Patrick Schönfeld;Marcel Walter KIT Karlsruhe

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Patrick Schönfeld;Marcel Walter KIT Karlsruhe – Prof. Wegener WS 2013/2014

Moderne Experimentalphysik II Festkörperphysik

Keine Garantie auf Vollständigkeit und korrekte Formeln!

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1 Inhaltsverzeichnis | Moderne Experimentalphysik II - Optik INHALTSVERZEICHNIS

Inhaltsverzeichnis ... 1

1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper ... 3

1.1 Das periodische Gitter im Ortsraum ... 3

1.1.1 Einführung ... 3

1.1.2 Einfache Kristallstrukturen und ihre Bindung ... 7

1.2 Das reziproke Gitter und Methoden der Strukturbestimmung ... 11

1.2.1 Die Analyse der Basis-Strukturfaktoren ... 17

1.2.2 Der Debye-Waller-Faktor ... 18

1.3 Amorphe und quasi-kristalline Festkörper ... 20

2. Die Dynamik des Kristallgitters ... 23

2.1. Phononen und ihre Dispersionsrelation ... 23

2.2 Spezifische Wärme des Kristallgitters ... 28

2.3 Thermische Ausdehnung ... 34

3. Elektronische Energiebänder im Festkörper ... 36

3.1 Das Bloch-Theorem ... 37

3.2 „Tight-Binding“-Modell ... 38

3.3 Die Näherung fast freier Elektronen ... 41

4. Metalle ... 44

4.1 Das Modell effektiver Massen ... 44

4.3 Spezifische Wärme des Quantengases aus 𝑒 − ... 47

4.4 Optik (dielektrische Funktion, Plasmonen) ... 49

4.5 Bloch-Oszillationen und Wannier-Stark-Leiter ... 51

4.6. Klassischer Transport ... 54

4.7. Experimentelle Bestimmung von Fermi-Flächen ... 59

5. Halbleiter und Isolatoren ... 62

5.1 Einführung ... 62

5.2 Transport durch Elektronen und Löcher ... 69

5.3 Der pn-Übergang ... 69

5.4 Der Halbleiter-Metall-Übergang ... 74

5.5 Halbleiter-Solarzellen ... 78

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2 Inhaltsverzeichnis | Moderne Experimentalphysik II - Optik

5.6 Kohärenter Transport ... 81

5.7 Quanten-Hall-Effekt ... 85

6. Magnetische Eigenschaften ... 88

6.1 Einführung ... 88

6.2 Para- und Diamagnetismus ... 88

6.3 Ferro- und Antiferromagnetismus ... 94

7. Supraleitung ... 100

7.1 Experimentelle Evidenzen ... 100

7.2 Theoretische Ansätze ... 103

7.3 Der Josephson-Kontakt ... 106

Der Mitschrieb wird noch ergänzt und korrigiert

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3 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik 1. KRISTALLINE, QUASI-KRISTALLINE UND AMORPHE FESTKÖRPER

1.1 DAS PERIODISCHE GITTER IM ORTSRAUM

1.1.1 EINFÜHRUNG

Primitiv Primitiv Nicht primitiv

d.h. von den Punkten 𝑟⃗, 𝑟⃗⃗⃗⃗^′ sieht das Gitter gleich aus wenn gilt 𝑟^′

⃗⃗⃗⃗ = 𝑟⃗ + 𝑢 ⋅ 𝑎⏟ ⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑣 ⋅ 𝑎₁ ⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑤 ⋅ 𝑎₂ ⃗⃗⃗⃗⃗₃

𝐺𝑖𝑡𝑡𝑒𝑟𝑡𝑟𝑎𝑛𝑠𝑙𝑎𝑡𝑖𝑜𝑛 𝑇⃗⃗

𝑢, 𝑣, 𝑤 ∈ ℤ

Die Wahl von 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗, 𝑎₁ ⃗⃗⃗⃗⃗, 𝑎₂ ⃗⃗⃗⃗⃗ ist nicht eindeutig. Man bezeichnet die Wahl als primitiv, wenn durch 𝑇₃ ⃗⃗ alle gleichartigen Punkte dargestellt werden können.

Eine primitive Elementarzelle hat das kleinste Volumen des aufgespannten Parallelepipeds 𝑉 = |(𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝑎₁ ⃗⃗⃗⃗⃗) ⋅ 𝑎₂ ⃗⃗⃗⃗⃗| ₃

Die Wigner-Seitz-Zelle ist eine spezielle primitive Elementarzelle. Sie hat folgende Konstruktionsvorschrift:

Verbindungslinie Mittelsenkrechte

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4 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik Jeder Gitterpunkt kann mit einer Basis von Atomen besetzt werden

Kristallstruktur = Gitter + Basis

Raumgitter

Basis

Kristallstruktur

Ein Kristall zeichnet sich durch seine Symmetrien aus:

 Translationen (siehe oben)

 Spiegelungen

 Drehungen

DEFINITION: Eine Drehachse, bei der der Kristall nach Drehung um den Winkel ^2𝜋_𝑛 (𝑛 ∈ ℕ) in sich selbst übergeht heißt n-zählige Drehachse.

BEHAUPTUNG: 𝑛 = 1,2,3,4,6; sonst keine Werte möglich BEWEIS:

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5 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik 𝑎⃗ = 𝑎 (1

0) ist Translationsvektor

𝑎₊

⃗⃗⃗⃗⃗ = 𝑎 ( cos (2𝜋

𝑛) sin (2𝜋

𝑛)

) 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ = 𝑎 (₋

cos (2𝜋 𝑛)

− sin (2𝜋 𝑛)

)

Gedachte Translationsvektoren aber auch Gittervektoren

⇒ auch 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑎₊ ⃗⃗⃗⃗⃗ ist Gittervektor ₋

= 𝑎 (2 ⋅ cos ( 2𝜋

𝑛) 0

) ∥ 𝑎⃗

Wenn 𝑎⃗ kleinster Translationsvektor ist, muss gelten 𝑎₊

⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ = 𝑚 ⋅ 𝑎⃗ 𝑚 ∈ ℤ ₋

⇒ 2 𝑐𝑜𝑠 (2𝜋 𝑛)

⏟

𝑤𝑎𝑛𝑛 𝑔𝑎𝑛𝑧𝑒 𝑍𝑎ℎ𝑙?

= 𝑚

Graphisch:

𝒏 𝟐 𝐜𝐨𝐬 (𝟐𝝅 𝒏)

𝟏 2

𝟐 −2

𝟑 −1

𝟒 0

𝟓 0,618 …

𝟔 1

𝟕 1.246

⋮ ⋮

⇒ 𝑛 ∈ {1,2,3,4,6} q. e. d

In 3D ∃ 14 verschiedene Raumgitter, die als Bravais-Gitter bezeichnet werden. Diese können in sieben verschiedene Kristallsysteme eingeordnet werden.

Häufig möchte man Netzebenen bzw. Netzebenenscharen benennen.

⇒ Millersche Indizes

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6 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik DEFINITION:

Gegeben seien die Kristallachsen 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗, 𝑎₁ ⃗⃗⃗⃗⃗, 𝑎₂ ⃗⃗⃗⃗⃗ (nicht unbedingt kartesisch, nicht unbedingt primitiv) ₃ Die Ebene sei aufgespannt durch die drei Vektoren 𝑛₁⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗, 𝑛₁ ₂⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗, 𝑛₂ ₃⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗; 𝑛₃ ₁, 𝑛₂, 𝑛₃∈ ℤ

Die (kleinsten) ganzen Zahlen, die sich verhalten wie die Kehrwerte von 𝑛1, 𝑛2, 𝑛3, bilden die Millerschen Indizes.

BEISPIEL: (¹

2,¹

3,¹

1) ⇒ (3,2,6)

Meist lässt man die Kommata weg, also "(326)". Negative Werte werden durch Balken notiert, also z.B. (326̅).

Wird eine Achse nicht geschnitten (ist also der Achsenabschnitt = ∞), so ist der zugehörige Millersche Index = 0.

BEISPIEL:

(100) (110)

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7 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik 1.1.2 EINFACHE KRISTALLSTRUKTUREN UND IHRE BINDUNG

NATRIUMCHLORIDSTRUKTUR:

Beispiele: 𝑁𝑎𝐶𝑙, 𝐾𝐶𝑙, 𝑀𝑎𝑂, 𝐾𝐵𝑟, … Bravais-Gitter: Kubisch flächenzentriert (fcc) Basis: ein 𝑁𝑎 mit einem 𝐶𝑙

Bindung: ionisch

𝑁𝑎 hat die 𝑒⁻-Konfiguration 1𝑠²2𝑠²2𝑝⁶3𝑠¹, für 𝐶𝑙 ist sie 1𝑠²2𝑠²2𝑝⁶3𝑠²3𝑝⁵ ⇒ gibt das 𝑁𝑎 ein 𝑒⁻ an das 𝐶𝑙 ab, so weisen beide abgeschlossene Schalen auf. Es entsteht ein 𝑁𝑎⁺ und 𝐶𝑙⁻ Ion, die sich auf Grund der Coulombwechselwirkung anziehen.

