量子力学]]や[[物性物理学]]において'''フェルミエネルギー''' (Fermi energy)あるいは'''フェルミ準位'''（Fermi level）とは、相互作用のない[[フェルミ粒子]]系（理想[[フェルミ気体]]）の[[絶対零度]]<math>T=0</math>での[[化学ポテンシャル]]（または[[電気化学ポテンシャル]]）{{Mvar|µ}}のことであり、通常<math>E_{\mathrm{F}}</math>と表される<ref>{{cite book |title=Introduction to Solid State Physics, 7th Edition |last1=Kittel |first1=Charles |authorlink1=Charles Kittel |year= <!--replace this comment with the publication year--> |publisher=Wiley }}</ref>。

:<math>E_{\mathrm{F}} \equiv \mu(T=0)</math>

フェルミエネルギーは量子統計力学、物性物理学、半導体物理学<ref>例:[https://books.google.co.jp/books?id=n0rf9_2ckeYC&pg=PA49&redir_esc=y&hl=ja ''Electronics (fundamentals And Applications)''] by D. Chattopadhyay, [https://books.google.co.jp/books?id=lmg13dHPKg8C&pg=PA113&redir_esc=y&hl=ja ''Semiconductor Physics and Applications''] by Balkanski and Wallis.</ref> などの分野で用いられる。

フェルミエネルギーとフェルミ準位は通常区別される．

== 呼び方について ==
半導体工学などでは、有限温度の理想フェルミ気体の化学ポテンシャルについても「フェルミエネルギー（またはフェルミ準位）」と呼ぶこともある。

また「フェルミエネルギー」と「フェルミ準位」は同義語として扱うことが多いが、理想フェルミ気体の化学ポテンシャルを、絶対零度では「フェルミエネルギー」、有限温度では「フェルミ準位」と区別して呼ぶこともある。このように定義した場合、[[絶対零度]]でフェルミ準位と'''フェルミエネルギー'''は等しくなる。

== フェルミエネルギーでの占有数 ==
[[File:Fermi.gif|thumb|250px|50&nbsp;K&nbsp;≤&nbsp;''T''&nbsp;≤&nbsp;375&nbsp;Kでの様々な温度における''μ''&nbsp;=&nbsp;0.55&nbsp;eVでのフェルミ分布 <math>f(E) </math> vs. エネルギー <math>E </math>]]
[[熱力学的平衡]]にある理想フェルミ気体において、エネルギーが {{Mvar|E}} である準位を占有するフェルミ粒子の個数の統計的期待値は、次の[[フェルミ分布]]で表される<ref name=Kittel1980>{{cite book | last = Kittel | first = Charles | authorlink = Charles Kittel |author2=[[Herbert Kroemer]]  | title = Thermal Physics (2nd Edition) | publisher = W. H. Freeman | date = 1980-01-15 | location = | page = 357 | url = https://books.google.com/books?id=c0R79nyOoNMC&pg=PA357| doi = | id = | isbn = 978-0-7167-1088-2 }}</ref>。
:<math>f(E) = \frac{1}{\mathrm{e}^{(E-\mu)/kT} +1}</math>
ここで {{Mvar|T}} は[[温度]]、{{Mvar|k}} は[[ボルツマン定数]]、 {{Mvar|μ}} は[[化学ポテンシャル]]である。分布のプロットを右図に示す。{{Mvar|f}} が 1 に近づくほど、この状態が占有される確率は高くなる。{{Mvar|f}} が 0 に近づくほど、この状態が空になる確率は高くなる。

絶対零度（基底状態）では、フェルミ分布は階段関数になり、その不連続点がフェルミエネルギーである。
:<math>\lim_{T\to\ 0}f(E) =
\begin{cases}
 0 & (E > \mu) \\
 1/2 & (E = \mu) \\
 1 & (E < \mu) \\
\end{cases}</math>

