Частица в периодическом потенциале
В квантовой механике задача о части́це в одноме́рном периоди́ческом потенциа́ле — идеализированная задача, которая может быть решена аналитически (для некоторых потенциальных полей специального вида), без упрощений. При решении предполагается, что функция потенциала задана на всем бесконечном пространстве и периодична, то есть обладает трансляционной симметрией, что, вообще говоря, не выполняется для реальных кристаллов, где всегда существует как минимум один дефект — поверхность кристалла (это приводит к другой задаче о поверхностных состояниях или таммовских уровнях).
Общий вид спектра
Периодическая задача
Рассмотрим одномерную решётку ионов, расстояние между которыми . Потенциал при этом будет периодическим. Рассмотрим сначала идеализированный случай бесконечного кристалла. Уравнение Шрёдингера имеет вид:
с периодическим потенциалом вида Спектр определяется как множество тех энергий, при которых уравнение имеет решения, ограниченные (не стремящиеся к нулю или бесконечности) на всей вещественной оси. Уравнение Шрёдингера имеет второй порядок, соответственно пространство решений является двумерным. Пусть — линейно независимые решения уравнения. Тогда при сдвиге на период, в силу периодичности задачи, они преобразуются через друг друга:
- где — некоторая матрица (матрица монодромии).
Рассматривая вронскиан, можно показать, что унитарна и . Отсюда следует, что в некотором базисе она имеет вид:
Отсюда следует теорема Блоха: соответствующие собственные функции имеют вид:
- где — периодические функции.
Заметим, что пока что . Очевидно, что спектру соответствуют что с учётом унитарности равносильно условию на след матрицы монодромии:
Можно показать, что есть гладкая функция.
Отсюда следует зонная структура спектра: для частицы в периодическом потенциале допустимые уровни энергии — это некоторое, обычно бесконечное, множество отрезков на вещественной оси. Для потенциала общего вида спектр не имеет изолированных точек, при малом изменении потенциала они либо исчезают, либо превращаются в зоны с малой шириной. Заметим, что крайние отрезки спектра в принципе могут быть неограниченны, при этом все уровни энергии, начиная с некоторого, являются допустимыми, а полное число зон конечно (см. конечнозонное интегрирование). В подобной постановке задача допускает полное и простое решение в тэта-функциях.
Величину называют квазиимпульсом, по аналогии с волновым числом волновой функции для частицы с определённым импульсом Как видно, волновая функция полностью определяется величиной и значениямии функции на отрезке длиной
Аналогично возникают энергетические зоны в решётках более высоких размерностей.
Влияние границ кристалла
В реальном кристалле число допустимых состояний очень велико. Приводящее к этому дополнительное ограничение на величину квазиимпульса возникает из граничных условий на волновую функцию на поверхности кристалла. При этом вместо непрерывных зон возникают области с плотно расположенными дискретными уровнями энергии (разрешённые зоны) и области, в которых разрешённых состояний вообще нет (запрещённые зоны). Оценим расстояние между уровнями энергии в разрешённых зонах.
Вместо рассмотрения допустимых уровней энергии (для этого потребовалась бы дополнительная информация, вроде дисперсионного соотношения и точной структуры кристалла) рассмотрим допустимые значения квазиимпульса. При рассмотрении изолированного кристалла обычно рассматриваются периодические граничные условия на волновую функцию. Это предположение оправдано, так как точные граничные условия в реальном кристалле состоят в занулении волновой функции электронов на его границе. Для одномерного кристалла это означает чётность волновой функции (0 находится в центре кристалла). Если же влияние границ на волновую функцию мало́, то приближённо можно забыть про точное значение волновой функции на границе, сохранив лишь свойство симметрии — чётность.
Рассмотрим одномерный кристалл длины . Граничное условие имеет вид:
С учётом теоремы Блоха отсюда следует, что:
Таким образом, расстояние между соседними допустимыми значениями квазиимпульса равно:
Аналогично, в общем случае, для кубической кристаллической решётки:
Модель Кронига — Пенни
Для упрощения задачи потенциал аппроксимируют прямоугольной функцией используя теорему Блоха. При этом находят волновую функцию во всём пространстве, но сначала исследуют решение для неё на одном периоде, и делают его гладким на границах периодов, то есть «сшивают» значения функций в соседних периодах и их производных.
