4.3. Функции Блоха

Блохом было доказано, что волновые функции, являющиеся решениями одноэлектронного уравнения Шредингера с периодическим потенциалом, имеющим период решетки, представляют собой плоские волны, модулированные некоторой функцией с периодичностью решетки:

. (4.5)

Здесь - некоторая периодическая функция с периодом, равным периоду решетки, зависящая от волнового вектора.

Условия периодичности потенциальной энергии в кристалле , где, где– векторы единичных трансляций,- произвольные целые числа. При смещении кристалла на, он совмещается сам с собой. Из условия трансляционной симметрии следует, что волновая функция электронаотличается от волновой функциинекоторым постоянным множителем

. (4.6)

Из условия нормировки , Это условие можно удовлетворить, положив, где- волновой вектор, характеризующий квантовое состояние электрона в кристалле. Тогда из выражения (4.6) получаем:

,

или

,

где . Таким образом, волновая функция электрона в кристалле представляет собой бегущую волну, модулированную периодической функцией, имеющей период решетки и зависящей от волнового вектора. Функция, определяемая уравнением (4.5), называется функцией Блоха.

4.4. Свойства волнового вектора электронов в кристалле

Зоны Бриллюэна

На электрон, движущийся в кристалле, всегда действует периодическое поле решетки. Энергия этого взаимодействия является периодической функцией координат. Следовательно, энергия и импульс электрона в кристалле изменяются со временем под действием этого поля, то есть не сохраняются.

Однако, пользуясь понятием волнового вектора , выведенного для электрона в кристалле, то есть входящего в функцию Блоха, можно вывести характеристику, сохраняющуюся во времени. Это квазиимпульс

.

Квазиимпульсу соответствует оператор , который коммутирует с гамильтонианом кристаллической решетки, следовательно, для квазиимпульса справедлив закон сохранения. Тогда между собственными функциями операторов квазиимпульса и энергии должна быть определенная функциональная связь:

,

- энергия должна быть функцией квазиимпульса.

Волновой вектор электронов в кристалле в отличие от волнового вектора свободного электрона неоднозначен. Можно показать, что состояния, характеризуемые волновыми векторами и- вектор обратной решетки) физически эквивалентны. Следовательно, энергия электронов, находящихся в этих состояниях, одинакова. То есть, и волновая функция, и энергия электрона в кристалле, являются периодическими функциями волнового векторас периодами

.

Если в - в пространстве построить обратную решетку, растянутую враз, то есть решетку с векторами, то все- пространство можно разделить на области, в которых имеются физически эквивалентные состояния. Эти области называют зонами Бриллюэна. Многогранник минимального объема, построенный вокруг начала координат в- пространстве, содержащий все возможные различные состояния, называют первой, или основной зоной Бриллюэна. С помощью векторов обратной решетки любую точку- пространства можно перевести в первую зону Бриллюэна.

Эквивалентность физических состояний, принадлежащих различным зонам Бриллюэна, позволяет при движении электрона в - пространстве рассматривать его траекторию только в пределах первой зоны Бриллюэна.

Любой реальный кристалл является ограниченным. Эта ограниченность приводит к тому, что волновой вектор электрона может принимать только дискретный ряд значений. Воспользовавшись циклическими граничными условиями Борна-Кармана и предположив, что кристалл имеет форму параллелепипеда с размерами , получаем разрешенные значения компонентов волнового вектора:

причем

где - числа атомов, располагающихся на ребрах, тогда

или

.

Учитывая, что состояние с волновыми векторами иэквивалентны, получаем:. Нижнее значение.

Таким образом, числа разрешенных значений компонентов вектора , заключенных в интервале, составляютдлясоответственно. Всего в зоне Бриллюэна имеетсяразрешенных состояний.

Итак, для полного описания всей совокупности состояний электрона в кристалле достаточно рассматривать только область значений, ограниченную первой зоной Бриллюэна.

Так как для двух значений , отличающихся на, все волновые функции и уровни энергии одинаковы, энергетическим уровням можно приписать индексып так, чтобы при заданном п собственные функции и собственные значения решений уравнения Шредингера были периодическими функциями вектора в обратной решетке:

.

