Частица в периодическом потенциале

В квантовой механике задача о частице в одномерном периодическом потенциале — идеализированная задача, которая может быть решена точно (при некоторых специального вида потенциалах), без упрощений. Предполагается, что потенциал задан на всем бесконечном пространстве и периодичен, то есть обладает трансляционной симметрией, что, вообще говоря, не выполняется для реальных кристаллов, где всегда существует как минимум один дефект — поверхность (это приводит к другой задаче о поверхностных состояниях или таммовских уровнях).

Общий вид спектра[править | править код]

Периодическая задача[править | править код]

Рассмотрим одномерную решётку ионов, расстояние между которыми ${\displaystyle a}$. Потенциал при этом будет периодическим. Рассмотрим сначала идеализированный случай бесконечного кристалла. Уравнение Шрёдингера имеет вид:

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {\partial ^{2}\psi (x)}{\partial x^{2}}}+V_{a}(x)\psi (x)=E\psi (x)}$

с периодическим потенциалом ${\displaystyle V_{a}(x)=V_{a}(x+a).}$ 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 ${\displaystyle \psi _{1,2}}$ — линейно независимые решения уравнения. Тогда при сдвиге на период, в силу периодичности задачи, они преобразуются через друг друга:

${\displaystyle \left({\begin{matrix}\psi _{1}(x+a)\\\psi _{2}(x+a)\end{matrix}}\right)=\mathrm {T} \left({\begin{matrix}\psi _{1}(x)\\\psi _{2}(x)\end{matrix}}\right)}$

где ${\displaystyle \mathrm {T} }$ — некоторая матрица (матрица монодромии). Рассматривая вронскиан, несложно показать, что ${\displaystyle \mathrm {T} }$ унитарна и ${\displaystyle \det \mathrm {T} =1}$. Отсюда следует, что в некотором базисе она имеет вид

${\displaystyle \mathrm {T} =\left({\begin{matrix}e^{\mathrm {i} ka}&0\\0&e^{-\mathrm {i} ka}\end{matrix}}\right)}$

Отсюда следует теорема Блоха: соответствующие собственные функции имеют вид

${\displaystyle \psi _{1,2}(x)=e^{\mathrm {i} kx}\phi _{1,2}(x),}$

где ${\displaystyle \phi _{1,2}(x)}$ — периодические функции. Заметим, что пока что ${\displaystyle k\in \mathbb {C} }$. Очевидно, что спектру соответствуют ${\displaystyle k\in \mathbb {R} }$, что равносильно (с учётом унитарности) условию на след матрицы монодромии

${\displaystyle \mathrm {Tr} \ \mathrm {T} =2\cos(kx)\in [-2;2]}$

Несложно показать, что ${\displaystyle \mathrm {Tr} (\mathrm {T} )(E)}$ 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 шевелении потенциала они либо исчезают, либо превращаются в зоны малой ширины. Заметим, что крайние отрезки спектра в принципе могут быть неограничены, 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.

k называют квазиимпульсом, по аналогии с волновой функцией ${\displaystyle e^{\mathrm {i} kx}}$ для частицы с определённым импульсом k. Как видно, вся волновая функция определяется величиной k и любым участком функции длиной a.

Аналогично возникают энергетические зоны в решётках более высоких размерностей.

Влияние границ[править | править код]

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 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 ${\displaystyle L}$. Граничное условие имеет вид

${\displaystyle \psi (0)=\psi (L)}$

С учётом теоремы Блоха отсюда следует, что

${\displaystyle kL=2\pi n,\;n\in \mathbb {Z} }$

Таким образом, расстояние между соседними допустимыми значениями квазиимпульса равно

${\displaystyle \Delta k={\frac {2\pi n}{L}}}$

Аналогично в общем случае, для кубической решётки:

${\displaystyle \Delta k_{x,y,z}={\frac {2\pi n}{L_{x,y,z}}}}$

Модель Кронига — Пенни[править | править код]

Для упрощения задачи потенциал приближают прямоугольным: используя теорему Блоха. Находят волновую функцию во всём пространстве, но сначала исследуют решение для одного периода, и делают его гладким на краях, то есть «сшивают» значения соседних функций и их производных. Рассмотрим один период потенциала^[1]:
У нас есть две независимых области для которых мы найдём решения:

${\displaystyle 0<x<a-b:{-\hbar ^{2} \over 2m}\psi _{xx}=E\psi \Rightarrow \psi =Ae^{i\alpha x}+A'e^{-i\alpha x}\quad \left(\alpha ^{2}={2mE \over \hbar ^{2}}\right)}$

${\displaystyle -b<x<0:{-\hbar ^{2} \over 2m}\psi _{xx}=(E+V_{0})\psi \Rightarrow \psi =Be^{i\beta x}+B'e^{-i\beta x}\quad \left(\beta ^{2}={2m(E+V_{0}) \over \hbar ^{2}}\right)}$

Для нахождения u(x) в каждой области нужно проделать следующие преобразования:

${\displaystyle \psi (0<x<a-b)=Ae^{i\alpha x}+A'e^{-i\alpha x}=e^{ikx}\cdot \left(Ae^{i(\alpha -k)x}+A'e^{-i(\alpha +k)x}\right)}$

${\displaystyle \Rightarrow u(0<x<a-b)=Ae^{i(\alpha -k)x}+A'e^{-i(\alpha +k)x}}$

Аналогично получим

${\displaystyle u(-b<x<0)=Be^{i(\beta -k)x}+B'e^{-i(\beta +k)x}\;}$

Чтобы найти полное решение нам надо убедиться в гладкости искомой функции на границах:

${\displaystyle \psi (0^{-})=\psi (0^{+})\quad \psi '(0^{-})=\psi '(0^{+})}$

и периодичности u(x) и u'(x)

${\displaystyle u(-b)=u(a-b)\quad u'(-b)=u'(a-b).}$

Эти условия дают следующую матрицу:

${\displaystyle {\begin{pmatrix}1&1&-1&-1\\\alpha &-\alpha &-\beta &\beta \\e^{i(\alpha -k)(a-b)}&e^{-i(\alpha +k)(a-b)}&-e^{-i(\beta -k)b}&-e^{i(\beta +k)b}\\(\alpha -k)e^{i(\alpha -k)(a-b)}&-(\alpha +k)e^{-i(\alpha +k)(a-b)}&-(\beta -k)e^{-i(\beta -k)b}&(\beta +k)e^{i(\beta +k)b}\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}A\\A'\\B\\B'\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}0\\0\\0\\0\end{pmatrix}}}$

Для существования нетривиального решения необходимо зануление детерминанта этой матрицы. После некоторых преобразований получаем:

${\displaystyle \cos(ka)=\cos(\beta b)\cos[\alpha (a-b)]-{\alpha ^{2}+\beta ^{2} \over 2\alpha \beta }\sin(\beta b)\sin[\alpha (a-b)].\qquad (*)}$

Для дальнейшего упрощения мы выполним следующие преобразования, смысл которых заключается в переходе к дельта-образным потенциалам (дираковская гребёнка) :

${\displaystyle b\rightarrow 0\ ;\ V_{0}\rightarrow \infty \ ;\ V_{0}b=\mathrm {constant} }$

${\displaystyle \Rightarrow \beta b\rightarrow 0\ ;\ \beta ^{2}b=\mathrm {constant} \ ;\ \alpha ^{2}b\rightarrow 0\ ;\ \sin(\beta b)\rightarrow \beta b\ ;\ \cos(\beta b)\rightarrow 1}$

Тогда конечный ответ будет:

${\displaystyle \cos(ka)=\cos(\alpha a)-P{\sin(\alpha a) \over \alpha a}\qquad \left(P={\beta ^{2}ab \over 2}\right)}$

Программный код[править | править код]

Код для Maple[править | править код]

Следующий программный код написан на языке Maple (9.5). Представляет собой просто графическое решение ${\displaystyle (*)}$.

  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[править | править код]

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[править | править код]

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[править | править код]

• Задачи по квантовой механике. Часть 1. Галицкий, Карнаков, Коган.
• 1-D periodic potential applet

Примечания[править | править код]

См. также[править | править код]

• Квантовая яма
• Оптическая решетка
• Блоховская волна
• Теорема Блоха