'''フェルミエネルギー {{Mvar|E<sub>F</sub>}} にエネルギー準位が存在する場合'''、 {{Mvar|E<sub>F</sub>}} は絶対零度での占有数の統計的期待値が1/2になるエネルギー準位に等しく、「絶対零度での電子の占有確率が1/2になるエネルギー」とも言われる<ref name="Taur_Ning_VLSI">[https://www.maruzen-publishing.co.jp/item/b293996.html タウア・ニン 最新VLSIの基礎 第2版], Yuan Taur・Tak H. Ning・芝原健太郎・[[宮本恭幸]]・内田建, [http://pub.maruzen.co.jp/index.html 丸善出版], 2013年1月.</ref>。フェルミ準位に状態があれば ({{Math|1=''ε'' = ''µ''}})、その状態は50%の占有される確率を持つ。

またフェルミエネルギー {{Mvar|E<sub>F</sub>}} にエネルギー準位が存在しない場合、フェルミエネルギーより高いエネルギー準位の絶対零度での占有数が0であることがわかる。よってフェルミエネルギーは「絶対零度におけるフェルミ粒子によって占められた準位のうちで最高の準位の[[エネルギー]]」とも言える<ref name="Kittel_Phys.">[https://www.maruzen-publishing.co.jp/item/b293326.html 第8版 キッテル固体物理学入門], Charles Kittel・宇野良清・津屋昇・新関駒二郎・森田章・山下次郎, [http://pub.maruzen.co.jp/index.html 丸善出版], 2005年12月.</ref>。ただしフェルミエネルギーに準位が存在しない場合、最も高いエネルギーを持つ粒子のエネルギーとフェルミエネルギーは一致しなくなる。半導体や絶縁体の場合がこれに相当する。

== 井戸型ポテンシャル中の自由電子 ==
===1次元の場合===
一辺が''L''である箱の中にN個のフェルミ粒子（[[スピン1/2]]）があるときを考える。
この場合を表すモデルは、1次元の無限に深い長さ''L''の[[井戸型ポテンシャル]]である。
この井戸型ポテンシャル中のフェルミ粒子のエネルギー準位は量子数''n''でラベル付けされる。
:<math>E_n = E_0 + \frac{\hbar^2 \pi^2}{2 m L^2} n^2 </math>
ここで<math>E_0</math>はフェルミ粒子が箱から受けるポテンシャルエネルギーである。

それぞれのエネルギー準位<math>E_n</math>でスピン1/2（上向きスピン）と−1/2（下向きスピン）という異なる2つの状態が可能であるため、2つの粒子が同じエネルギー<math>E_n</math>を占有することができる。しかし[[パウリの排他原理]]により、3つ以上の粒子は同じエネルギー<math>E_n</math>を占有できない。絶対零度（基底状態）では全エネルギーが最低である電子配置をとり、''n''&nbsp;=&nbsp;''N''/2までの全てのエネルギーは占有され、''n''&nbsp;=&nbsp;''N''/2よりエネルギーが高い準位は全て空である。

フェルミエネルギーの基準を<math>E_0</math>となるように定義すると、奇数個の電子(''N''&nbsp;−&nbsp;1)または偶数個の電子(''N'')のフェルミエネルギーは次のように与えられる。
:<math>E_{\mathrm{F}} = E_{N/2}-E_0 = \frac{\hbar^2 \pi^2}{2 m L^2} (N/2)^2</math>

===3次元の場合===
ここで一辺が長さ''L''である3次元立方体の箱を考える（無限に深い[[井戸型ポテンシャル]]を参照）。
これは金属中の電子を記述するのに良いモデルとなる。

ここで状態は3つの量子数 ''n''<sub>''x''</sub>, ''n''<sub>''y''</sub>,''n''<sub>''z''</sub>でラベル付けされている。
1粒子エネルギーは、
:<math>E_{n_x,n_y,n_z} = E_0 + \frac{\hbar^2 \pi^2}{2m L^2} \left( n_x^2 + n_y^2 + n_z^2\right) \,</math>
''n''<sub>''x''</sub>, ''n''<sub>''y''</sub>, ''n''<sub>''z''</sub>は正の整数、mはフェルミ粒子（この場合は電子）の質量である。同じエネルギーをもつ複数の状態がある（たとえば<math>E_{211}=E_{121}=E_{112}</math>）。''N''個の相互作用のないスピン1/2のフェルミ粒子をこの箱に入れる。このフェルミエネルギーを計算するために、''N''が大きい場合を見てみる。

