外尔半金属作为一种新型的拓扑半金属材料,引起了凝聚态物理领域的极大关注。外尔半金属中特殊的体能带结构和费米弧表面态的存在赋予了其与众不同的特性,比如超高的载流子迁移率[1],纵向正磁电导率[2-13],共面霍尔效应[14],费米弧表面态的非局域量子振荡[15],以及三维量子霍尔效应[16-19]。最近,邓明勋等人[22]通过将朗道量子化与玻尔兹曼方程相结合,发展出一套描写外尔半金属中纵向正磁电导率的解析理论,该理论得到的纵向正磁电导率展现出随1/B周期性变化的量子振荡行为,加在原有的纵向正磁电导率上,可以作为鉴定外尔半金属的指纹性特征。事实上,这种量子振荡已经在一些实验工作中被观测到,比如文章[4]中的图3（a,b）,[9]中的图2（d）,[12]中的图3（d）,以及[13]中的图3。根据文章[20-22]中的理论,谷间输运弛豫时间τ_inter和谷内输运弛豫时间τintra可以通过测量直流输运的零磁场电导率和纵向正磁电导率直接得到,但是理论计算中会涉及到材料的各种参数,比如费米能EF、载流子数密度ne、费米速度vF等等,而这些参数通常是不能准确得知,甚至是不可知的。因此,寻找一种直接测量两种弛豫时间的实验方法变得极为迫切,不仅有助于验证纵向正磁电导率的已有理论,而且有利于更加深入地理解外尔半金属中手性反常对电子输运性质的影响。到目前为止,凝聚态物理领域已经提出了许多关于外尔半金属光电导率的理论,这些理论分别从不同的方面揭示出外尔半金属材料的电子输运性质,比如多外尔半金属的光电导率[23],太赫兹频段外尔半金属的非线性光电导率[24],外尔半金属的磁光电导率[25],以及外尔半金属无序体系的光电导率[26]。然而这些研究并没有考虑到,由于手性反常的存在,在相互平行的电场和磁场作用下不同外尔点之间存在手性费米子的泵浦过程。综上所述,我们的主要工作是将邓明勋等人[22]关于外尔半金属在恒定电场下的纵向正磁电导率理论推广至交流输运的一般情况,在此基础上我们提出了一种直接测量外尔半金属中电子谷内输运弛豫时间τintra和谷间输运弛豫时间τ_inter的方法,通过观测交变电场下的总电导率谱σ（ω）可以直接得到。经过理论计算我们发现,在低频范围ωτ_inter<<1,手性化学势Δμ可以跟上交变电场的振荡频率而同步地振荡,由手性反常所导致的反常纵向磁电导率（LMC）仍然可以发生,这与直流的情形一致,其实部满足△σ1（B,ω）≈σdc,而虚部满足△σ2（B,ω）≈0。随着角频率ω的升高,在ωτ_inter（?）1的区域内,反常纵向磁电导率的实部会从有限的恒定值开始转变,并且急剧地下降,而其虚部在ω=1/τ_inter处达到峰值。但是在高频范围ωτ_inter>>1,没有足够的时间让手性化学势Δμ在每个周期内建立和弛豫,所以△σ就会衰减至零。同样的解释也适用于零磁场电导率σD（ω）,在低频范围στintra<<1,零磁场电导率的实部为一恒定值,与直流电导率近似σD1（ω）≈σdc,而虚部接近于零σD2（ω）≈0,这是由于电流的响应足以跟上外电场的变化。随着电场角频率ω的升高,零磁场电导率σD（ω）在ωτintra～1区域出现明显的转变,其实部σD1（ω）急剧的下降,而虚部σD2（ω）在ω=1/τintra处达到了峰值,说明电流的响应滞后于外电场而来不及变化。在高频范围ωτintara>>1,电流再也无法跟上交变电场的变化,零磁场电导率的实部σD1（ω）∝ω-2和虚部σD2（ω）∝ω-1均衰减至零。由于τ_inter>τintra,二者随频率升高而衰减的过程并不同步,纵向正磁电导率先于零磁场电导率发生衰减,分别在ω～1/τintra和ω～1/τ_inter两种不同的特征频率处急剧地下降,因此外尔半金属的总电导率会先后出现两次明显的下降,通过观测总电导率的这两次转变,由实验测量可以直接得到谷内输运弛豫时间τintra和谷间输运弛豫时间τ_inter。