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Die '''k·p-Methode''' (auch KP-Methode) ist eine [[Störungstheorie (Quantenmechanik)|störungstheoretische]] Methode der [[Quantenmechanik]] zur Berechnung der elektronischen [[Bandstruktur]] eines [[Festkörper]]s. Sie bietet eine Näherung der Lösung der [[Schrödinger-Gleichung]] für [[Elektron]]en in [[Halbleiter]]n und anderen [[kristallin]]en Festkörpern. Die Methode erlaubt so auch das elektronische Verhalten von Bauteilen der [[Mikroelektronik]] zu simulieren. | Die '''k·p-Methode''' (auch '''KP-Methode''') ist eine [[Störungstheorie (Quantenmechanik)|störungstheoretische]] Methode der [[Quantenmechanik]] zur Berechnung der elektronischen [[Bandstruktur]] eines [[Festkörper]]s. Sie bietet eine Näherung der Lösung der [[Schrödinger-Gleichung]] für [[Elektron]]en in [[Halbleiter]]n und anderen [[kristallin]]en Festkörpern. Die Methode erlaubt so auch das elektronische Verhalten von Bauteilen der [[Mikroelektronik]] zu simulieren. | ||
Die Bezeichnung stammt daher, dass in den [[Energie]]n der einzelnen [[Energieband|Energiebänder]] ein Ausdruck der Form | Die Bezeichnung stammt daher, dass in den [[Energie]]n der einzelnen [[Energieband|Energiebänder]] ein Ausdruck der Form <math>\vec k \cdot \vec p</math> auftritt, also das [[Skalarprodukt]] aus dem [[Wellenvektor]] <math>\vec k</math> und dem quantenmechanischen [[Impulsoperator]] <math>\vec p</math>. | ||
== Beschreibung == | == Beschreibung == | ||
Die Methode basiert auf einer Beschreibung der Elektronen als ''nicht'' miteinander wechselwirkende [[Teilchen]] in einem [[Periode (Physik)|periodischen]] [[Effektives Potential|effektiven Potential]]. Dieses beinhaltet die Wechselwirkung des beschriebenen Elektrons mit den Elektronen und [[Atomkern]]en des Festkörpers. | Die Methode basiert auf einer Beschreibung der Elektronen als ''nicht'' miteinander wechselwirkende [[Teilchen]] in einem [[Periode (Physik)|periodischen]] [[Effektives Potential|effektiven Potential]]. Dieses beinhaltet die Wechselwirkung des beschriebenen Elektrons mit den Elektronen und [[Atomkern]]en des Festkörpers. | ||
Ist die Lösung der Schrödinger-Gleichung für | Ist die Lösung der Schrödinger-Gleichung für einen Wellenvektor <math>\vec k_0</math> des Elektrons im [[Reziproker Raum|reziproken Raum]] aus anderen Methoden (z. B. der [[Dichtefunktionaltheorie (Quantenphysik)|Dichtefunktionaltheorie]]) bekannt, so kann die Elektronen-Energie für Werte von <math>\vec k</math> in einer Umgebung von <math>\vec k_0</math> als [[Störungstheorie (Quantenmechanik)|Störung]] dieser Lösung bestimmt werden. Aus der Veränderung der Energie ([[Eigenwert]]e des in der Schrödinger-Gleichung auftretenden [[Hamilton-Operator]]s) mit dem Wellenvektor ist dann die gesuchte Bandstruktur des Festkörpers bestimmt. | ||
== Ansatz == | == Ansatz == | ||
Die [[Wellenfunktion]] des Elektrons genügt in der [[Hartree-Fock-Methode|Ein-Teilchen Näherung]] der | Die [[Wellenfunktion]] des Elektrons genügt in der [[Hartree-Fock-Methode|Ein-Teilchen-Näherung]] der Schrödinger-Gleichung: | ||
:<math>\left( \frac{p^2}{2m} + V(\ | :<math>\left( \frac{p^2}{2m} + V(\vec{r}) \right) \psi(\vec{r}) = E \, \psi(\vec{r})</math> | ||
mit | mit | ||
* dem quantenmechanischen Impulsoperator | * dem quantenmechanischen Impulsoperator <math>\vec p</math> | ||
* der Masse | * der Masse <math>m</math> des Elektrons | ||