Wir betrachten N ≈ N_A Ionenpaare. Es resultiert die Coulombenergie

𝑈^𝐶= 𝑁 ⋅ ∑ ±𝑒²

4𝜋𝜖0𝑟𝑖𝑗

𝑗,𝑗≠ 𝑖⏟

𝑓𝑒𝑠𝑡,𝑎𝑏𝑒𝑟 𝑏𝑒𝑙𝑖𝑒𝑏𝑖𝑔

+ =̂ Abstoßung 𝑁𝑎⁺𝑁𝑎⁺ (𝑖 in 𝑁𝑎⁺ gewählt)

− =̂ Anziehung 𝑁𝑎⁺𝐶𝑙⁻

Mit der Definition 𝑟_𝑖𝑗 = 𝑝_𝑖𝑗⋅ 𝑟₀, 𝑟₀ ist der Abstand nächster Nachbarn, wird hieraus 𝑈^𝐶 = 𝑁𝑒²

4𝜋𝜖₀𝑟₀ ∑ ± 1 𝑝_𝑖𝑗

𝑗,𝑗≠𝑖

⏟

=:−𝛼

[𝛼] = 1, 𝛼 > 0 sonst 𝑈^𝐶 > 0, d.h. Kristall würde explodieren.

𝛼 =̂ Madelung-Konstante

⇒ 𝑈^𝐶 = 𝑁𝑒² 4𝜋𝜖0𝑟0

⋅ 𝛼

BEISPIEL: (1D-Kette)

"𝑖", Ursprung

𝛼 = 2 (1 1−1

2+1 3−1

4+1 5… ) Mit ln(1 + 𝑥) = 𝑥 −^𝑥²

2 +^𝑥²

3 −^𝑥⁴

4 +^𝑥⁵

5 …

𝛼 = 2 ⋅ ln(2) ≈ 1,386

In 3D ist die Summation i.A. viel schwieriger. Reihen konvergieren oft schlecht ⇒ „geschickte Umgruppierung.

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8 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik BEISPIEL: 𝑁𝑎𝐶𝑙

Ionen Abstand

𝑵𝒂⁺ 0 Ursprung

𝟔𝑪𝒍⁻ 𝑟₀

𝟏𝟐𝑵𝒂⁺ √2𝑟0

𝟖𝑪𝒍⁻ √3𝑟0

𝟔𝑵𝒂⁺ √4𝑟0

… …

⇒ 𝛼 =6 1−12

√2+ 8

√3− 6

√4… = 1,7475

∑ = 6, −2.48,2.133, −0.86

!∃ auch eine abstoßende Wechselwirkung aufgrund der sich überlappenden 𝑒⁻ Hüllen und des Pauliverbotes.

Dies ist ein quantenmechanischer Effekt. Man setzt phänomenologisch an

𝑈𝑖𝐵 = +𝐵𝑒⁻

𝑟_𝑖𝑗 𝜌

Born-Mayer-Potential 𝐵 und 𝜎 sind materialspezifische Konstanten.

Summation also nur über nächste Nachbarn (NN)

𝑈^𝐵= 𝑁 ⋅ 𝑧 ⋅ 𝐵 ⋅ 𝑒₀⁻

𝑟₀ 𝜌

𝑁: Zahl der Ionenpaare 𝑧: Zahl der NN (Koordinationszahl), für 𝑁𝑎⁺ 𝑧 = 6 Die gesamte Energie ist

𝑈 = 𝑈^𝐶+ 𝑈^𝐵= −𝑁 ( 𝑒² 4𝜋𝜖0𝑟0

𝛼 − 𝑧 ⋅ 𝐵𝑒⁻

𝑟₀ 𝜌)

GRAPHISCH:

Gleichgewichtslage bei ^𝑑𝑈

𝑑𝑟₀= 0

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9 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik

⇒ 0 = −𝑁(− 𝑒²

4𝜋𝜖0𝑟₀²𝛼 − 𝑧 ⋅ 𝐵 (−1 𝜌) 𝑒⁻

𝑟₀ 𝜌

𝑧𝐵𝑒⁻

𝑟₀ 𝜌 = 𝜌

𝑟0

⋅ 𝑒² 4𝜋𝜖0𝑟0

𝛼 Einsetzen:

⇒ 𝑈 = − 𝑁𝑒²

4𝜋𝜖₀𝑟₀𝛼 (1 − 𝜌 𝑟⏟₀

≪1

)

Die Bindungsenergie pro Ionenpaar 𝑁 ist

𝐸_𝐵≔𝑈 𝑁 Beispiel: 𝑁𝑎𝐶𝑙

𝑟₀= 0,28𝑛𝑚

𝜌 = 0,03𝑛𝑚} 𝐸𝐵= 8,23𝑒𝑉 (starke Bindung) CAESIUMCHLORID

Beispiele: 𝐶𝑠𝐶𝑙, 𝐶𝑎𝑃𝑑, 𝐴𝑙𝑁𝑖, 𝐴𝑔𝑀𝑔 Bravais-Gitter: Einfach kubisch

Basis: Ein 𝐶𝑠 und ein 𝐶𝑙 Ion

Bindung: Ionisch

𝐶𝑠 hat 𝑒⁻-Konfiguration … 6𝑠¹, 𝐶𝑙 … 3𝑝⁵⇒ Analog zum 𝑁𝑎𝐶𝑙 HEXAGONAL DICHTESTE KUGELPACKUNG

Beispiele: 𝐻𝑒, 𝑍𝑛, 𝐶𝑜, Opale, …

Bravais-Gitter: ∃ zwei Möglichkeiten dichtester Kugelpackung (= 74%) 1. Hexagonal dichteste Packung (hcp)

Schichtfolge 𝐴𝐵𝐴𝐵 … ⇒ hexagonal primitive Elementarzelle mit Basis aus zwei Atomen

2. Kubisch flächenzentriert dichteste Packung (fcc)

Schichtfolge 𝐴𝐵𝐶𝐴𝐵𝐶 … ⇒ fcc Elementarzelle mit einer einatomigen Basis

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10 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik Bindung: Van der Waals Wechselwirkung:

Edelgasatome (z.B. 𝐻𝑒, 𝑁𝑒) besitzen bereits abgeschlossene Schalen. Die Bindungsenergie durch vdW WW ist sehr klein, z.B. 𝑁𝑒: 𝐸𝐵 = 0,02 ^𝑒𝑉

Atom

EINFACHES MODELL:

Näherungen: 𝑀 ≫ 𝑚, 𝑟 ≫ |𝑥1|, |𝑥₂|

⇒ quantenmechanische Grundzustandsenergie

=ℏ 2(2√𝐷

𝑚−2

8(2𝑒²𝑚 4𝜋𝜖0𝑟³)

2

) ~ 1 𝑟⁶

⇒ ℏ = 0 ⇒ keine Wechselwirkung

DIAMANTSTRUKTUR

Beispiele: 𝐶, 𝑆𝑖, 𝐺𝑒, … Bravais-Gitter: fcc

Basis: Zwei identische Atome bei (0,0,0) und (¹

4,¹

4)

Die Raumausfüllung ist sehr schlechte mit 34% (vgl. 74% bei hcp)

Bindung: Kovalent:

Die 𝑒⁻-Konfiguration des 𝐶-Atoms ist 1𝑠²2𝑠²2𝑝², d.h. es fehlen 4𝑒⁻ um die Schale zu schließen.

⇒ tetraedrische Bindung mit 4 NN.

Typische Bindungsenergien:

𝐶: 𝐸_𝐵= 3,6𝑒𝑉 𝑆𝑖: 𝐸_𝐵= 1,8𝑒𝑉

Zwischen der kovalenten und der ionischen Bindung gibt es einen kontinuierlichen Übergang. Elemente der Hauptgruppen 𝐼𝐼𝐼, 𝐼𝑉, 𝑉 tendieren zur kovalenten Bindung (z.B. 𝐺𝑎𝐴𝑠), Elemente mit fast abgeschlossenen Schalen zur ionischen Bindung. Bei der metallischen Bindung werden die 𝑒⁻ völlig delokalisiert, d.h. feste Ionenrümpfe und ein Se freier 𝑒⁻ (⇒ gute Leitfähigkeit).

KUBISCHE ZINKSULFIDSTRUKTUR

Beispiele: 𝐶𝑑𝑆, 𝑍𝑛𝑆, 𝑆𝑖𝐶

Bravais-Gitter: fcc

Basis: Ein 𝑍𝑛 und ein 𝑆

⇒keine Inversionssymmetrie (𝑟⃗ ↛ −𝑟⃗)

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1.2 DAS REZIPROKE GITTER UND METHODEN DER STRUKTURBESTIMMUNG

Beugung der Röntgenstrahlung am Kristall:

BEHAUPTUNG: Die Beugungsamplitude ist proportional zur Fouriertransformierten der Elektronendichte 𝜌(𝑟⃗).