ベクトル<math>\vec{n}=\{n_x,n_y,n_z\}</math>を導入すると、それぞれの量子状態はエネルギー
:<math>E_{\vec{n}} =  E_0 + \frac{\hbar^2 \pi^2}{2m L^2} |\vec{n}|^2 \,</math> 
をもつｎ空間の点に対応する。
<math> |\vec{n}|^2 </math>は通常のユークリッド長さの二乗<math> (\sqrt{n_x^2+n_y^2+n_z^2})^2 </math>を表す。
エネルギーが''E''<sub>''F''</sub>&nbsp;+ &nbsp;''E''<sub>0</sub>以下の状態の数は、
''E''<sub>''F''</sub>&nbsp;+ &nbsp;''E''<sub>0</sub>が正であるｎ空間の領域での半径<math>|\vec{n}_F|</math>の球の中にある状態の数に等しい。
基底状態におけるこの数は、系のフェルミ粒子の数に等しい。
:<math>N =2\times\frac{1}{8}\times\frac{4}{3} \pi n_F^3 \,</math>

[[Image:Fermi energy momentum.svg|thumb|最低エネルギーを占有する自由フェルミ粒子は[[運動量]]空間で球を作る。この球の表面は[[フェルミ面]]である。]]
2つのスピン状態があるため因子２がつき、全ての''n''が正である領域には球の1/8だけがあるため、因子1/8がつく。
よって
:<math>n_{\mathrm{F}} = \left(\frac{3 N}{\pi}\right)^{1/3} </math>
よってフェルミエネルギーは次式で与えられる。
:<math>E_{\mathrm{F}} = \frac{\hbar^2 \pi^2}{2m L^2} n_{\mathrm{F}}^2 = \frac{\hbar^2 \pi^2}{2m L^2} \left( \frac{3 N}{\pi} \right)^{2/3}</math>

これから（''L''<sup>2</sup> を''V''<sup>2/3</sup>に置き換えると）フェルミエネルギーは体積あたりの[[粒子数]]（個数密度）<math>N/V</math>で決まることがわかる。
::{|cellpadding="2" style="border:2px solid #ccccff"
|<math>E_{\mathrm{F}} = \frac{\hbar^2}{2m} \left( \frac{3 \pi^2 N}{V} \right)^{2/3}</math>
|}
<math>N</math>個のフェルミ粒子のフェルミ球の全エネルギーは次式で与えられる。
:<math>E_t = N E_0 + \int_0^N  E_{\mathrm{F}} \, dN^\prime = \left(\frac{3}{5} E_{\mathrm{F}} + E_0\right)N</math>
よって電子の平均エネルギーは次のように与えられる。
:<math> E_\mathrm{av} = E_0 + \frac{3}{5} E_{\mathrm{F}} </math>

3次元の[[等方的]]な場合のフェルミ面は、'''フェルミ球'''として知られる。

===任意の次元の場合===
<math>d</math>次元の体積積分を使うと、状態密度は、
:<math>g(E)=d_j \int\frac{d^d\vec{k}}{(2\pi)^d/V}\delta\left(E-E_0-\frac{\hbar^2\vec{k}^2}{2m}\right)=V\frac{d\,m^{d/2}(E-E_0)^{d/2-1}}{(2\pi)^{d/2}\ \Gamma(d/2+1)\hbar^d} \frac{d_j}{2} </math>
粒子数を求めることにより、フェルミエネルギーを抽出できる。
:<math>n=\int_{E_0}^{E_0+E_{\mathrm{F}}}g(E) \, dE</math>
よって
: <math>E_{\mathrm{F}} = \frac{2\pi\hbar^2}{m}\left(\frac{1}{d_j}\Gamma\left(\frac{d}{2}+1\right)n\right)^{2/d}</math>
ここで<math>d_j</math>は内部ヒルベルト空間の次元であり、スピン<math>\frac{1}{2}</math>の場合は2である。