* dem effektiven [[ | * dem effektiven [[Elektrisches Potential|elektrostatischen Potential]] <math>V</math>, das in einem kristallinen Material eine [[periodische Funktion]] mit derselben [[Periodizität]] wie der [[Kristall]] selbst ist. | ||
[[Bloch-Funktion| | [[Bloch-Funktion|Blochs Theorem]] besagt nun, dass die Lösung einer solchen periodischen [[Differentialgleichung]] wie folgt geschrieben werden kann: | ||
:<math>\psi_{n\ | :<math>\psi_{n,\vec{k}}(\vec{r}) = e^{\mathrm i\vec{k} \cdot \vec{r}} \, u_{n,\vec{k}}(\vec{r})</math> | ||
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* <math>\vec k</math> der Wellenvektor | |||
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* <math>\mathrm i</math> die [[ | * <math>u_{n,\vec k}</math> eine Funktion mit derselben Periodizität wie der Kristall. | ||
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Setzt man <math>\psi_{n \ | Setzt man <math>\psi_{n, \vec{k}}</math> in die Einteilchen-Schrödinger-Gleichung ein, so erhält man die folgende Differentialgleichung für <math>u_{n,\vec k}</math>: | ||
:<math>\left( \frac{p^2}{2m} + \frac{\hbar \ | :<math>\left( \frac{p^2}{2m} + \frac{\hbar \vec{k}\cdot \vec{p}}{m} + \frac{\hbar^2k^2}{2m} + V(\vec{r}) \right) u_{n,\vec{k}} = E_{n,\vec{k}} u_{n,\vec{k}}</math> | ||
mit dem reduzierten [[Plancksches Wirkungsquantum|planckschen Wirkungsquantum]] <math>\hbar</math>. | mit dem reduzierten [[Plancksches Wirkungsquantum|planckschen Wirkungsquantum]] <math>\hbar</math>. | ||
Für einen Wellenvektor | Für einen Wellenvektor <math>\vec k_0</math>, für den die Lösungen bekannt sind (oft am [[Brillouinzone|Γ-Punkt]] <math>\vec k_0 = 0</math>), behandelt die k·p-Methode nun den Term | ||
:<math> \frac{\hbar (\ | :<math> \frac{\hbar (\vec{k} - \vec{k}_0)\cdot\vec{p}}{m}</math> | ||
in obiger Gleichung als Störung (daher der Name). Ziel der [[Störungstheorie (Quantenmechanik)|Störungsrechnung]] ist es, näherungsweise Ausdrücke für die Energieeigenwerte und die zugehörigen Eigenzustände zu finden. | in obiger Gleichung als Störung (daher der Name). Ziel der [[Störungstheorie (Quantenmechanik)|Störungsrechnung]] ist es, näherungsweise Ausdrücke für die Energieeigenwerte und die zugehörigen Eigenzustände zu finden. | ||
Die Energien und Eigenzustände werden mit zunehmender Ordnung zwar genauer, die Gleichungen jedoch immer komplexer. Man approximiert daher die gesuchten Ausdrücke mit Störungen zweiter Ordnung. Für alle betrachteten Zustände | Die Energien und Eigenzustände werden mit zunehmender Ordnung zwar genauer, die Gleichungen jedoch immer komplexer. Man approximiert daher die gesuchten Ausdrücke mit Störungen zweiter Ordnung. Für alle betrachteten Zustände <math>u_{n,\vec k}</math> erhält man Gleichungen, in denen Wechselwirkungsterme in Form von [[Übergangsmatrixelement]]en zwischen den betrachteten Zuständen und allen anderen Zuständen <math>u_{n',\vec k}</math> auftreten. Man erhält also <math>n </math> Gleichungen mit jeweils <math>n'</math> Wechselwirkungstermen. | ||
Für direkte Anwendungen betrachtet man nur Zustände in der Nähe der [[Bandlücke]], womit die Anzahl der Gleichungen reduziert wird. Des Weiteren nutzt man in kristallinen Schichten die [[Symmetriegruppe| | Für direkte Anwendungen betrachtet man nur Zustände in der Nähe der [[Bandlücke]], womit die Anzahl der Gleichungen reduziert wird. Des Weiteren nutzt man in kristallinen Schichten die [[Symmetriegruppe|Symmetrieeigenschaften]] der verschiedenen [[Kristallsystem]]e in Form der [[Gruppentheorie]], um mit deren Hilfe viele der Wechselwirkungsterme zu effektiven Termen zusammenzufassen und somit die Anzahl der Wechselwirkungsterme weiter stark zu reduzieren. Schließlich ergeben sich relativ wenige Gleichungen, welche man kompakt als [[Matrix (Mathematik)|Matrix]] darstellt, um anschließend die gesuchten Energieeigenwerte <math>E_{n,\vec k}</math> und die zugehörigen Eigenzustände <math>\psi_{n,\vec k}</math> zu berechnen. | ||