BEWEIS: Voraussetzungen:

1) Elastische Beugung ⇔ Energieerhaltung ⇔ |𝑘⃗⃗| = |𝑘⃗⃗⃗⃗| ^′ 2) Einmalige Streuung im Kristall

3) Lokale Amplitude ∼ 𝜌(𝑟⃗)

Δ = cos 𝜑 ⋅ |𝑟⃗|, Δ𝜑 =^2𝜋Δ

𝜆 =̂ Phasenverschiebung

(13)

⇒ Δ𝜑 =2𝜋

𝜆 cos 𝜑 ⋅ |𝑟⃗| = |𝑘⃗⃗| ⋅ |𝑟⃗| ⋅ cos 𝜑 = 𝑘⃗⃗ ⋅ 𝑟⃗

Δ^′= sin 𝛼 ⋅ |𝑟⃗| = sin(𝜑^′− 90°) ⋅ |𝑟⃗| = − cos(𝜑^′) ⋅ |𝑟⃗|

⇒ Δ𝜑^′= − 2𝜋 𝜆 cos 𝜑^′⋅ |𝑟⃗|

Δ𝜑_𝑔𝑒𝑠= (𝑘⃗⃗ − 𝑘⃗⃗⃗⃗) ⋅ 𝑟⃗ =: Δ𝑘⃗⃗ ⋅ 𝑟⃗ ^′ Summiere über alle Orte 𝑟⃗

⇒ Beugungsamplitude

𝐴(𝛥𝑘⃗⃗) ∼ ∫ 𝜌(𝑟⃗)𝑒^{−𝑖𝛥𝑘}^{⃗⃗⋅𝑟⃗}𝑑³𝑥

+∞

−∞

Oder umgekehrt

𝜌(𝑟⃗) ∼ ∫ 𝐴(𝛥𝑘⃗⃗) ⋅ 𝑒^{(+𝑖𝛥𝑘}^{⃗⃗⋅𝑟⃗)}𝑑³(𝛥𝑘)

+∞

−∞

- i.A. werden jedoch Intensitäten gemessen (Betrag des Poynting-Vektors)

Messung ⇒ |𝐴|² =̂ Intensität ⇏ 𝐴 ∈ ℂ ⇒ 𝜌(𝑟⃗) kann nicht ohne weiteres bestimmt werden - 𝐴 ist Funktion von

o Richtungsänderung o Wellenlänge

Die Ladungsdichte 𝜌(𝑟⃗) ist eine Gitterfunktion und bzgl. Translation um Gittervektoren invariant, d.h. 𝜌(𝑟⃗) = 𝜌(𝑟⃗ + 𝑇⃗⃗) mit 𝑇⃗⃗ = 𝑢𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑣𝑎1 ⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑤𝑎₂ ⃗⃗⃗⃗⃗; 𝑢, 𝑣, 𝑤 ∈ ℤ. ₃

𝐴(Δ𝑘⃗⃗) ∼ ∫ 𝜌(𝑟⃗)𝑒^{−𝑖Δ𝑘}^{⃗⃗⋅𝑟⃗}𝑑³𝑥

+∞

−∞

= ∫ 𝜌 (𝑟⃗ + 𝑇⏟ ⃗⃗

≔𝑟̃⃗

) 𝑒^{−𝑖Δ𝑘}^{⃗⃗⋅𝑟⃗}𝑑³𝑥

+∞

−∞

= ∫ 𝜌(𝑟̃⃗)𝑒^{−𝑖Δ𝑘}⃗⃗⋅(𝑟̃⃗−𝑇⃗⃗)𝑑³𝑥̃

+∞

−∞

= 𝑒⏟ ^+𝑖Δ𝑘^{⃗⃗⋅𝑇⃗⃗}

=1

∫ 𝜌(𝑟̃⃗)𝑒^{−𝑖Δ𝑘}^{⃗⃗⋅𝑟̃⃗}𝑑³𝑥̃

+∞

−∞

⇒ Damit 𝐴(Δ𝑘⃗⃗) ≠ 0 muss gelten (notwendige Bedingung)

𝛥𝑘⃗⃗ ⋅ 𝑇⃗⃗ = 𝑚 ⋅ 2𝜋

Also nur in bestimmten Richtungen kann die Beugungsamplitude von Null verschieden sein.

ANSATZ: 𝛥𝑘⃗⃗ = ℎ𝐴⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑘𝐴1 ⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑙𝐴2 ⃗⃗⃗⃗⃗ ℎ, 𝑘, 𝑙 ∈ ℤ 3

⇒ (ℎ𝐴⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑘𝐴₁ ⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑙𝐴₂ ⃗⃗⃗⃗⃗) ⋅ (𝑢𝑎₃ ⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑣𝑎₁ ⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑤𝑎₂ ⃗⃗⃗⃗⃗) = 𝑚 ⋅ 2𝜋 ₃

⇒ 𝐴⃗⃗⃗⃗ ⋅ 𝑎_𝑖 ⃗⃗⃗⃗ = 2𝜋𝛿_𝑗 _𝑖𝑗

(14)

13 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik ERLÄUTERUNG:

BEISPIEL:

1. ALTERNATIVE:

𝐴𝑖

⃗⃗⃗⃗̃ ⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗ = 2𝜋 ∀𝑖, 𝑗 _𝑗

⇒ 𝐴⃗⃗⃗⃗̃_𝑖 spannen nicht den Raum auf.

2. ALTERNATIVE:

𝐴1

⃗⃗⃗⃗⃗

̃ ⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ = 2𝜋 𝐴1 ⃗⃗⃗⃗⃗̃ ⋅ 𝑎1 ⃗⃗⃗⃗⃗ = 2𝜋 𝐴2 ⃗⃗⃗⃗⃗̃ ⋅ 𝑎1 ⃗⃗⃗⃗⃗ = 0 3

BEHAUPTUNG:

𝐴𝑖

⃗⃗⃗⃗ = 𝜖𝑖𝑗𝑘⋅ 2𝜋 ⋅ (𝑎⃗⃗⃗⃗ × 𝑎𝑗 ⃗⃗⃗⃗⃗)𝑘

𝑎1

⃗⃗⃗⃗⃗ ⋅ (𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝑎2 ⃗⃗⃗⃗⃗)3

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14 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik bzw.

𝑎𝑖

⃗⃗⃗⃗ = 𝜖𝑖𝑗𝑘⋅ 2𝜋 ⋅ (𝐴⃗⃗⃗⃗ × 𝐴𝑗 ⃗⃗⃗⃗⃗)𝑘

𝐴₁

⃗⃗⃗⃗⃗ ⋅ (𝐴⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝐴2 ⃗⃗⃗⃗⃗)3

BEWEIS:

𝐴₁

⃗⃗⃗⃗⃗ = 2𝜋 ⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝑎2 ⃗⃗⃗⃗⃗3

𝑎₁

⃗⃗⃗⃗⃗ ⋅ (𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝑎₂ ⃗⃗⃗⃗⃗)₃ 𝐴1

⃗⃗⃗⃗⃗ ⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ = 2𝜋 ̌ 𝐴1 ⃗⃗⃗⃗⃗ ⋅ 𝑎1 ⃗⃗⃗⃗⃗ = 0 ̌ 𝐴2 ⃗⃗⃗⃗⃗ ⋅ 𝑎1 ⃗⃗⃗⃗⃗ = 0 ̌ 3

Die 𝐴⃗⃗⃗⃗_𝑖 spannen das reziproke Gitter auf.

𝐺⃗ = ℎ ⋅ 𝐴⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑘𝐴1 ⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑙𝐴2 ⃗⃗⃗⃗⃗3

[𝐺⃗] = 𝑚⁻¹ 𝐺⃗ ist der reziproke Gittervektor.