== バンド構造 ==
[[File:Band filling diagram.svg|thumb|right|300px|[[熱力学的平衡]]状態にある様々な材料における電子状態の占有率を示した図。ここで、高さはエネルギーに対応し、横幅はその材料のそのエネルギーにおける[[状態密度]]に対応する。色の濃さは[[フェルミ・ディラック分布]]に従う（黒: 完全占有、白: 完全非占有）。[[金属]]と[[半金属]]ではフェルミ準位 {{Math|''E''<sub>F</sub>}} は少くとも一つのバンドの内部にある。[[絶縁体]]および[[半導体]]ではフェルミ準位は[[バンドギャップ]]中にある。ただし、半導体ではバンドがフェルミ準位の十分近くにあり、そのバンドを電子または[[正孔]]が熱占有する。]]
固体の[[バンド理論]]では、電子のエネルギー固有状態は[[バンド構造]]を形成する。[[結晶]]中の[[電子]]のエネルギーは[[バンド構造]]を形成する。電子はバンド構造中の1粒子エネルギー固有状態 ''{{Mvar|ε}}'' を占有する。この1粒子描像は近似ではあるが、電子のふるまいの理解を容易にし、正しく適用すれば一般的に正しい結果を与える。

物質のバンド構造中の {{Mvar|E<sub>F</sub>}} の位置は、電子のふるまいを決定する上で重要となる。フェルミ準位は現実のエネルギー準位に必ずしも対応しておらず（絶縁体でのフェルミ準位は[[バンドギャップ]]の中にある）、バンド構造の存在も必要としない。

===金属中の電子===
金属中の[[自由電子模型]]では、金属中の電子はフェルミ気体を作ると考えることができる。金属のフェルミエネルギーは、絶対零度の金属中の電子をバンドの底から詰めていき、その数が系の全電子数になったところの電子のエネルギーである。

金属や[[半金属]]、[[縮退半導体]]では、 {{Mvar|E<sub>F</sub>}} は非局在バンドの中にある。 {{Mvar|E<sub>F</sub>}} 近くの多数の状態は熱的に活性で、容易に電流を運ぶ。

金属の伝導電子の数密度<math>N/V</math>はおよそ10<sup>28</sup>から10<sup>29</sup> electrons/m<sup>3</sup>であり、通常の固体物質での原子の典型的な密度でもある。
この数密度からフェルミエネルギーを求めると、次のオーダーになることがわかる。
::<math>E_{\mathrm{F}} = \frac{\hbar^2}{2m_{\mathrm{e}}} \left( 3 \pi^2 \ 10^{28 \  \sim  \ 29} \ \mathrm{m}^{-3} \right)^{2/3} \approx 2 \  \sim  \ 10 \ \mathrm{eV} </math>

===半導体・絶縁体中の電子===
[[半導体]]や[[絶縁体]]の場合、フェルミエネルギーが[[伝導帯]]と[[価電子帯]]の間の[[バンドギャップ]]の中にあり、エネルギー準位が存在しない。よって金属などでは成り立っていた「フェルミエネルギー ＝ フェルミ粒子が占有している最も高いエネルギー準位」は、半導体・絶縁体では成り立たない。またフェルミエネルギーでのフェルミ分布関数の値1/2に、占有数の期待値という意味は無い。

[[真性半導体]]のフェルミエネルギー<math>E_{\mathrm{i}}</math>は、伝導帯のエネルギー<math>E_{\mathrm{C}}</math>、価電子帯のエネルギー<math>E_{\mathrm{V}}</math>、[[有効状態密度]]<math>N_{\mathrm{C}}</math>、<math>N_{\mathrm{V}}</math>を用いて次のように表される。
:<math>E_i= \frac{E_{\mathrm{C}}+E_{\mathrm{V}}}{2}+ \frac{1}{2} kT \ln \frac{N_{\mathrm{V}}}{N_{\mathrm{C}}}</math>
この第2項目は小さく、バンドギャップのほぼ中央に位置する。

