k·p-Methode

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 ${\displaystyle {\vec {k}}_{0}}$ des Elektrons im reziproken Raum aus anderen Methoden (z. B. der Dichtefunktionaltheorie) bekannt, so kann die Elektronen-Energie für Werte von ${\displaystyle {\vec {k}}}$ in einer Umgebung von ${\displaystyle {\vec {k}}_{0}}$ 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:

${\displaystyle \left({\frac {p^{2}}{2m}}+V({\vec {r}})\right)\psi ({\vec {r}})=E\,\psi ({\vec {r}})}$

mit

• dem quantenmechanischen Impulsoperator ${\displaystyle {\vec {p}}}$
• der Masse ${\displaystyle m}$ des Elektrons
• dem effektiven elektrostatischen Potential ${\displaystyle V}$, das in einem kristallinen Material eine periodische Funktion mit derselben Periodizität wie der Kristall selbst ist.

Blochs Theorem besagt nun, dass die Lösung einer solchen periodischen Differentialgleichung wie folgt geschrieben werden kann:

${\displaystyle \psi _{n,{\vec {k}}}({\vec {r}})=e^{\mathrm {i} {\vec {k}}\cdot {\vec {r}}}\,u_{n,{\vec {k}}}({\vec {r}})}$

dabei ist

• ${\displaystyle n}$ ein diskreter Bandindex
• ${\displaystyle {\vec {k}}}$ der Wellenvektor
• ${\displaystyle u_{n,{\vec {k}}}}$ eine Funktion mit derselben Periodizität wie der Kristall.

Setzt man ${\displaystyle \psi _{n,{\vec {k}}}}$ in die Einteilchen-Schrödinger-Gleichung ein, so erhält man die folgende Differentialgleichung für ${\displaystyle u_{n,{\vec {k}}}}$:

${\displaystyle \left({\frac {p^{2}}{2m}}+{\frac {\hbar {\vec {k}}\cdot {\vec {p}}}{m}}+{\frac {\hbar ^{2}k^{2}}{2m}}+V({\vec {r}})\right)u_{n,{\vec {k}}}=E_{n,{\vec {k}}}u_{n,{\vec {k}}}\,.}$

Für einen Wellenvektor ${\displaystyle {\vec {k}}_{0}}$, für den die Lösungen bekannt sind (oft am Γ-Punkt ${\displaystyle {\vec {k}}_{0}=0}$), behandelt die k·p-Methode nun den Term

${\displaystyle {\frac {\hbar ({\vec {k}}-{\vec {k}}_{0})\cdot {\vec {p}}}{m}}}$

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 ${\displaystyle u_{n,{\vec {k}}}}$ erhält man Gleichungen, in denen Wechselwirkungsterme in Form von Übergangsmatrixelementen zwischen den betrachteten Zuständen und allen anderen Zuständen ${\displaystyle u_{n',{\vec {k}}}}$ auftreten. Man erhält also ${\displaystyle n}$ Gleichungen mit jeweils ${\displaystyle n'}$ 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 ${\displaystyle E_{n,{\vec {k}}}}$ und die zugehörigen Eigenzustände ${\displaystyle \psi _{n,{\vec {k}}}}$ zu berechnen.

Aus den Eigenwerten lassen sich dann Ausdrücke für die Dispersion ${\displaystyle {\tfrac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} k}}E_{n,{\vec {k}}}}$, 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 ${\displaystyle {\vec {k}}\cdot {\vec {p}}}$-Term die Bänder miteinander koppelt, die Entartung teilweise aufhebt und neue Auswahlregeln für optische Übergänge zwischen den Bändern bestimmt.

1. E.O. Kane: Energy band structure in p-type germanium and silicon. In: Journal of Physics and Chemistry of Solids. Band 1, Nr. 1-2, September 1956, S. 82–99, doi:10.1016/0022-3697(56)90014-2 (englisch, elsevier.com [abgerufen am 22. Februar 2023]).