Damit können wir die Beugungsbedingung schreiben:

𝛥𝑘⃗⃗ = 𝐺⃗

oder durch Multiplikation von links

⇒ 𝑎1

⃗⃗⃗⃗⃗ ⋅ 𝛥𝑘⃗⃗ = 2𝜋ℎ 𝑎₂

⃗⃗⃗⃗⃗ ⋅ 𝛥𝑘⃗⃗ = 2𝜋𝑘 𝑎₃

⃗⃗⃗⃗⃗ ⋅ 𝛥𝑘⃗⃗ = 2𝜋𝑙

𝐿𝑎𝑢𝑒 − 𝐺𝑙𝑒𝑖𝑐ℎ𝑢𝑛𝑔𝑒𝑛

oder auch mit Δ𝑘⃗⃗ = 𝐺⃗ und |𝑘⃗⃗| = |𝑘⃗⃗^′|

𝐺⃗ = Δ𝑘⃗⃗ = 𝑘⃗⃗ − 𝑘⃗⃗^′⇔ 𝑘⃗⃗^′= 𝑘⃗⃗ − 𝐺⃗

⇒ 𝑘⃗⃗^′2= (𝑘⃗⃗ − 𝐺⃗)²= 𝑘⃗⃗^′2− 2𝑘⃗⃗𝐺⃗ + 𝐺⃗²

⇒ 𝐺⃗²= 2𝐺⃗ ⋅ 𝑘⃗⃗ 𝐵𝑟𝑖𝑙𝑙𝑜𝑢𝑖𝑛 − 𝐵𝑒𝑑𝑖𝑛𝑔𝑢𝑛𝑔

⇒ |𝐺⃗| ⋅ |𝐺⃗| = 2 ⋅ |𝐺⃗| ⋅ |𝑘⃗⃗| ⋅ cos ∢(𝐺⃗, 𝑘⃗⃗)

𝐺⃗ ⊥ Ebene (ℎ𝑘𝑙) ⇒ Übungen |𝐺⃗| = 𝑚 ⋅ ^2𝜋

𝑑(ℎ𝑘𝑙)⇒ Übungen

(16)

⇒ |𝐺⃗| = 2 ⋅ |𝑘⃗⃗| ⋅ sin 𝜗 = 𝑚 ⋅ 2𝜋

𝑑(ℎ𝑘𝑙)= 2 ⋅2𝜋 𝜆 ⋅ sin 𝜗

⇒ 2 ⋅ 𝑑 ⋅ 𝑠𝑖𝑛 𝜗 = 𝑚 ⋅ 𝜆 𝐵𝑟𝑎𝑔𝑔𝑠𝑐ℎ𝑒 𝐵𝑒𝑢𝑔𝑢𝑛𝑔 Mögliche Darstellungen der Beugungsbedingung:

𝑚𝜆 = 2𝑑 ⋅ 𝑠𝑖𝑛 𝜗 𝛥𝑘⃗⃗ = 𝐺⃗

𝑎𝑖

⃗⃗⃗⃗ ⋅ 𝛥𝑘⃗⃗ = 2𝜋ℎ_𝑖 𝐺⃗²= 2𝐺⃗ ⋅ 𝑘⃗⃗

Geometrische Interpretation der Brillouin-Bedingung

⇒1

2=𝑘⃗⃗ ⋅ 𝐺⃗̂

|𝐺⃗| 𝐺⃗̂ = 𝐺⃗

|𝐺⃗|

BEISPIEL: sc (Ortsraum und im reziproken Raum)

Die eingezeichneten 𝑘⃗⃗ erfüllen die obige Beugungsbedingung. Bilden wir alle Mittelsenkrechten zu allen 𝐺⃗ entsteht eine Zone, die wir als 1. Brillouin-Zone bezeichnen wollen.

Die 1. Brillouin-Zone ist die Wigner-Seitz-Zelle des reziproken Gitters.

Vom Ursprung aus gesehen ist ihre Brandung die Menge aller kleinsten 𝑘⃗⃗, die die Beugungsbedingungen erfüllen.

BEISPIEL: einfach kubisches Raumgitter (sc) 𝑎₁

⃗⃗⃗⃗⃗ = 𝑎 ⋅ 𝑒⃗⃗⃗⃗̂ 𝑎_𝑥 ⃗⃗⃗⃗⃗ = 𝑎 ⋅ 𝑒₂ ⃗⃗⃗⃗⃗̂ 𝑎_𝑦 ⃗⃗⃗⃗⃗ = 𝑎 ⋅ 𝑒₃ ⃗⃗⃗⃗̂_𝑧 Einsetzen in allgemeine Vorschrift:

𝐴𝑖

⃗⃗⃗⃗ = 𝜖𝑖𝑗𝑘⋅ 2𝜋 ⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗ × 𝑎_𝑗 ⃗⃗⃗⃗⃗_𝑘 𝑎1⋅ (𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝑎2 ⃗⃗⃗⃗⃗)3

(17)

⇒ 𝐴⃗⃗⃗⃗⃗ = 1 ⋅ 2𝜋 ⋅1 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝑎₂ ⃗⃗⃗⃗⃗₃

𝑎1⋅ (𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝑎2 ⃗⃗⃗⃗⃗)3 = 2𝜋 ⋅𝑎²𝑒⃗⃗⃗⃗̂_𝑥 𝑎3

=2𝜋 𝑎 ⋅ 𝑒⃗⃗⃗⃗̂𝑥

analog dazu erhält man

⇒ 𝐴⃗⃗⃗⃗⃗ =₂ 2𝜋

𝑎 ⋅ 𝑒⃗⃗⃗⃗⃗̂ 𝐴_𝑦 ⃗⃗⃗⃗⃗ =₃ 2𝜋 𝑎 ⋅ 𝑒⃗⃗⃗⃗̂_𝑧

⇒ Das reziproke Gitter ist wieder einfach kubisch.

BEISPIEL: Reziprokes Gitter des kubisch raumzentrierten Gitters (bcc)

𝑎₁

⃗⃗⃗⃗⃗ =1

2𝑎(𝑒̂ + 𝑒_𝑥 ̂ − 𝑒_𝑦 ̂ ) _𝑧 𝑎₂

⃗⃗⃗⃗⃗ =1

2𝑎(−𝑒̂ + 𝑒_𝑥 ̂ + 𝑒_𝑦 ̂ ) _𝑧 𝑎3

⃗⃗⃗⃗⃗ =1

2𝑎(𝑒̂ − 𝑒𝑥 ̂ + 𝑒𝑦 ̂ ) 𝑧

𝐴_𝑖

⃗⃗⃗⃗ = 𝜖_𝑖𝑗𝑘⋅ 2𝜋 ⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗ × 𝑎_𝑗 ⃗⃗⃗⃗⃗_𝑘 𝑎₁

⃗⃗⃗⃗⃗(𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝑎₂ ⃗⃗⃗⃗⃗)₃ 𝐴₁

⃗⃗⃗⃗⃗ = 1 ⋅ 2𝜋 ⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝑎2 ⃗⃗⃗⃗⃗3

𝑎₁

⃗⃗⃗⃗⃗(𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝑎₂ ⃗⃗⃗⃗⃗)₃

⇒ 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝑎2 ⃗⃗⃗⃗⃗ =3 1

4𝑎²⋅ (𝑒̂ + 𝑒𝑧 ̂ − 𝑒𝑦 ̂ + 𝑒𝑧 ̂ + 𝑒𝑥 ̂ + 𝑒𝑦 ̂ ) =𝑧 1

2𝑎²(𝑒̂ + 𝑒𝑥 ̂) 𝑦

⇒ 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗(𝑎₁ ⃗⃗⃗⃗⃗ × 𝑎₂ ⃗⃗⃗⃗⃗⃗) =₃ 𝑎

2(𝑒̂ + 𝑒_𝑥 ̂ − 𝑒_𝑦 ̂ )(𝑒_𝑧 ̂ + 𝑒_𝑥 ̂) ⋅_𝑦 𝑎² 2 =𝑎³

4 ⋅ 2

⇒ 𝐴⃗⃗⃗⃗⃗ =₁ 2𝜋

𝑎 (𝑒̂ + 𝑒_𝑥 ̂) _𝑦 Analog dazu für 𝐴⃗⃗⃗⃗⃗₂ und 𝐴⃗⃗⃗⃗⃗₃:

𝐴2

⃗⃗⃗⃗⃗ =2𝜋

𝑎 (… 𝐴⃗⃗⃗⃗⃗ =3 2𝜋 𝑎 (…

Raumgitter Reziprokes Gitter

sc sc

bcc fcc

fcc bcc

(18)

17 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik 1.2.1 DIE ANALYSE DER BASIS-STRUKTURFAKTOREN

Wir hatten

𝐴(Δ𝑘⃗⃗) ∼ ∫ 𝜌(𝑟⃗) ⋅ 𝑒^{−𝑖𝐴𝑘}^{⃗⃗⋅𝑟⃗}𝑑³𝑥

∞

−∞

I

⇒ 𝐴(Δ𝑘⃗⃗) ∼ 𝑁 ∫ 𝜌(𝑟⃗)𝑒^{−𝑖𝐴𝑘}^{⃗⃗⋅𝑟⃗}𝑑³𝑥

𝐸𝑍⏟

Strukturfaktor 𝑆_𝐺_⃗⃗⃗

Enthält die Elementarzelle weiterhin 𝑠 Atome, können wir 𝜌(𝑟⃗) schreiben als

𝜌(𝑟⃗) = ∑ 𝜌𝑗(𝑟⃗ − 𝑟⃗⃗⃗)𝑗 𝑠

𝑗=1

wobei 𝑟⃗⃗⃗ das Zentrum des 𝑗-ten Atoms ist. 𝑗

𝑆_𝐺⃗= ∑ 𝜌_𝑗(𝑟⃗ − 𝑟⃗⃗⃗)𝑒_𝑗 ^{−𝑖𝐺⃗⋅𝑟⃗}𝑑³𝑥

𝑠

𝑗=1

= ∑ 𝑒^{−𝑖𝐺⃗⋅𝑟}^⃗⃗⃗⃗^𝑗⋅ ∫ 𝜌_𝑗(𝑟⃗ − 𝑟⃗⃗⃗)𝑒_𝑗 ^{−𝑖𝐺⃗⋅(𝑟⃗−𝑟}^{⃗⃗⃗⃗)}^𝑗 𝑑³𝑥

𝐸𝑍⏟

Atomformfaktor 𝑓_𝑗 𝑠

𝑗=1

⇒ 𝑆_𝐺⃗= ∑ 𝑒^{−𝑖𝐺⃗⋅𝑟}^⃗⃗⃗⃗^𝑗⋅ 𝑓_𝑗

𝑠

𝑗=1

(∗)

oder mit 𝐺⃗ ⋅ 𝑟⃗⃗⃗ = (ℎ𝐴𝑗 ⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑘𝐴1 ⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑙𝐴2 ⃗⃗⃗⃗⃗)(𝑥3 1𝑗⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑥1 2𝑗⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑥2 3𝑗⋅ 𝑎⃗⃗⃗⃗⃗) = 2𝜋(… 3