[[非縮退半導体]]のフェルミエネルギー{{Mvar|E<sub>F</sub>}}は、[[真性キャリア密度]]<math>n_{\mathrm{i}}</math>、伝導帯の電子密度<math>n</math>、価電子帯の正孔密度<math>p</math>を用いて次のように表せる<ref>{{Cite book|和書 |author=B.L.アンダーソン |year=2012 |title=半導体デバイスの基礎 |publisher=丸善出版 |id=ISBN 9784621061473 |date= |volume=上巻（半導体物性） |author2=R.L.アンダーソン |translator=樺沢宇紀 |ASIN=462106147X |url=https://www.maruzen-publishing.co.jp/item/b294199.html}}</ref>。
:<math>E_{\mathrm{F}} = E_{\mathrm{i}} + kT\ln \frac{n}{n_{\mathrm{i}}} = E_{\mathrm{i}}-kT \ln \frac{p}{n_{\mathrm{i}}}</math>
ドープ量が多いほど、フェルミエネルギーの位置はバンド端の近くになる。

[[絶縁体]]では、 {{Mvar|E<sub>F</sub>}} は大きな[[バンドギャップ]]の中にあり、[[電荷担体]]の存在しうる（有限の[[状態密度]]を持つ）バンドから遠く離れている。

半導体や半金属においてバンド構造に対する {{Mvar|E<sub>F</sub>}} の位置は、ドーピングやゲーティングによってかなりの程度コントロールすることができる。これらのコントロールは電極によって固定されている {{Mvar|E<sub>F</sub>}} を変えるわけではなく、全体のバンド構造を上下している（時にはバンド構造の形も変える）。半導体のフェルミ準位についての詳細は、<ref>{{cite book | author=Sze, S. M. | title= Physics of Semiconductor Devices | publisher=Wiley | year=1964 | isbn=0-471-05661-8}}</ref> などを参照。

==関連する量==
このフェルミエネルギーの定義を使うと、様々な関連する量が有用になりえる。

'''フェルミ温度'''は次のように定義される。
:<math>T_{\mathrm{F}} = \frac{E_{\mathrm{F}}}{k_{\mathrm{B}}} </math>
フェルミ温度は、フェルミ統計に関連する量子的効果に熱的効果が匹敵する場合の温度として考えることができる<ref>{{cite web|title=Introduction to Quantum Statistical Thermodyamics |url=http://www.physics.usu.edu/torre/3700_Spring_2013/Lectures/08.pdf |publisher=Utah State University Physics |accessdate=23 April 2014 }}{{dead link|date=December 2016 |bot=InternetArchiveBot |fix-attempted=yes }}</ref>。
金属のフェルミ温度は室温より何桁も大きい。

その他の量として'''フェルミ運動量'''と'''フェルミ速度'''がある。
:<math> p_{\mathrm{F}} = \sqrt{2 m_{\mathrm{e}} E_{\mathrm{F}}} </math>
:<math> v_{\mathrm{F}} = \frac{p_{\mathrm{F}}}{m_{\mathrm{e}}}</math>
ここで<math> m_e </math>は電子の質量である。
これらの量はそれぞれ、[[フェルミ面]]でのフェルミ粒子の[[運動量]]と[[群速度]]である。
フェルミ運動量は<math>p_F = \hbar k_F </math>として書くこともできる。
ここで<math>k_F</math>はフェルミ球の半径であり、'''フェルミ波数ベクトル'''と呼ばれる<ref>{{cite book | last = Ashcroft | first = Neil W. | last2 = Mermin | first2 = N. David | title = Solid State Physics | publisher = [[Henry Holt and Company|Holt, Rinehart and Winston]] | year = 1976 | isbn = 0-03-083993-9 }}</ref>。

これらの量は、フェルミ面が球でない場合にはwell-definedではない。
上述のような2次の分散関係の場合は<ref>[http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/solids/fermi.html Fermi level and Fermi function], from [[HyperPhysics]]</ref> を参照。

== 局所伝導帯基準、内部化学ポテンシャル、パラメータ ''{{Mvar|ζ}}'' ==
バンド端のエネルギー {{Math|''ε''<sub>C</sub>}} に対して測定された電子エネルギー準位を示すために記号 {{Mvar|ℰ}} を使うこととすると、一般的に {{Math|1=''ℰ'' = ''ε'' – ''ε''<sub>C</sub>}} を得る。また、パラメータ {{Mvar|ζ}} <ref>{{cite book | author=Sommerfeld, Arnold | title= Thermodynamics and Statistical Mechanics | publisher=Academic Press | year=1964}}</ref> をバンド端を基準としたフェルミ準位 {{Math|1=''ζ'' = ''μ'' – ''ε''<sub>C</sub>}} と定義する。