Рассмотрим один период потенциала[1]:
У нас есть две независимых области для которых мы найдём решения:
Для нахождения в каждой области нужно проделать следующие преобразования:
Аналогично получим:
Чтобы найти полное решение, надо убедиться в гладкости искомой функции на границах:
и периодичности и
Эти условия порождают следующую матрицу:
Для существования нетривиального решения необходимо чтобы детерминант этой матрицы был равен нулю. После некоторых преобразований получаем:
Для дальнейшего упрощения выполним следующие преобразования, смысл которых заключается в переходе к дельта-образным потенциалам (типа дираковская гребёнка):
Тогда конечный ответ будет:
Программный код
Код для Maple
Следующий программный код написан на языке Maple (9.5). Представляет собой просто графическое решение .
restart; with(plots): with(stats[statplots]): eq:=cos(k*a)=cos(beta*b)*cos(alpha*(a-b)) - (alpha^2+beta^2)/(2*alpha*beta)*sin(beta*b)*sin(alpha*(a-b)); alpha:=sqrt(8*Pi^2*m*(E)*e/h^2): beta:=sqrt(8*Pi^2*m*(E+V)*e/h^2): e:=1.6*1e-19: a:=0.54310*1e-9: m:=0.19*9.1*1e-31: b:=1/5*a: h:=6.6*1e-34: k(E,V):=arccos(rhs(evalf(eq)))/a; #График p:=plot({subs(V=10,k(E,V)),subs(V=10,-k(E,V))},E=-5..50,labels=[ka, E],color=blue): xyexchange(p); #Анимация, зависимость от глубины ямы p:=animate( plot, [{k(E,V),-k(E,V)},E=-10..50, color=blue,labels=[ka, E]], V=0..30 ): xyexchange(p);]]
На рисунках представлены графические решения уравнения (*).
На правом рисунке видно, как при некотором значении потенциальной энергии возможно образование одномерного бесщелевого полупроводника. |
Код для Scilab
Код ниже является фактически переводом предшествующей программы на язык Scilab, за тем исключением, что иллюстрирует также и случай перехода к гребёнке Дирака.
clear all
global Pi e a m b h
Pi = 3.1415926;
step = 0.1;
e = 1.6 * 1e-19;
a = 0.54310 * 1e-9;
m = 0.19*9.1 * 1e-31;
b = 1/5 * a;
h = 6.6 * 1e-34;
function [alpha, beta] = ab(V,E)
alpha = sqrt(8*Pi^2*m*(E)*e/h^2);
beta = sqrt(8*Pi^2*m*(E+V)*e/h^2);
endfunction
function r=kronigpenney(V, E)
[alpha, beta] = ab(V,E);
r = 1/a * acos((cos(beta*b) .* cos(alpha*(a-b)) ) - (alpha.^2+beta.^2) ./ (2*alpha .* beta) .* sin(beta*b) .* sin(alpha*(a-b)));
endfunction
function r=dirac(V,E)
[alpha, beta] = ab(V,E);
r = 1/a * acos(cos(alpha * a) - (beta.^2 * b * a) ./ 2 .* sin(alpha*a) ./ (alpha * a));
endfunction
E = [1e-3 : step: 50];
k = kronigpenney(10, E);
plot(k, E, 'b'); plot(-k, E, 'b');
k = dirac(10, E);
plot(k, E, 'r'); plot(-k, E, 'r');
Код для Matlab
Код ниже является переводом предшествующей программы на язык Matlab.
function KronigPenneyM
% clear all
% global Pi e a m b h
Pi = 3.1415926;
step = 0.1;
e = 1.6 * 1e-19;
a = 0.54310 * 1e-9;
m = 0.19*9.1 * 1e-31;
b = 1/5 * a;
h = 6.6 * 1e-34;
E = [0 : step: 50];
N = 3;
hold on;
k = kronigpenney(N, E);
plot([real(k) NaN, -real(k)], [E NaN E], 'b');
k = dirac(N, E);
plot([real(k) NaN, -real(k)], [E NaN E], 'r');
function [alpha, beta] = ab(V,E)
alpha = sqrt(8*Pi^2*m*(E)*e/h^2);
beta = sqrt(8*Pi^2*m*(E+V)*e/h^2);
end
function r=kronigpenney(V, E)
[alpha, beta] = ab(V,E);
r = 1/a * acos((cos(beta*b) .* cos(alpha*(a-b)) ) - (alpha.^2+beta.^2) / (2*alpha .* beta) .* sin(beta*b) .* sin(alpha*(a-b)));
end
function r=dirac(V,E)
[alpha, beta] = ab(V,E);
r = 1/a * acos(cos(alpha * a) - (beta.^2 * b * a) / 2 .* sin(alpha*a) / (alpha * a));
end
end
Ссылки
- Задачи по квантовой механике. Часть 1. Галицкий, Карнаков, Коган.
- 1-D periodic potential applet
Примечания
- ↑ R. de L. Kronig and W. G. Penney. Квантовая механика электронов в кристаллических решётках // Proc. R. Soc. Lond. A. — 1931. — Т. 130. — С. 499—513. — doi:10.1098/rspa.1931.0019. Архивировано 15 мая 2019 года.
Литература
- Гинзбург И. Ф. Частицы в конечных и бесконечных одномерных периодических цепочках // УФН. — 2020. — Т. 190. — С. 429—440. — doi:10.3367/UFNr.2019.12.038709.