𝑆_𝐺⃗(ℎ𝑘𝑙) = ∑ 𝑓_𝑗⋅ 𝑒^{−2𝜋𝑖(ℎ𝑥}^𝑖𝑗^+𝑘𝑥^2𝑗^+𝑙𝑥^3𝑗⁾

𝑠

𝑗=1

! Selbst wenn die Beugungsbedingung erfüllt ist, kann der Strukturfaktor und damit die Beugungsintensität Null sein.

BEISPIEL: Strukturfaktoren des kubisch raumzentrierten Gitters (bcc), bei z.B. metallischem 𝑁𝑎 Betrachte kubische Einheitszelle, je ein identisches Atom bei

𝑟1= ( 0 0 0

) 𝑟⃗⃗⃗⃗ =2

( 1 2 1 2 1 2)

⇒ 𝑆_𝐺⃗(ℎ, 𝑘, 𝑙) = 𝑓 (1 + 𝑒^{−2𝜋𝑖⋅}¹²^{(ℎ+𝑘+𝑙)}) = {0 ℎ + 𝑘 + 𝑙 ungerade 2𝑓 ℎ + 𝑘 + 𝑙 gerade also z.B. keine „Reflexe“ (1 0 0), (3 0 0), (1 1 1)

I Eigentlich Integral über endlichen Kristall mit 𝑁 Zellen

(19)

18 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik 1.2.2 DER DEBYE-WALLER-FAKTOR

Bei endlichen Temperaturen sind die Orte 𝑟_𝑗 nicht fest, sondern fluktuieren zeitlich, also 𝑟_𝑗

⃗⃗⃗ → 𝑟⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑢⃗⃗(𝑡) _𝑗⁰ Einsetzen in (∗)

⇒ 𝑆_𝐺⃗= ∑ 𝑒^{−𝑖𝐺⃗⋅𝑟}^{⃗⃗⃗⃗⃗}^𝑗⁰𝑒^{−𝑖𝐺⃗⋅𝑢}^⃗⃗⃗

𝑠

𝑗=1

𝑓𝑗

In die Messung geht der Mittelwert ein, also

〈𝑆_𝐺⃗〉 = ∑ 𝑒^{−𝑖𝐺⃗⋅𝑟}^{⃗⃗⃗⃗⃗}^𝑗⁰𝑓_𝑗 〈𝑒⏟ ^{−𝑖𝐺⃗⋅𝑢}^⃗⃗⃗〉

kleine Fluktuation

→Taylor 𝑠

𝑗=1

𝑒^{−𝑖𝐺⃗⋅𝑢}^⃗⃗⃗≈ 1 − 𝑖𝐺⃗ ⋅ 𝑢⃗⃗ −1

2(𝐺⃗ ⋅ 𝑢⃗⃗)²+ ⋯

⇒ 〈𝑒^{−𝑖𝐺⃗⋅𝑢}^⃗⃗⃗〉 = 〈1〉 − 𝑖 〈𝐺⃗ ⋅ 𝑢⏟ ⃗⃗〉

=0 I−1

2〈(𝐺⃗ ⋅ 𝑢⃗⃗)²〉

〈(𝐺⃗ ⋅ 𝑢⃗⃗)²〉 = 〈𝐺⃗²〉 ⋅ 〈𝑢⃗⃗²〉 ⋅ cos⏟ ²(𝜃)

=1 3

〈𝑒^{−𝑖𝐺⃗⋅𝑢}^⃗⃗⃗〉 = 1 −1

6〈𝐺⃗²〉〈𝑢⃗⃗²〉 + ⋯ ≈ 𝑒⁻¹⁶^𝐺⃗²^〈𝑢^⃗⃗⃗²^〉

⇒ mit steigendem Schwankungsquadrat 〈𝑢⃗⃗²〉 sinkt die Beugungsintensität.

ANNAHME: Schwingungen wie harmonischer Oszillator.

⇒ Mittlere kinetische Energie = mittlere potentielle Energie und 3 Freiheitsgrade 3

2𝑘𝐵𝑇 =1

2𝐷〈𝑢⃗⃗²〉 =1

2𝑚𝜔²〈𝑢⃗⃗²〉

⇒ 〈𝑢⃗⃗²〉 = 3𝑘𝐵

𝑚𝜔²𝑇

⇒ 𝐼 = 𝐼0𝑒⁻

𝑘_𝐵𝑇 𝑚𝜔²𝐺²

=̂ Beugungsintensität= 𝑓(𝑇) ∼ |𝑆_𝐺⃗|²

I entspricht nur korrelierten Fluktuationen

(20)

19 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik EXPERIMENTELLE METHODEN

LAUE-VERFAHREN:

Einfallswinkel 𝜃 fest und 𝜆 polychromatisch

⇒ Orientierung bekannter Kristallstrukturen DREHKRISTALLVERFAHREN:

⇒ Bestimmung von Gitterkonstanten PULVERMETHODE:

keine Einkristalle, sondern Pulver (⇒ beliebig orientiert) – 𝜆 fest.

(21)

1.3 AMORPHE UND QUASI-KRISTALLINE FESTKÖRPER

Kristalle haben sowohl eine Nahordnung als auch eine Fernordnung.

QUASI-KRISTALLE:

? ∃ Laue-Beugungsbilder mit 5- bzw. 10-zähligen Drehachsen ∉ {1,2,3,4,6}?

1984 fand Daniel Shechtman Festkörper mit 5- bzw. 10-zähligen Drehachsen.

3𝐷 Quasi-Kristalle kann man erzeugen durch einen 6𝐷 sc Kristall, der im Raum gedreht und dann auf 3𝐷

„projiziert“ wird.

VERANSCHAULICHUNG MIT 1𝐷 QUASI-KRISTALL:

tan 𝛼 = 𝑛

𝑚 𝑛, 𝑚 ∈ ℕ mit 1𝐷-Periode 𝑎^′= 𝑎√𝑛²+ 𝑚², falls 𝑛, 𝑚 teilerfremd sind.

Idee: 𝑎^′→ ∞ für irrationale Werte von tan(𝛼)

? Was ist eine besonders irrationale Zahl ? - ! goldene Zahl ϕ !

𝜙 =𝐴

𝐵=𝐴 + 𝐵

𝐴 =1 + √5

2 ≈ 1,618 …

(22)

= 1 +𝐵

𝐴= 1 + 1 𝐴 𝐵

= 1 +1 𝜙

𝜙 = 1 +1

𝜙= 1

1 + 1

1 + 1 1 + ⋯ oder über Fibonacci-Folge

𝑓𝑛+1= 𝑓𝑛+ 𝑓𝑛−1 ⇒𝑓_𝑛+1 𝑓𝑛

= 1 + 1 𝑓𝑛

𝑓_𝑛−1

⇒ 𝜙 = lim

𝑛→∞

𝑓𝑛+1

𝑓_𝑛 = 1;2 1;3

2;5 3;8

5;13 6 ; … 𝑓_𝑛= 0,1,1,2,3,5,8,13,21,34,55, …

⇒ tan(𝛼) =1

𝜙= 0.618 … ⇒ 𝛼 ≈ 31,7175 … ° Quasi-Kristalle haben eine Fernordnung, die aber nicht periodisch ist.

AMORPHE FESTKÖRPER:

 Die Atompositionen sind nicht ganz zufällig, bzw. es gibt Korrelation.

 Es gibt eine Nahordnung, aber keine Fernordnung

Die Nahordnung kann man quantifizieren durch die Paarverteilungsfunktion 𝑔(𝑟)

⏞𝜌

Volumen−Teilchendichte;[ρ]=m⁻³

⋅ 𝑔(𝑟) ⋅ 4𝜋𝑟² 𝑑𝑟 ; [𝑔] = 1

sei die (mittlere) Teilchenzahl in einer Kugelschale mit Radius 𝑟 und Dicke 𝑑𝑟 wenn bei 𝑟 = 0 bereits ein Teilchen sitzt.

