k · p teoría de la perturbación - k·p perturbation theory

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En física del estado sólido , la teoría de la perturbación k · p es un enfoque semi-empírico aproximado para calcular la estructura de bandas (particularmente la masa efectiva ) y las propiedades ópticas de los sólidos cristalinos. Se pronuncia "k punto p" y también se le llama " método k · p ". Esta teoría se ha aplicado específicamente en el marco del modelo de Luttinger-Kohn (según Joaquin Mazdak Luttinger y Walter Kohn ), y del modelo de Kane (según Evan O. Kane ).

Antecedentes y derivación

Teorema de Bloch y vectores de onda

Según la mecánica cuántica (en la aproximación de un solo electrón ), los electrones cuasi libres en cualquier sólido se caracterizan por funciones de onda que son estados propios de la siguiente ecuación estacionaria de Schrödinger :

${\ Displaystyle \ left ({\ frac {p ^ {2}} {2m}} + V \ right) \ psi = E \ psi}$

donde p es el operador de momento mecánico cuántico , V es el potencial y m es la masa de vacío del electrón. (Esta ecuación ignora el efecto de giro-órbita ; ver más abajo).

En un sólido cristalino , V es una función periódica , con la misma periodicidad que la red cristalina . El teorema de Bloch demuestra que las soluciones a esta ecuación diferencial se pueden escribir de la siguiente manera:

${\ Displaystyle \ psi _ {n, \ mathbf {k}} (\ mathbf {x}) = e ^ {i \ mathbf {k} \ cdot \ mathbf {x}} u_ {n, \ mathbf {k}} (\ mathbf {x})}$

donde k es un vector (llamado vector de onda ), n es un índice discreto (llamado índice de banda ) y u _{n , k} es una función con la misma periodicidad que la red cristalina.

Para cualquier n dado , los estados asociados se denominan banda . En cada banda, habrá una relación entre el vector de onda k y la energía del estado E _{n , k} , llamado dispersión de banda . El cálculo de esta dispersión es una de las principales aplicaciones de la teoría de perturbaciones k · p .

Teoría de la perturbación

La función periódica u _{n , k} satisface la siguiente ecuación de tipo de Schrödinger (simplemente, una expansión directa de la ecuación de Schrödinger con una función de onda de tipo Bloch):

${\ Displaystyle H _ {\ mathbf {k}} u_ {n, \ mathbf {k}} = E_ {n, \ mathbf {k}} u_ {n, \ mathbf {k}}}$

donde el hamiltoniano es

${\ Displaystyle H _ {\ mathbf {k}} = {\ frac {p ^ {2}} {2m}} + {\ frac {\ hbar \ mathbf {k} \ cdot \ mathbf {p}} {m}} + {\ frac {\ hbar ^ {2} k ^ {2}} {2m}} + V}$

Tenga en cuenta que k es un vector que consta de tres números reales con dimensiones de longitud inversa , mientras que p es un vector de operadores; ser explícito,

${\ Displaystyle \ mathbf {k} \ cdot \ mathbf {p} = k_ {x} (- yo \ hbar {\ frac {\ parcial} {\ parcial x}}) + k_ {y} (- yo \ hbar { \ frac {\ parcial} {\ parcial y}}) + k_ {z} (- i \ hbar {\ frac {\ parcial} {\ parcial z}})}$

En cualquier caso, escribimos este hamiltoniano como la suma de dos términos:

${\ Displaystyle H = H_ {0} + H _ {\ mathbf {k}} ', \; \; H_ {0} = {\ frac {p ^ {2}} {2m}} + V, \; \; H _ {\ mathbf {k}} '= {\ frac {\ hbar ^ {2} k ^ {2}} {2m}} + {\ frac {\ hbar \ mathbf {k} \ cdot \ mathbf {p}} {metro}}}$

Esta expresión es la base de la teoría de la perturbación . El "hamiltoniano no perturbado" es H ₀ , que de hecho es igual al hamiltoniano exacto en k  = 0 (es decir, en el punto gamma ). La "perturbación" es el término . El análisis resultante se denomina " teoría de la perturbación k · p ", debido al término proporcional a k · p . El resultado de este análisis es una expresión para E _{n , k} y u _{n , k} en términos de las energías y funciones de onda en k  = 0. ${\ Displaystyle H _ {\ mathbf {k}} '}$

