Jesli pasma nie sa energetycznie dobrze separowalne

Jeśli pasma nie sa̧ energetycznie dobrze separowalne
lub energetycznie zdegenerowane (kwazizdegenerowane)
to ich wzajemny wplyw musi być uwzglȩdniony wariacyjnie
- w I rzȩdzie RZ dla stanow zdegenerowanych rachunek jest
podobny do warjacyjnego - rozwijamy funkcjȩ w bazie funkcji
należa̧cych do zdegenerowanej wartości wlasnej
unk =
X
n0
cnn0 un00
w rezultacie

X

0
n
2
h̄
h̄
(k 2 − k02)}δnn0 + (~k − ~k0) · pnn0  cnn0 = En(~k)cnn0
{En(~k0) +
2m
m
(1)

gdzie
pnn0 =
Z
∗
∗
3
u
(~
r
)~
p
u
(~
r
)d
r
0
~
~
n
k
n
k
u.c.
0
0
wyznacza siȩ empirycznie (elementy przejść) lub próbuje oszacować
w obliczeniach typu ab initio
Rachunek zaburzeń Löwdina
gdy musimy uwzglȩdnić zarówno pasma zdegenerowane
jak i energetycznie odlegle
1
* przestrzeń wszystkich pasm dzielimy na 2 grupy:
(A) bliskie energetycznie
(B) energetycznie odlegle w stosunku do grupy (A)
grupȩ (A) traktuje siȩ wariacyjnie;
odlegle pasma modyfikuja̧ elementy macierzowe ukladu wariacyjnego
powyższe równanie można zapisać operatorowo:
(przyjmuja̧c dla uproszczenia k0 = 0)
h̄ ~
h̄2 2
k }unk (~r) = En (~k)unk (~r)
{Ĥ0 + k~p +
m
2m
gdzie
H0un0(~r) = En (0)un0(~r)
unk (~r) =
X
n0
cnn0 un00(~r)
zobaczmy jak to wygla̧da dla trywialnego przypadku gdy
(A) - jedno pasmo
(B) jedno pasmo