BEISPIEL: streng zufällige homogene Verteilung

(23)

22 1. Kristalline, quasi-kristalline und amorphe Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik BEISPIEL: 1𝐷-Kette mit Periode 𝑎

BEISPIEL: amorpher Festkörper aus harten Kugeln mit Radius 𝑅, 𝑎 = 2𝑅

hier kann keine harte Kugel sein

⇒ Beugungsbild zeigt schwach ausgeprägte Ringe um die 0-te Ordnung.

(24)

23 2. Die Dynamik des Kristallgitters | Moderne Experimentalphysik II - Optik 2. DIE DYNAMIK DES KRISTALLGITTERS

2.1. PHONONEN UND IHRE DISPERSIONSRELATION

1𝐷-MODELL, EINATOMIGE BASIS:

2 transversale Schwingungen

𝑀𝑢_𝑛̈ =𝐷((𝑢_𝑛+1− 𝑢_𝑛) − (𝑢_𝑛− 𝑢_𝑛−1)) = 𝐷(𝑢_𝑛+1− 2𝑢_𝑛+ 𝑢_𝑛−1) 𝐷 kann für longitudinal/transversal verschieden sein.

ANSATZ:

𝑢𝑛= 𝑢 ⋅ 𝑒^{𝑖𝑘𝑎⋅𝑛}⋅ 𝑒^{−𝑖𝜔𝑡}

⇒ −𝜔²𝑚𝑢 ⋅ 𝑒^{𝑖𝑘𝑎𝑛}⋅ 𝑒^{−𝑖𝜔𝑡} = 𝐷(𝑢𝑒^{𝑖𝑘𝑎𝑛}𝑒^{−𝑖𝜔𝑡}𝑒^𝑖𝑘𝑎− 2𝑢𝑒^{𝑖𝑘𝑎𝑛}𝑒^{−𝑖𝜔𝑡}+ 𝑢𝑒^{𝑖𝑘𝑎𝑛}𝑒^{−𝑖𝜔𝑡}𝑒^{−𝑖𝑘𝑎}) 𝜔²=𝐷

𝑀(2 − (𝑒^𝑖𝑘𝑎+ 𝑒^{−𝑖𝑘𝑎})) = 2𝐷

𝑀(1 − cos(𝑘𝑎)) = 4𝐷 𝑀sin²(1

2𝑘𝑎)

⇒ 𝜔 = (+ −)2√𝐷 𝑀|𝑠𝑖𝑛 (1

2𝑘𝑎)|

+ wegen 𝑘 → −𝑘 Symmetrie PHONON-DISPERSIONSRELATION GRAPHISCH:

1.Brillouin-Zone (=Wigner-Seitz-Zelle des reziproken Gitters)

(25)

24 2. Die Dynamik des Kristallgitters | Moderne Experimentalphysik II - Optik Für |𝑘| ≪^𝜋

𝑎⇒^𝜔

𝑘 = 𝑐𝑜𝑛𝑠𝑡. = √^𝐷

𝑀𝑎 = Schallgeschwindigkeit Die 1. Brillouin-Zone enthält alle Information

|𝑘| <𝜋

𝑎 |𝑘| >𝜋 𝑎

Physikalisch ist die Auslenkung nur an den Gitterpunkten relevant! Phononen sind die Quanten der klassischen (harmonischen) Gitterschwingungen.

1𝐷-MODELL, ZWEIATOMIGE BASIS:

… (längere Rechnung)

⇒ 𝜔²= 𝐷 (1 𝑀₁+ 1

𝑀₂) ± √(1 𝑀₁+ 1

𝑀₂)

2

− 4

𝑀₁𝑀₂⋅ 𝑠𝑖𝑛²(1 2𝑘𝑎) VERANSCHAULICHUNGEN:

 Betrachte M₂≫ M₁⇒ 𝑀₂ fest: alle 𝑀₁ schwingen im Gleichtakt gegen 𝑀₂⇒ endliche Frequenz 𝜔 bei 𝑘 = 0.

(26)

25 2. Die Dynamik des Kristallgitters | Moderne Experimentalphysik II - Optik

 Betrachte M₁= M₂⇒ wie einatomige Kette nur 𝑎 → 2𝑎 (nicht-primitive Einheitszelle) ⇒ Rand der 1.

Brillouin-Zone ^𝜋

𝑎→ ^𝜋

2𝑎

 Betrachte M1≠ M2, 𝑀2> 𝑀1

TRANSVERSAL OPTISCHE (TO) PHONONEN

(27)

26 2. Die Dynamik des Kristallgitters | Moderne Experimentalphysik II - Optik TRANSVERSAL AKUSTISCHE (TA) PHONONEN

Man hat „TO,TA,LO,LA“ Phononen.

ZWEIATOMIGE BASIS:

 3 akustische Zweige (1 LA, 2TA)

 3 optische Zweige (1 LO, 2TO) 𝑝-ATOMIGE BASIS:

 3 akustische Zweige

 3𝑝-3 optische Zweige

EXPERIMENTELLE BESTIMMUNG DER PHONONDISPERSIONSRELATION INELASTISCHE NEUTRONENSTREUUNG:

Δ𝑘⃗⃗⃗⃗⃗ = 𝐺⃗𝑛 ± 𝑘⃗⃗ (inelastisch) + =̂ Emmision eines Phonons

− =̂ Absorption eines Phonons Energiebilanz des Neutrons:

𝐸^′= 𝐸± ℏ𝜔(𝑘⃗⃗) INELASTISCHE LICHTSTREUUNG (RAMAN-STREUUNG)

Δ𝑘⃗⃗⃗⃗ = 𝐺𝑙 ± 𝑘⃗⃗

= 0 , denn keine Beugung

ℏ𝜔_𝑙^′= ℏ𝜔_𝑙± ℏ𝜔(𝑘⃗⃗)

(28)

𝜔_𝑙

𝑘_𝑙 = 𝑐0= Vakuumlichtgeschwindigkeit

𝑐0≫ Schallgeschwindigkeit ⇒ Photon 𝑘𝑙 sehr klein ⇒ messe näherungsweise ω(k⃗⃗ = 0) (Analog Brillouin-Streuung für akustische Phononen.)

ELASTISCHE WECHSELWIRKUNG MIT LICHT (TRANSMISSION, REFLEXION) Wegen |𝑘⃗⃗⃗⃗| ≪𝑙 ^𝜋

𝑎⇒ Wechselwirkung näherungsweise mit optischen Phononen bei 𝑘⃗⃗ = 0 =̂ homogene Anregung im Ortsraum ⇒ Lorentz-Oszillator-Modell (Siehe Klassische Experimentalphysik II + III) 𝜔0 =̂ optische Phononenergie bei 𝑘⃗⃗ = 0 ⇒ optische dielektrische Funktion 𝜖(𝜔)

𝜖 ( 𝜔⏟

Licht 𝜔

) = 𝜖_𝑏(1 +

𝑓 𝜖𝑏

𝜔₀²− 𝜔²− 𝑓𝑖𝛾𝜔)

keine optische Wellenausbreitung ⇒ Reflexion = 100%

𝜔_𝑙: longitudinal Frequenz mit 𝜖(𝜔) = 0 ⇒ 𝑑𝑖𝑣 𝐷⃗⃗⃗ = 0 = 𝑑𝑖𝑣 (𝜖𝐸⃗⃗) auch für longitudinale Polarisation erfüllt.

(29)

2.2 SPEZIFISCHE WÄRME DES KRISTALLGITTERS

In der Festkörperphysik interessiert man sich oft für die Temperaturabhängigkeit von Größen, d.h. für den thermischen Erwartungswert.

Hier innere Energie 𝑈(𝑇) ⇒ spezifische Wärme

𝐶𝑉= (𝜕𝑈

𝜕𝑇)

𝑉

⇒ siehe klassische Experimentalphysik III

ERINNERUNG:

Würfel: < 𝐴 > Erwartungswert Augenzahl

< 𝐴 >=∑⁶_𝑛=1𝐴_𝑛⋅ 𝑝_𝑛

∑⁶_𝑛=1𝑝_𝑛 = 3

𝐴𝑛= 1,2,3,4,5,6 𝑝𝑛= 𝑐𝑜𝑛𝑠𝑡.