すると、フェルミ分布関数は次のように書ける。
:<math>f(\mathcal{E}) = \frac{1}{e^{(\mathcal{E} - \zeta)/kT} + 1}</math>

金属の[[バンド理論]]は、その基礎にある熱力学と統計力学に多大な注意を払った[[アルノルト・ゾンマーフェルト|ゾンマーフェルト]]が1927年に発展させた。紛らわしいがいくつかの文脈ではバンド基準量 ''{{Mvar|ζ}}'' は「フェルミ準位」「化学ポテンシャル」「電気化学ポテンシャル」と呼ばれ、大域的に基準を決めたフェルミ準位の曖昧さにつながる。この記事では ''{{Mvar|ζ}}'' を示すために「伝導帯基準フェルミ準位」や「内部化学ポテンシャル」という言葉を使うことにする。

[[File:HEMT-band structure scheme-en.svg|thumb|270px|GaAs/AlGaAs[[ヘテロ接合]][[高電子移動度トランジスタ]]の[[バンド図]]における伝導バンド端''E''<sub>C</sub>の変化の例]]
''{{Mvar|ζ}}'' は活性な電荷キャリアの数とその運動エネルギーと直接的に関係している。よってそれらは（[[電気伝導率]]など）物質の局所的特性に直接関与している。このため単一で均一な導電性物質での電子の特性に集中するとき、''{{Mvar|ζ}}'' の値に焦点を当てるのが一般的である。自由電子のエネルギー状態との類似性より、状態の ''{{Mvar|ℰ}}'' はその状態の[[運動エネルギー]]であり、{{Math|''ε''<sub>C</sub>}} は[[ポテンシャルエネルギー]]である。この点を考慮して、パラメータ ''{{Mvar|ζ}}'' は「フェルミ運動エネルギー」と名前をつけることもできる。

''{{Mvar|μ}}'' とは違い、熱平衡状態においてもパラメータ ''{{Mvar|ζ}}'' は物質中で一定ではない。{{Math|''ε''<sub>C</sub>}} は物質の質や不純物/ドーパントのような因子によって変化するため、物質中の位置によって ''{{Mvar|μ}}'' は異なる。半導体や半金属の表面近くでは、[[電界効果トランジスタ]]のように、''{{Mvar|ζ}}'' は外部から加えられた電場によって強く支配される。マルチバンド材料では、''{{Mvar|ζ}}'' は単一の場所でも複数の値をとり得る。たとえばアルミニウム金属片では、フェルミ準位を横切る2つの伝導バンドが存在する（その他の材料では更に多くバンドが存在する）<ref>{{cite web|url=http://www.phys.ufl.edu/~tschoy/r2d2/Fermi/Fermi.html |title=3D Fermi Surface Site |publisher=Phys.ufl.edu |date=1998-05-27 |accessdate=2013-04-22}}</ref>。各バンドに対応してそれぞれ異なるバンド端エネルギー {{Math|''ε''<sub>C</sub>}} と異なる ''{{Mvar|ζ}}'' が存在する。

絶対零度での ''{{Mvar|ζ}}'' の値は広くフェルミエネルギーと呼ばれており、{{Math|''ζ''<sub>0</sub>}} と書くことがある。しかし、紛らわしいことに「フェルミエネルギー」という言葉が絶対零度でないときの ''{{Mvar|ζ}}'' を示すときに使われることもある。

==フェルミ準位と電圧==
[[File:Old Volt Meter pic3.JPG|thumb|[[電圧計]]は[[電気素量]]で割ったフェルミ準位の差を測定する]]
フェルミ準位の差は[[電圧計]]で簡単に測定することができる。