Совокупность всех энергетических уровней электрона, описываемых функцией при фиксированном значениип, называют энергетической зоной. Так как каждая функция периодична и квазинепрерывна, у нее существуют верхний и нижний пределы. Все уровни энергии данной энергетической зоны заключены в интервале между этими пределами. При ширине зоны ~1эВ расстояние между энергетическими уровнями составляет ~эВ, что много меньше .Это позволяет в ряде случаев не учитывать дискретность энергии в пределах зоны.

Поскольку каждому разрешенному значению соответствует разрешенный уровень энергии, и на каждом уровне в силу принципа Паули может располагаться два электрона с противоположно направленными спинами, число электронов в разрешенной зоне не может превышать 2N.

4.5. Энергетический спектр электронов в кристалле. Модель Кронига-Пенни

Для нахождения энергетического спектра электронов в кристалле необходимо решить одноэлектронное уравнение Шредингера с периодическим потенциалом решетки . Собственные функциии собственные значения энергииэтого уравнения зависят от вида периодического потенциала.

Некоторые характерные особенности энергетического спектра можно узнать, рассматривая простую одномерную модель периодического потенциала, предложенную Р.Кронигом и В.Пенни. Зависимость потенциальной энергииV электрона от расстояния х для одномерной решетки в этой модели представлена на рис.4.1. Прямоугольные потенциальные ямы шириной а чередуются с прямоугольными барьерами шириной b. Период такой решетки . Потенциальная энергия представляет собой функцию

Здесь п- любое число ().

Решение одноэлектронного уравнения Шредингера для одномерного случая и потенциальной энергии приводит к уравнению

. (4.7)

ЗдесьР – степень прозрачности барьера для электрона, т.е. степень связанности электрона в потенциальной яме, . (4.8)

В уравнении (4.7) cosk- функция четная, замена волнового числаkна –kне меняет уравнения. Это означает, что энергия электрона также является четной функциейk, т.е.

На рис.4.2 изображена зависимость левой части уравнения (4.7) от параметра. Посколькуcosk,стоящий в правой части уравнения (4.7), может принимать значения только в интервале от +1 до -1, то допустимыми значениямиявляются такие, для которых левая часть уравнения не выходит из указанных пределов. На рис.4.2 интервалы разрешенных значенийзаштрихованы. Ширина этих интервалов зависит от параметраР. Чем меньшеР, тем они шире. Кроме того, их ширина зависит и от. При любом зафиксированном значении Р эти интервалы расширяются с увеличением. В силу соотношения (4.8) междуи энергией электронаЕсказанное относится и к энергии. Таким образом, энергия электрона в кристалле не может принимать любого значения. Есть зоныразрешенных и зонызапрещенныхэнергий. Чередование разрешенных и запрещенных зон иллюстрирует рис.4. 3.

Рассмотрим, как изменяется энергетический спектр в двух предельных случаях и. Случайсоответствует условию, т.е. почти свободному электрону (приближение слабой связи). Из (4.7) получаем, т.е., и на основании (4.8):

.

Это выражение совпадает с зависимостью E(k) для свободного электрона. Поскольку наkв этом случае никаких ограничений не накладывается, криваяE(k) представляет собой непрерывную параболу.

В другом предельном случае в силу того, что. Это означает, что электрон локализован в бесконечно глубокой яме, т.е. сильно связан (приближение сильной связи). Прииз уравнения (4.7) находим, что

т.е. , (4.9)

где М=а из (8). (4.10)

Таким образом, при система энергетических зон вырождается в дискретные уровни.

Попытаемся теперь найти явный вид закона дисперсии E(k) для электрона, движущемся в периодическом поле решетки. Для этого надо решить относительноЕуравнение (4.7). Это можно сделать только приближенно. Допустим, чтоР>>1. Это соответствует приближению сильной связи. Для большихРсогласно (4.9) можно записать:

, (4.11)

где . Разлагая левую часть уравнения (4.7) в ряд и ограничиваясь линейными относительночленами, получим

,

или

(4.12)

Подставляя (4.12) в (4.11), находим

(4.13)

Учитывая связь между и энергией электронаЕ (4.8) и ограничиваясь линейными относительночленами при возведении (4.13) в квадрат, получим выражение, связывающееЕиk:

(4.14)

или

(4.15)

Здесь обозначено ;- коэффициент перед, в общем случае не равный.

Первый член в (4.15) представляет собой энергию М-го энергетического уровня электрона в изолированной бесконечно глубокой потенциальной яме, определяемую формулой (4.10). Второй и третий члены связаны действием периодического поля решетки.