Physik:

< 𝐴 >=∑ 𝐴_𝑛⋅ 𝑒⁻

𝐸_𝑛 𝑘_𝐵𝑇 𝑛

∑ 𝑒⁻

𝐸_𝑛 𝑘_𝐵𝑇 𝑛

𝑒⁻

𝐸𝑛

𝑘𝐵𝑇: Boltzmann-Faktor ∑ 𝑒_𝑛 ⁻^𝑘𝐵𝑇^𝐸𝑛: „Zustandssumme“ =̂ Normierung BEISPIEL: Erwartungswert Zahl der Phononen 𝑛_𝑘_⃗⃗ bei Wellenvektor 𝑘⃗⃗

< 𝑛_𝑘_⃗⃗>=∑ 𝑛 ⋅ 𝑒⁻

𝑛⋅ℏ𝜔_𝑘_⃗⃗⃗

𝑘_𝐵𝑇

∞𝑛=0

∑ 𝑒⁻

𝑛⋅ℏ𝜔𝑘⃗⃗⃗

𝑘_𝐵𝑇

∞ 𝑛=0

mit 𝑋 ≔ 𝑒⁻

ℏ𝜔𝑘⃗⃗⃗

𝑘𝐵𝑇

=∑^∞_𝑛=0𝑛 ⋅ 𝑋^𝑛

∑^∞_𝑛=0𝑋^𝑛 = 𝑥 (1 − 𝑥)²

1 1 − 𝑥

= 𝑥

1 − 𝑥= 1 𝑥⁻¹− 1

⇒< 𝑛_𝑘_⃗⃗ >= 1 𝑒⁻

ℏ𝜔𝑘⃗⃗⃗

𝑘_𝐵𝑇− 1 Bose-Faktor

(30)

29 2. Die Dynamik des Kristallgitters | Moderne Experimentalphysik II - Optik EINSTEIN-MODELL

Näherungen:

 Berücksichtige nur optische Phononen

 Dispersionslos, d.h. 𝜔(𝑘⃗⃗) = 𝜔_𝑘⃗⃗ = 𝜔₀= 𝑐𝑜𝑛𝑠𝑡.

 Polarisationsunabhängig

⇒< 𝑈 >=< ∑ 𝑛_𝑘⃗⃗⋅ ℏ𝜔_𝑘⃗⃗

𝑘⃗⃗, 𝜎⏟ 3 𝑃𝑜𝑙.

>= 3 ⋅ ℏ𝜔0⋅< 𝑛_𝑘⃗⃗>⋅ (∑

𝑘⃗⃗

)

⏟

≔𝑁

𝑁 =̂ Zahl der möglichen Werte von 𝑘⃗⃗

= 3 ⋅ 𝑁 ⋅ ℏ𝜔0⋅ 1 𝑒⁻

ℏ𝜔₀ 𝑘_𝐵𝑇− 1

=< 𝑈 >

mit Θ𝐸≔^ℏ𝜔⁰

𝑘_𝐵 =̂ Einstein-Temperatur

⇒ 𝐶_𝑉= (𝜕𝑈

𝜕𝑇)

𝑉

= 3 ⋅ 𝑁 ⋅ (𝛩𝐸

𝑇)

2

𝑘_𝐵⋅ 𝑒^𝛩^𝑇^𝐸 (𝑒^𝛩^𝑇^𝐸− 1)

2

⇒ 𝐶_𝑉(𝑇 → 0) = 0

⇒ 𝐶_𝑉(𝑇 → ∞) = 3𝑁𝑘_𝐵 =̂ klassischer Grenzfall bzw. Gesetz von Dulong-Petit GRAPHISCH:

Für einen unendlich großen Kristall ist 𝑁 = ∞. Was ist 𝑁 = ∑ _𝑘⃗⃗ für einen endlichen Kristall?

Wir hatten in 1𝐷

𝑢(𝑛 ⋅ 𝑎) = 𝑢_𝑛= 𝑢𝑒^{𝑖𝑘𝑎𝑛}𝑒^{−𝑖𝜔𝑡} Fordere periodische Randbedingung, d.h.

𝑢(𝑛 ⋅ 𝑎 +𝐿) = 𝑢(𝑛 ⋅ 𝑎) mit 𝐿: Länge des Kristalls <Kristallbild>

(31)

⇒ 𝑒^𝑖𝑘𝐿= 1

⇒ 𝑘 = 0, ±2𝜋 𝐿 , ±2𝜋

𝐿 , … , +𝑀𝜋 𝐿 mit 𝑀: gerade, 𝑀 =^𝐿

𝑎

oder übertragen auf 2𝐷

𝐿

𝑎= 4 ⇒ 4 ⋅ 4 = 16 3D:

 Im 𝑘⃗⃗-Raum-Volumen (^2𝜋

𝐿)³ liegt ein Zustand.

 Gesamtes Volumen der 1. Brillouin-Zone = (^2𝜋

𝑎)³

 ⇒ Zahl der Zustände 𝑁 = (^𝐿

𝑎)³ DEBEYE-MODELL

NÄHERUNGEN:

 Berücksichtige nur akustische Phononen

 Nähere Dispersion 𝜔_𝑘⃗⃗ = 𝜔(𝑘⃗⃗) = 𝜔(𝑘) = 𝑣^I⋅ 𝑘

 Polarisationsunabhängigkeit

𝑈 = 〈∑ 𝑛_𝑘⃗⃗⋅ ℏ 𝜔_𝑘⃗⃗

𝑘⃗⃗,𝜎

〉 = 3 ⋅ ∑〈𝑛_𝑘⃗⃗〉 ⋅ ℏ𝜔_𝑘⃗⃗

𝑘⃗⃗

= 3 ⋅ ∑〈𝑛_𝑘⃗⃗〉 ⋅ ℏ𝜔_𝑘⃗⃗⋅ ∫ 𝛿(𝐸 − ℏ𝜔_𝑘⃗⃗) ⋅ 𝑑𝐸

∞

−∞⏟

=1 𝑘⃗⃗

= 3 ∫ ∑(〈𝑛_𝑘⃗⃗〉ℏ𝜔_𝑘⃗⃗⋅ 𝛿(𝐸 − ℏ𝜔_𝑘⃗⃗)^II)

𝑘⃗⃗

𝑑𝐸

∞

−∞

= 3 ∫ (∑ 𝛿(𝐸 − ℏ𝜔_𝑘⃗⃗)

𝑘⃗⃗

)

⏟

=:𝐷(𝐸) =̂ Zustandsdichte

𝑛(𝐸) ⋅ 𝐸 ⋅ 𝑑𝐸

∞

−∞

I 𝑣: Schallgeschwindigkeit

II ! Nur Summanden mit ℏ𝜔_𝑘⃗⃗ = 𝐸 sind von Null verschieden!

(32)

⇒ 𝑈 = 3 ∫ 𝐷(𝐸) ⋅ 𝑛(𝐸) ⋅ 𝐸 ⋅ 𝑑𝐸

∞

−∞

𝑁(𝐸) = ¹

𝑒 𝑒 𝑘𝐵𝑇−1

=̂ Bose-Faktor

ZUSTANDSDICHTE MATHEMATISCH:

𝐷(𝐸) = ∑ 𝛿(𝐸 − ℏ𝜔_𝑘⃗⃗)

𝑘⃗⃗

≈ 1

(2𝜋 𝐿)

3⋅ ∫ 𝛿(𝐸 − ℏ𝜔_𝑘⃗⃗) ⋅ 𝑑³𝑘

(makroskopischer Festkörper, d.h. 𝐿 ≫ 𝑎) ANSCHAULICH:

∫ 𝐷(𝐸̃)𝑑𝐸̃₀^𝐸 =̂ Zahl der Zustände mit Energien [0, 𝐸] =: 𝑁(𝐸)

𝑁(𝐸) = 4 3𝜋𝑘³(𝐸)

(2𝜋 𝐿)

3

Dreisatz – mit 𝐸 = ℏ𝜔_𝑘⃗⃗= ℏ𝑣𝑘 folgt:

=4 3𝜋 (𝐸

ℏ𝑣)

3

(2𝜋 𝐿)

−3

= 𝑉

3 ⋅ 2 ⋅ 𝜋²ℏ²𝑣³𝐸³

⇒ 𝐷(𝐸) =𝑑𝜔 𝑑𝐸

⇒ 𝐷(𝐸) = 𝑉

2𝜋²ℏ³𝑣³𝐸²^I∼ 𝐸² ZUSTANDSDICHTE DER AKUSTISCHEN PHONONEN IN 3D

! ∃ maximales 𝑘 ⇒ maximales 𝐸!