Tenga en cuenta que el término "perturbación" se vuelve progresivamente más pequeño a medida que k se acerca a cero. Por lo tanto, la teoría de la perturbación k · p es más precisa para valores pequeños de k . Sin embargo, si se incluyen suficientes términos en la expansión perturbativa , entonces la teoría puede ser razonablemente precisa para cualquier valor de k en toda la zona de Brillouin . ${\ Displaystyle H _ {\ mathbf {k}} '}$

Expresión de una banda no degenerada

Para una banda no degenerada (es decir, una banda que tiene una energía diferente en k  = 0 de cualquier otra banda), con un extremo en k  = 0, y sin acoplamiento espín-órbita , el resultado de la teoría de perturbación k · p es ( al orden no trivial más bajo ):

${\ Displaystyle u_ {n, \ mathbf {k}} = u_ {n, 0} + {\ frac {\ hbar} {m}} \ sum _ {n '\ neq n} {\ frac {\ langle u_ { n, 0} | \ mathbf {k} \ cdot \ mathbf {p} | u_ {n ', 0} \ rangle} {E_ {n, 0} -E_ {n', 0}}} u_ {n ', 0}}$

${\ Displaystyle E_ {n, \ mathbf {k}} = E_ {n, 0} + {\ frac {\ hbar ^ {2} k ^ {2}} {2m}} + {\ frac {\ hbar ^ { 2}} {m ^ {2}}} \ sum _ {n '\ neq n} {\ frac {| \ langle u_ {n, 0} | \ mathbf {k} \ cdot \ mathbf {p} | u_ { n ', 0} \ rangle | ^ {2}} {E_ {n, 0} -E_ {n', 0}}}}$

Dado que k es un vector de números reales (en lugar de un vector de operadores lineales más complicados), el elemento de la matriz en estas expresiones se puede reescribir como:

${\ Displaystyle \ langle u_ {n, 0} | \ mathbf {k} \ cdot \ mathbf {p} | u_ {n ', 0} \ rangle = \ mathbf {k} \ cdot \ langle u_ {n, 0} | \ mathbf {p} | u_ {n ', 0} \ rangle}$

Por lo tanto, se puede calcular la energía en cualquier k usando solo unos pocos parámetros desconocidos, a saber, E _{n , 0} y . Estos últimos se denominan "elementos de matriz óptica", estrechamente relacionados con los momentos dipolares de transición . Estos parámetros generalmente se infieren de datos experimentales. ${\ Displaystyle \ langle u_ {n, 0} | \ mathbf {p} | u_ {n ', 0} \ rangle}$

En la práctica, la suma de n a menudo incluye solo la o las dos bandas más cercanas, ya que tienden a ser las más importantes (debido al denominador). Sin embargo, para mejorar la precisión, especialmente en k mayores , se deben incluir más bandas, así como más términos en la expansión perturbativa que los escritos anteriormente.

Masa efectiva

Usando la expresión anterior para la relación de dispersión de energía, se puede encontrar una expresión simplificada para la masa efectiva en la banda de conducción de un semiconductor. Para aproximar la relación de dispersión en el caso de la banda de conducción, tome la energía E _n0 como la energía mínima de la banda de conducción E _c0 e incluya en la suma solo términos con energías cercanas al máximo de la banda de valencia, donde la diferencia de energía en el denominador es la más pequeña. . (Estos términos son las mayores contribuciones a la suma.) Este denominador se aproxima luego como la banda prohibida E _g , lo que lleva a una expresión de energía:

${\ Displaystyle E_ {c} ({\ boldsymbol {k}}) \ approx E_ {c0} + {\ frac {(\ hbar k) ^ {2}} {2m}} + {\ frac {\ hbar ^ { 2}} {{E_ {g}} m ^ {2}}} \ sum _ {n} {| \ langle u_ {c, 0} | \ mathbf {k} \ cdot \ mathbf {p} | u_ {n , 0} \ rangle | ^ {2}}}$

La masa efectiva en la dirección ℓ es entonces:

${\ Displaystyle {\ frac {1} {{m} _ {\ ell}}} = {{1} \ over {\ hbar ^ {2}}} \ sum _ {m} \ cdot {{\ partial ^ { 2} E_ {c} ({\ boldsymbol {k}})} \ over {\ parcial k _ {\ ell} \ parcial k_ {m}}} \ approx {\ frac {1} {m}} + {\ frac {2} {E_ {g} m ^ {2}}} \ sum _ {m, \ n} {\ langle u_ {c, 0} | p _ {\ ell} | u_ {n, 0} \ rangle} { \ langle u_ {n, 0} | p_ {m} | u_ {c, 0} \ rangle}}$

Ignorando los detalles de los elementos de la matriz, las consecuencias clave son que la masa efectiva varía con el intervalo de banda más pequeño y llega a cero cuando el intervalo llega a cero. Una aproximación útil para los elementos de la matriz en semiconductores de espacio directo es:

${\ Displaystyle {\ frac {2} {E_ {g} m ^ {2}}} \ sum _ {m, \ n} {| \ langle u_ {c, 0} | p _ {\ ell} | u_ {n , 0} \ rangle |} {| \ langle u_ {c, 0} | p_ {m} | u_ {n, 0} \ rangle |} \ approx 20 \ mathrm {eV} {\ frac {1} {mE_ { g}}} \,}$

que se aplica dentro de aproximadamente el 15% o mejor a la mayoría de los semiconductores de los grupos IV, III-V y II-VI.

En contraste con esta simple aproximación, en el caso de la energía de la banda de valencia, se debe introducir la interacción espín-órbita (ver más abajo) y se deben considerar individualmente muchas más bandas. El cálculo se proporciona en Yu y Cardona . En la banda de valencia, los operadores móviles son huecos . Uno encuentra que hay dos tipos de agujeros, llamados pesados y ligeros , con masas anisotrópicas.

modelo k · p con interacción espín-órbita

Incluyendo la interacción espín-órbita , la ecuación de Schrödinger para u es:

${\ Displaystyle H _ {\ mathbf {k}} u_ {n, \ mathbf {k}} = E_ {n, \ mathbf {k}} u_ {n, \ mathbf {k}}}$

dónde

${\ Displaystyle H _ {\ mathbf {k}} = {\ frac {p ^ {2}} {2m}} + {\ frac {\ hbar} {m}} \ mathbf {k} \ cdot \ mathbf {p} + {\ frac {\ hbar ^ {2} k ^ {2}} {2m}} + V + {\ frac {\ hbar} {4m ^ {2} c ^ {2}}} (\ nabla V \ times ( \ mathbf {p} + \ hbar \ mathbf {k})) \ cdot {\ vec {\ sigma}}}$

donde es un vector que consta de las tres matrices de Pauli . Este hamiltoniano puede ser sometido al mismo tipo de análisis de la teoría de la perturbación que el anterior. ${\ Displaystyle {\ vec {\ sigma}} = (\ sigma _ {x}, \ sigma _ {y}, \ sigma _ {z})}$

Cálculo en caso degenerado

Para las bandas degeneradas o casi degeneradas, en particular las bandas de valencia en ciertos materiales como el arseniuro de galio , las ecuaciones pueden analizarse mediante los métodos de la teoría de la perturbación degenerada . Los modelos de este tipo incluyen el " modelo de Luttinger-Kohn " (también conocido como "modelo de Kohn-Luttinger") y el " modelo de Kane ".

Generalmente, se introduce un hamiltoniano efectivo y, en primer orden, sus elementos de matriz se pueden expresar como ${\ Displaystyle H ^ {\ rm {eff}}}$

${\ Displaystyle H _ {\ mathbf {k}, mn} ^ {\ rm {eff}} = \ langle u_ {m, 0} | H_ {0} | u_ {n, 0} \ rangle + \ mathbf {k} \ cdot \ langle u_ {m, 0} | \ nabla _ {\ mathbf {k}} H _ {\ mathbf {k}} '| u_ {n, 0} \ rangle}$

Después de resolverlo, se obtienen las funciones de onda y las bandas de energía.

Ver también

notas y referencias