Aus den Eigenwerten lassen sich dann Ausdrücke für die [[Dispersionsrelation #Festkörperphysik|Dispersion]] <math>\tfrac{\mathrm d}{\mathrm d k}E_{n \ | Aus den Eigenwerten lassen sich dann Ausdrücke für die [[Dispersionsrelation #Festkörperphysik|Dispersion]] <math>\tfrac{\mathrm d}{\mathrm d k}E_{n, \vec{k}}</math>, die [[effektive Masse]] der Elektronen und [[Auswahlregel]]n für die Wechselwirkung mit Licht mit weniger Aufwand als bei einer vollständigen Rechnung bestimmen. | ||
Wichtig ist sie insbesondere im Fall [[Entartung (Quantenmechanik)|entarteter]] Bänder, da der | Wichtig ist sie insbesondere im Fall [[Entartung (Quantenmechanik)|entarteter]] Bänder, da der <math>\vec k \cdot \vec p</math>-Term die Bänder miteinander koppelt, die Entartung teilweise aufhebt und neue Auswahlregeln für optische Übergänge zwischen den Bändern bestimmt. | ||
== Literatur == | == Literatur == | ||
* M. S. Dresselhaus: ''Group Theory | * M. S. Dresselhaus: ''Group Theory – Application to the Physics of Condensated Matter.'' Springer Verlag, Heidelberg 2008 (Anm.: Anspruchsvolles Fachbuch, in der die KP-Theorie systematisch abgeleitet wird). | ||
(Anm.: Anspruchsvolles Fachbuch, in der die KP-Theorie systematisch abgeleitet wird) | * {{Literatur |Autor = Dorothy G. Bell |Titel = Group Theory and Crystal Lattices |Sammelwerk = Reviews of Modern Physics |Band = 26 |Datum = 1954-07-01 |Nummer = 3 |Seiten = 311–320 |DOI= 10.1103/RevModPhys.26.311}} | ||
* Dorothy G. Bell | * C. Kittel: ''Quantentheorie des Festkörpers.'' R. Oldenbourg Verlag, München 1970, S. 201 ff. | ||
* C. Kittel: ''Quantentheorie des Festkörpers.'' R. Oldenbourg Verlag, München 1970, S. | * I. J. Robertson, M. C. Payne: ''k-point sampling and the k.p method in pseudopotential total energy calculations.'' In: ''J. Phys.: Condens. Matter.'' 2, 1990, S. 9837–9852, [[doi:10.1088/0953-8984/2/49/010]]. | ||
* I. J. Robertson, M. C. Payne: ''k-point sampling and the k.p method in pseudopotential total energy calculations.'' In: ''J. Phys.: Condens. Matter.'' 2, 1990, S. 9837–9852, | |||
* W. Schäfer, M. Wegener: ''Semiconductor Optics and Transport Phenomena.'' Springer, 2002, ISBN 3-540-61614-4, S. 72ff. | * W. Schäfer, M. Wegener: ''Semiconductor Optics and Transport Phenomena.'' Springer, 2002, ISBN 3-540-61614-4, S. 72ff. | ||
* Christian Köpf: ''Die k·p-Methode.'' In: ''Modellierung des Elektronentransports in Verbindungshalbleiterlegierungen.'' Wien 1997 (Dissertation, Technischen Universität Wien, [ | * Christian Köpf: ''Die k·p-Methode.'' In: ''Modellierung des Elektronentransports in Verbindungshalbleiterlegierungen.'' Wien 1997 (Dissertation, Technischen Universität Wien, [https://www.iue.tuwien.ac.at/phd/koepf/node39.html online], abgerufen am 22. Januar 2010). | ||
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Die k·p-Methode (auch KP-Methode) ist eine störungstheoretische Methode der Quantenmechanik zur Berechnung der elektronischen Bandstruktur eines Festkörpers. Sie bietet eine Näherung der Lösung der Schrödinger-Gleichung für Elektronen in Halbleitern und anderen kristallinen Festkörpern. Die Methode erlaubt so auch das elektronische Verhalten von Bauteilen der Mikroelektronik zu simulieren.