Видно, что в периодическом поле решетки энергетические уровни опускаются на значение С(перед Сстоит знак «—»!). Это свидетельствует о том, что объединение атомов в цепочку энергетически выгодно. Третий член в (4.15) определяет зонный характер энергетического спектра, посколькуcoskaограничивает пределы его изменения. На рис.4. 4 показана зависимостьE(k) для электрона, находящегося в одномерной решетке. Здесь наглядно видно, что для всехk,отличающихся на (2/)n, энергия одна и та же. Интервал значенийkотдопредставляет собой первую зону Бриллюэна, два отрезка отдои отдо- вторую зону Бриллюэна и т.д.

Все возможные значения энергий в каждой энергетической зоне можно получить путем измененияkв пределах первой зоны Бриллюэна. Поэтому зависимостьE(k) часто строят только для первой зоны Бриллюэна. Все остальные значенияЕмогут быть приведены в эту зону. Такой способ изображенияE(k) , иллюстрируемый на рис.4.5, получил названиесхемы приведенных зон. В отличие от него зависимость, показанную на рис.4. 4, называютпериодической зонной схемой.

Кроме этих двух способов изображения энергетических зон используют ещё один способ, получивший название расширенной зонной схемы (рис.4.6). Здесь различные энергетические зоны размещаются вk-пространстве в различных зонах Бриллюэна. На рис. 4.6 показана также параболическая зависимостьE(k) для свободного электрона. Начало отсчета энергий обеих зависимостей совмещено.

Из рис.4. 4 хорошо видно, что в каждой нечетной энергетической зоне, т. е. в каждой зоне, определяемой числами М=1, 3, 5, ..., имеется один минимум энергии в центре зоны Бриллюэна и два эквивалентных максимума на краях зоны Бриллюэна. В четных энергетических зонах в центре каждой зоны Бриллюэна, наоборот, имеется максимум энергии, а на границах - минимумы.

Разрывы в энергетическом спектре электрона появляются при достижении волновым векторомkзначенийn/а, т. е. на границах зон Бриллюэна. Какова физическая природа этих разрывов? Выразим волновой вектор через длину волны электронаи запишем условие, при котором функцияE(k) терпит разрыв:

или. (4.16)

Последнее выражение представляет собой условие Вульфа — Брэгга для электронной волны, падающей на решетку перпендикулярно атомным плоскостям. При выполнении этого условия функция Блоха представляет уже не бегущую, а стоячую волну, так как электрон с таким волновым вектором при его движении (в реальном пространстве) испытывает брэгговское отражение. Падающая и отраженная волны могут складываться двумя способами, образуя симметричную и антисимметричную комбинации:

(4.17) (4.18)

Выражения (4.17) и (4.18) записаны для значений волновых векторовk=/. Волновая функцияне изменяется при заменехна -х, aменяет знак. Функцияявляется мнимой, однако плотность электрического заряда, связанная с волновой функциейвэтом случае, так же как и для представляет собой вещественную отрицательную величину. Волновым функциям и₂ соответствуют разные энергии. Решению , отвечает меньшая энергия, которая соответствует верхней границе первой зоны (точкаА на рис. 4.7), а решению - энергия, соответствующая нижней границе второй зоны (точка). Приk</a электрон обладает энергиями меньшими, чем , а приk>a - энергиями, большими, чем . В интервале от до нет ни одного собственного значения энергии электрона, т. е. эта область представляет собой запрещенную зону.

Напомним, что, рассматривая колебания цепочки атомов, мы также пришли к выводу, что при достижении волновым вектором границы зоны Бриллюэна, т. е. k =/, наблюдается от­ражение упругих и образование стоячих волн. Эти стоячие волны являются результатом сложения двух бегущих волн, распростра­няющихся в противоположных направлениях.

В трехмерном случае зонная структура здесь может быть значительно сложнее, чем в рассмотренной выше одномерной модели. Зависимость Е(k) в трехмерном кристалле может быть различна для разных направлений в зоне Бриллюэна. Это связано с тем, что трехмерный потенциал V(r), зависящий от структуры кристалла, в различных направлениях не одинаков. Следствием этого может быть перекрытие разрешенных зон. Так, например, запрещенная зона в одном направлении может совпадать с разрешенной зоной в другом направлении. Перекрытие разрешенных зон нельзя получить в одномерном случае.