Haa Hab
Hab Hbb









c1
c2







= E 
c1
c2





szukamy takiej transformacji, która zdiagonalizuje H do H̃





H̃aa
0
0
H̃bb
2





(2)
znajduja̧c pierwiastki równania sekularnego, z dokladnościa̧ do wyrazów
II-rzȩdu w rozwiniȩciu malego Hab dostaniemy:
H̃aa
2
Hab
= Haa −
(Hbb − Haa )
to równanie jest prawdziwe tak dla reprezentacji macierzowej operatora H
jak i dla postaci operatorowej (2), i wtedy w rachunku zaburzeń
(bo to przypomina II rza̧d RZ) trzeba polożyć
Haa → Ea(0),
Hbb → Eb (0)
zobaczmy czym jest ta poprawka dla
h̄ ~
h̄2 2
H = k~p +
k
m
2m
0
(drugi wyraz jest diagonalny i jest już uwzglȩdniony w Haa )
dostajemy poprawkȩ operatorowa̧ d H0
h̄2 ha|~k~p|bihb|~k~p|ai
m2
Eb − E a
jeśli stanów w grupie (B) jest wiȩcej to pojawi siȩ suma po (b)
w sensie macierzowym, jako poprawka do wyrazu
h̄2 2
Ea (0) +
k
2m
daje dokladnie poprawkȩ do masy efektywnej pochodza̧ca̧ od odleglych pasm.
proces ten nazywa siȩ renormalizacja̧ masy
3
gdy w (A) zawartych jest wiȩcej pasm,
które na ogól sa̧ w ko zdegenerowane to:
H̃aa0 = Haa0 −
Hab Hba0
Eb(0) − Ea(0)
te wklady do elementów macierzowych czȩści (A) hamiltonianu traktowane
sa̧ jako empiryczne parametry zwia̧zane z mierzonymi masami efektywnymi
moga̧ być też obliczane z zasad pierwszych (szacowane)
PRZYBLIŻENIE FUNKCJI OBWIEDNI (EFA)
• metoda kp pozwala znaleźć zależność dyspersyjna̧ En (k) dla interesuja̧cych nas pasm w pobliżu punktów ekstremalnych ~k
• EFA pozwala znaleźć kwazidyskretne lub calkowicie dyskretne poziomy
energetyczne w pobliżu den pasm w przypadku przestrzennego
ograniczenia materialu litego (bulk) do rozmiarów mezoskopowych
- albo dla domieszek (lokalne zaburzenie periodyczności)
- albo w obecności zewnȩtrznych pól (globalne zaburzenie periodyczności)
IDEA
formalnie do hamiltonianu H0 dola̧czamy potencjal zaburzaja̧cy U (~r)
4
(choć samo zaburzenie periodyczności nie musi ”pochodzić”
od zewnȩtrznego potencjalu - zaburzeniem może bć
”uciȩcie” krysztalu do nanorozmiaru)
p2
{
+ Vper (~r) + U (~r)}ψ(~r) = Eψ(~r)
2m
(3)
~k - przestaje być dobra̧ liczba̧ kwantowa̧ w obliczu zaburzenia periodyczności
krysztalu
zatem:
Ψ(~r) =
X
n,k
~
X
eik~rcn(~k)un,0(~r) = fn(~r)un,0(~r)
n
gdzie
fn(~r) =
X
~k
~
eik~r cn(~k)
fn (~r) - to funkcje obwiedni w n-tym pasmie,
po wstawieniu do równania Hψ = Eψ i pamiȩtaja̧c, że
H0un,0(~r) = En (0)un,0(~r)
dostajemy
p2
1
{un,0(~r)[En(0) − E +
]fn(~r) + (~pun,0)(~pfn)} = 0 (4)
n
2m
m
X
gdzie specjalnie pomina̧lem wyraz z U (~r)
mnoża̧c z lewej strony przez fn∗0 un0 ,0 i calkuja̧c po obj. Ω calego ukladu
dostajemy:
X Z
n
(
u∗ 0 u f ∗0 [En (0)−E+
Ω n ,0 n,0 n
1 Z
p2
3
]fnd r+ Ω {(u∗n0,0p~un,0)(fn∗0 p~fn )}d3r) = 0
2m
m
(5)
5
pod calkami mamy iloczyny funkcji wolno i szybko zmiennych
zobaczmy jak możemy takie calki przybliżyć
to przybliżenie jest PODSTAWA̧ metody EFA
rozważmy sytuacjȩ
I=
Z
3
f
(~
r
)u(~
r
)d
r
Ω
gdzie f - wolnozmienna (na obszarze kom.elem. Ω0
a
u - okresowa z periodycznościa̧ Vper(~r)
u(~r) można przedstawić w postaci rozwiniȩcia Weierstrassa na funkcje
okresowe
(opuszczam wektory dla uproszczenia)
U (r) =
X
g
u(g)eigr
gdzie {g} to wektory sieci odwrotnej;
a to jest rozklad Fourierowski, zatem
1Z
u(g) =
u(r)e−igr d3r
Ω
Ω
ale u(r) jest identyczne w każdej kom.elem. i
N
Ω
=
1
Ω0
1 Z
−igr 3
=
u(r)e
dr
Ω0 Ω 0
zatem
I=
Z
X
Ω g
u(g)f (r)eigr d3r =
6
to
X
g
u(g)
Z
igr 3
f
(r)e
dr
Ω
tȩ ostatnia̧ calkȩ można rozlożyć na szereg calek po kom.element.
XZ
Ri
3
igρ
d
ρf
(R
−
i
+
ρ)e
Ωi
gdzie ρ przebiega tylko po obj. kom.elem.
ale f (r) ma być wolno zmienna w ramach Ωi,
f (Ri + ρ) ≈ f (Ri)
to
I=
X
g
u(g)
X
Ri
f (Ri)
Z
Ωi
eigr d3r
ostatnia calka przeżywa tylko dla g = 0, zatem
I = u(0)
ale
zatem
X
Ri
f (Ri) ≈ u(0)
Z
Ω f (r)d
1Z
u(0) =
u(r)d3r
Ω
Z
1Z
3
I ≈ Ω u(r)d r × Ω f (r)d3r
Ω
7
3
r
wracaja̧c do równania (5) możemy teraz rozdzielić calkowania funkcji u(~r)
i f (~r), a pamiȩtaja̧c, że
Z
Z
u∗n0,0(~r)un,0(~r)d3r = δn,n0
u∗n0,0(~r)~pun,0(~r)d3r = p~n,n0
możemy równanie (5) zapisać jako
Z
Ωd
3
X
rfn∗0 [ {[En(0)
n
1
p2
−E+
]δn,n0 + pn,n0 p~}fn(~r)] = 0
2m
m
n0 = ...
to bȩdzie spelnone gdy
p2
1
{[En(0) − E +
]δn,n0 + pn,n0 p~}fn(~r) = 0
n
2m
m
X
(6)
to jest uklad sprzȩżonych równań na funkcje obwiedni fn(~r), a pamiȩtamy,
że cala funkcja
ψ(~r) =
X
n
fn(~r)un,0(~r)
Zauważmy podobieństwo tego równania do równania (1) przy k0 = 0 jeśli
tylko zasta̧pić w (1)
kj → −i
δ
,
δj
j = x, y, z
8
(7)
Podobnie, jeśli elementy hamiltonianu kp zostaly zrenormalizowane poprawka̧
na oddzialywanie odleglych pasm to tutaj też ona siȩ pojawi w postaci
1 X
1
1
0
(h~
p
ih~
p
i~
p
)(
+
)
nb
nb
2m2 b
E n − E b E n0 − E b
9