電流は[[静電ポテンシャル]]（[[ガルバニ電位]]）の差が駆動力であると言われることがあるが、厳密には正しくない<ref>I. Riess, ''What does a voltmeter measure?'' Solid State Ionics '''95''', 327 (1197) [http://phstudy.technion.ac.il/~sp118028/SSI%20%281997%29%20What%20does%20a%20voltmeter%20measure.pdf]</ref>。その反例として、[[pn接合]]などのマルチ材料デバイスは平衡において内部静電ポテンシャル差を持っているが正味の電流は生じず、電圧計を接続しても {{Val|0|ul=V}} である<ref>{{cite book |title=Fundamentals of Solid-State Electronics |last1=Sah |first1=Chih-Tang |authorlink1= |year=1991 |publisher=World Scientific |isbn=9810206372 |page=404}}</ref>。明らかに静電ポテンシャルは物質中の電荷の流れを決める因子の一つに過ぎず、[[パウリ反発]]、キャリア濃度勾配、電磁誘導、熱的効果なども重要な役割を果たしている。

実際、電子回路で測定される「電圧」と呼ばれる量は、電子の化学ポテンシャル（フェルミ準位）と単純な関係にある。[[電圧計]]のリード線が回路中の2点に接続されたときに表示される電圧は、単位電荷が一方の点からもう一方の点に移動したときに移動する「全」仕事の測定値である。単純なワイヤーが電圧の異なる2点間に接続されたとき（[[短絡]]が起きる）、電圧が正から負の方向に電流が流れ、仕事が熱に変換される。

物質のフェルミ準位は、電子をつけ加えるのに必要な仕事、または電子を取り除いたときに得られる仕事を表す。よって電子回路中の2点 A, B 間の測定される電圧差 {{Math|''V''<sub>A</sub> − ''V''<sub>B</sub>}} は、フェルミ準位で対応する化学ポテンシャル差 {{Math|''µ''<sub>A</sub> − ''µ''<sub>B</sub>}} と次の式で厳密に関係づけられる<ref>
{{cite book
 | isbn         = 9780521631457
 | title        = Quantum Transport: Atom to Transistor
 | last1        = Datta
 | first1       = Supriyo
 | authorlink1  = Supriyo Datta
 | year         =  2005
 | publisher    = Cambridge University Presss
 | page=7
}}</ref>。
:<math> V_\mathrm{A} - V_\mathrm{B} = \frac{\mu_\mathrm{A} - \mu_\mathrm{B}}{-e} </math>
ここで {{Mvar|e}} は[[電気素量]]。

上記の議論から、電子は単純な経路が与えられたとき ''{{Mvar|µ}}'' が高い点（低電圧）から低い点（高電圧）に移動することがわかる。この電子の流れは、低い {{Mvar|µ}} を（帯電またはその他の反発効果により）増加させ、同様に高い {{Mvar|µ}} を低下させる。その結果、2つの物質の ''{{Mvar|µ}}'' は同じ値に落ち着く。このことは、次の電子回路の平衡状態に関する重要な事実を与える。
:''[[熱力学的平衡]]にある電子回路において、接続された全ての部分は一定のフェルミ準位を持つ''{{誰2|date=May 2017}}
このことは、平衡状態では（電圧計で測定される）2点間の電圧はゼロであることも意味している。ここでの熱力学的平衡は、回路が内部で接続されており、バッテリーやその他の電源を含んでおらず、温度の変動も無い必要があることに注意。

== 関連用語 ==
* [[フェルミ面]]
* [[バンドギャップ]]

== 関連項目 ==
* [[量子統計力学]]
* [[量子力学]]
* [[物性物理学]]

== 出典 ==
{{脚注ヘルプ}}
{{reflist}}

==参考文献==
*{{cite book |author1=Kroemer, Herbert |author2=Kittel, Charles | title=Thermal Physics (2nd ed.) | publisher=W. H. Freeman Company | year=1980 | isbn=0-7167-1088-9}}
* [http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/tables/fermi.html Table of Fermi energies, velocities, and temperatures for various elements].
*

{{半導体}}
{{Normdaten}}

{{デフォルトソート:ふえるみえねるきい}}
[[Category:量子力学]]
[[Category:固体物理学]]
[[Category:物性物理学]]
[[Category:バンド計算]]
[[Category:電子状態]]
[[Category:エンリコ・フェルミ]]
[[Category:物理学のエポニム]]