Die Bezeichnung stammt daher, dass in den Energien der einzelnen Energiebänder ein Ausdruck der Form $ {\vec {k}}\cdot {\vec {p}} $ auftritt, also das Skalarprodukt aus dem Wellenvektor $ {\vec {k}} $ und dem quantenmechanischen Impulsoperator $ {\vec {p}} $.
Die Methode basiert auf einer Beschreibung der Elektronen als nicht miteinander wechselwirkende Teilchen in einem periodischen effektiven Potential. Dieses beinhaltet die Wechselwirkung des beschriebenen Elektrons mit den Elektronen und Atomkernen des Festkörpers.
Ist die Lösung der Schrödinger-Gleichung für einen Wellenvektor $ {\vec {k}}_{0} $ des Elektrons im reziproken Raum aus anderen Methoden (z. B. der Dichtefunktionaltheorie) bekannt, so kann die Elektronen-Energie für Werte von $ {\vec {k}} $ in einer Umgebung von $ {\vec {k}}_{0} $ als Störung dieser Lösung bestimmt werden. Aus der Veränderung der Energie (Eigenwerte des in der Schrödinger-Gleichung auftretenden Hamilton-Operators) mit dem Wellenvektor ist dann die gesuchte Bandstruktur des Festkörpers bestimmt.
Die Wellenfunktion des Elektrons genügt in der Ein-Teilchen-Näherung der Schrödinger-Gleichung:
mit
Blochs Theorem besagt nun, dass die Lösung einer solchen periodischen Differentialgleichung wie folgt geschrieben werden kann:
dabei ist
Setzt man $ \psi _{n,{\vec {k}}} $ in die Einteilchen-Schrödinger-Gleichung ein, so erhält man die folgende Differentialgleichung für $ u_{n,{\vec {k}}} $:
mit dem reduzierten planckschen Wirkungsquantum $ \hbar $.
Für einen Wellenvektor $ {\vec {k}}_{0} $, für den die Lösungen bekannt sind (oft am Γ-Punkt $ {\vec {k}}_{0}=0 $), behandelt die k·p-Methode nun den Term
in obiger Gleichung als Störung (daher der Name). Ziel der Störungsrechnung ist es, näherungsweise Ausdrücke für die Energieeigenwerte und die zugehörigen Eigenzustände zu finden.
Die Energien und Eigenzustände werden mit zunehmender Ordnung zwar genauer, die Gleichungen jedoch immer komplexer. Man approximiert daher die gesuchten Ausdrücke mit Störungen zweiter Ordnung. Für alle betrachteten Zustände $ u_{n,{\vec {k}}} $ erhält man Gleichungen, in denen Wechselwirkungsterme in Form von Übergangsmatrixelementen zwischen den betrachteten Zuständen und allen anderen Zuständen $ u_{n',{\vec {k}}} $ auftreten. Man erhält also $ n $ Gleichungen mit jeweils $ n' $ Wechselwirkungstermen.
Für direkte Anwendungen betrachtet man nur Zustände in der Nähe der Bandlücke, womit die Anzahl der Gleichungen reduziert wird. Des Weiteren nutzt man in kristallinen Schichten die Symmetrieeigenschaften der verschiedenen Kristallsysteme in Form der Gruppentheorie, um mit deren Hilfe viele der Wechselwirkungsterme zu effektiven Termen zusammenzufassen und somit die Anzahl der Wechselwirkungsterme weiter stark zu reduzieren. Schließlich ergeben sich relativ wenige Gleichungen, welche man kompakt als Matrix darstellt, um anschließend die gesuchten Energieeigenwerte $ E_{n,{\vec {k}}} $ und die zugehörigen Eigenzustände $ \psi _{n,{\vec {k}}} $ zu berechnen.
Aus den Eigenwerten lassen sich dann Ausdrücke für die Dispersion $ {\tfrac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} k}}E_{n,{\vec {k}}} $, die effektive Masse der Elektronen und Auswahlregeln für die Wechselwirkung mit Licht mit weniger Aufwand als bei einer vollständigen Rechnung bestimmen.
Wichtig ist sie insbesondere im Fall entarteter Bänder, da der $ {\vec {k}}\cdot {\vec {p}} $-Term die Bänder miteinander koppelt, die Entartung teilweise aufhebt und neue Auswahlregeln für optische Übergänge zwischen den Bändern bestimmt.