Zahl der Zustände: 𝑁 = (^𝐿

𝑎)³

⇒ 𝑁(𝐸) ≤ 𝑁 ! ⇒ 𝑉

6𝜋²ℏ𝑣³𝐸³≤ (𝐿 𝑎)

3

𝐿³= 𝑉

⇒ 𝐸𝑚𝑎𝑥= ℏ ⋅1

𝑎⋅ (6𝜋²⋅ 𝑣³)¹³= ℏ𝜔𝑚𝑎𝑥 = ℏ𝑣𝑘𝑚𝑎𝑥

⇒ 𝑘_𝑚𝑎𝑥=(6𝜋²)¹³

𝑎 ≈ 0,68 ⋅𝜋 𝑎<𝜋

𝑎

I formal ⋅ 𝜃(𝐸)

(33)

32 2. Die Dynamik des Kristallgitters | Moderne Experimentalphysik II - Optik 𝑘_𝑚𝑎𝑥= 𝑘_𝐷 =̂ Debeye-Wellenvektor genannt

𝑈 = 3 ⋅ 𝑉

2𝜋²ℏ³𝑣³⋅ ∫ 𝐸³ 𝑒

𝐸 𝑘_𝐵𝑇− 1

𝑑𝐸

𝐸_𝑚𝑎𝑥

0

(∗)

Substitution mit 𝑥 ≔ ^𝐸

𝑘_𝐵𝑇⇒ 𝑑𝐸 = 𝑘_𝐵𝑇:

⇒ 𝑈 = 3 ⋅ 𝑉

2𝜋²ℏ³𝑣³(𝑘_𝐵𝑇)⁴⋅ ∫ 𝑥³ 𝑒^𝑥− 1𝑑𝑥

𝑥_𝑚𝑎𝑥

0

GRENZFALL:

𝑇 → 0 ⇒ 𝑥_𝑚𝑎𝑥→ ∞ mit ∫ ^𝑥³

𝑒^𝑥−1𝑑𝑥

∞

0 =^𝜋⁴

15

⇒ 𝑈 =9𝜋⁴

15 𝑁𝑘𝐵𝑇 (𝑇 𝜃𝐷

)

3

mit der Debeye-Temperatur 𝜃_𝐷

ℏ𝜔𝑚𝑎𝑥=: 𝑘𝐵𝜃𝐷

⇒ 𝜃𝐷 =ℏ𝑣 𝑘_𝐵(6𝜋²𝑁

𝑉 )

1 3

typische Werte liegen bei 100 − 400𝐾

⇒ 𝐶_𝑣= (𝜕𝑈

𝜕𝑇)

𝑉

=12𝜋⁴

5 𝑁𝐾_𝐵(𝑇 𝜃_𝐷)

3

Debeyesches T³-Gesetz (𝑇 → 0), analog zum Stefan-Boltzmann-Gesetz Für beliebige Temperaturen kann (∗) nur numerisch gelöst werden.

GRAFISCH:

(34)

„ANSCHAULICH“:

𝑘_𝐵𝑇 ⇒ ℏ𝜔_𝑇= 𝑘_𝐵𝑇 ⇒ ℏ𝜔_𝑇= ℏ𝑣𝑘_𝑇

⇒ 𝑈 ∼ 𝑘_𝐵𝑇 ( 𝑘_𝑇 𝑘_𝑚𝑎𝑥)

3

∼ 𝑘_𝐵𝑇 (𝑇 𝜃_𝐷)

3

⇒ 𝐶_𝑣∼ 𝑇³

(35)

2.3 THERMISCHE AUSDEHNUNG

ERINNERUNG:

Energie eines Atoms/Ions 𝑼

𝑈 =¹

2𝐷𝑢² mit der Auslenkung aus der Ruhelage 𝑢 (Energienullpunkt auf 𝑈(0) gesetzt.

THERMISCHER ERWARTUNGSWERT VON U?

< 𝑢 >=∫ 𝑢 ⋅ 𝑒⁻

𝑈(𝑢) 𝑘_𝐵𝑇𝑑𝑢

∞

−∞

∫ 𝑒⁻

∞

−∞

(∗)

U(U) IN PARABOLISCHER NÄHERUNG

 Integrand im Zähler antisymmetrisch

 < 𝑢 > = 0

 keine Längenänderung des Festkörpers 𝐵𝐿𝐼𝑇𝑍 Experiment BESSERE NÄHERUNG

𝑈(𝑢) =1

2𝐷𝑢²− 𝑔⏟

>0 im Bild

⋅ 𝑢³+ ⋯

Zähler von (∗)

∫ 𝑢 ⋅ 𝑒⁻

∞

−∞

≈⏟

𝑒−Fkt. entwickelt OK für 𝑇→∞

∫ 𝑢 ⋅ 𝑒⁻

1 2𝐷𝑢²

𝑘_𝐵𝑇 ⋅ (1 + 1

𝑘_𝐵𝑇𝑔𝑢³+ ⋯ ) 𝑑𝑢

∞

−∞

= 𝑔

𝑘_𝐵𝑇 ∫ 𝑢⁴𝑒⁻

1 2𝐷𝑢²

𝑘_𝐵𝑇𝑑𝑢

∞

−∞

=3

4√𝜋 ⋅ 𝑔 ⋅ (2 𝐷)

5

2⋅ (𝑘_𝐵𝑇)³²

Nenner von (∗)

(36)

∫ 𝑒⁻

∞

−∞

≈ ∫ 𝑒⁻

1 2𝐷𝑢²

𝑘_𝐵𝑇𝑑𝑢

∞

−∞

= √𝜋 ⋅ √𝑘𝐵𝑇 ⋅ √2 𝐷

⇒< 𝑢 > = 3

4 √𝜋 ⋅ 𝑔 ⋅ (2 𝐷)

5

2⋅ (𝑘𝐵𝑇)³²

√𝜋 ⋅ √𝑘𝐵𝑇 ⋅ √2 𝐷

⇒< 𝑢 > =3 4⋅𝑔⋅ (2

𝐷)

2

𝑘𝐵𝑇 ~ 𝑇

Anharmonizität 𝑔: 𝑔 > 0: Expansion 𝑔 < 0: Kontraktion

(37)

36 3. Elektronische Energiebänder im Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik 3. ELEKTRONISCHE ENERGIEBÄNDER IM FESTKÖRPER

NÄHERUNG: Vernachlässige die Wechselwirkung der 𝑒⁻ untereinander

⇒ 𝑒⁻ bewegen sich im Potential der Kerne

⇒ 𝐻̂𝜓 = 𝐸𝜓 𝐻̂ = −ℏ²

2𝑚△ +𝑉(𝑟⃗) EINDIMENSIONAL:

Schwieriges Problem! Können wir die Gitterperiodizität ausnutzen?

(38)

37 3. Elektronische Energiebänder im Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik

3.1 DAS BLOCH-THEOREM

Wir definieren den Translationsoperator 𝑇̂

𝑇̂𝜓(𝑟⃗) ≔ 𝜓(𝑟⃗ + 𝑇⃗⃗)

Gittertranslation 𝑇⃗⃗ = 𝑢𝑎⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑣𝑎₁ ⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑤𝑎₂ ⃗⃗⃗⃗⃗, 𝑢, 𝑣, 𝑤 ∈ ℤ ₃

! [𝐻̂, 𝑇̂] = 0 ∀ 𝑇⃗⃗ (wegen 𝑇̂𝑉(𝑟⃗) = 𝑉(𝑟⃗)𝑇̂)

⇒ 𝐻̂ und 𝑇̂ haben ein gemeinsames Eigenfunktionssystem EIGENWERTGLEICHUNG FÜR T̂:

𝑇̂𝜓(𝑟⃗) = 𝑓(𝑇⏟⃗⃗)

Eigenwert

𝜓(𝑟⃗) = 𝜓(𝑟⃗ + 𝑇⃗⃗)

⇒ 𝜓(𝑟⃗ + 𝑇⃗⃗⃗⃗ + 𝑇₁ ⃗⃗⃗⃗) =₂ 𝑓(𝑇⃗⃗⃗⃗ + 𝑇₁ ⃗⃗⃗⃗)𝜓(𝑟⃗) = 𝑓(𝑇₂ ⃗⃗⃗⃗)𝜓(𝑟⃗ + 𝑇₁ ⃗⃗⃗⃗) =₂ 𝑓(𝑇⃗⃗⃗⃗)𝑓(𝑇₁ ⃗⃗⃗⃗)𝜓(𝑟⃗) ₂

⇒ 𝑓(𝑇⃗⃗⃗⃗ + 𝑇₁ ⃗⃗⃗⃗) = 𝑓(𝑇2 ⃗⃗⃗⃗)𝑓(𝑇1 ⃗⃗⃗⃗) ∀𝑇2 ⃗⃗⃗⃗, 𝑇1 ⃗⃗⃗⃗2

⇒ 𝑓 ist Exponentialfunktion in 𝑇⃗⃗

⇒ 𝑓(𝑇⃗⃗) = 𝑒^𝑖𝑘^⃗⃗^⋅𝑇^⃗⃗

𝑖𝑘⃗⃗ dabei zunächst mathematischer Parameter

⇒ 𝜓_𝑘⃗⃗(𝑟⃗ + 𝑇⃗⃗) = 𝑒^𝑖𝑘^{⃗⃗⋅𝑇⃗⃗}𝜓_𝑘⃗⃗(𝑟⃗) Blochsches Theorem Diese Bedingung wird von den Bloch-Funktionen erfüllt

𝜓_𝑘_⃗⃗(𝑟⃗) = 𝑢_𝑘_⃗⃗(𝑟⃗)𝑒^𝑖𝑘^{⃗⃗⋅𝑟⃗}

Hierbei sind die 𝑢_𝑘⃗⃗(𝑟⃗) gitterperiodisch, d.h.

𝑢_𝑘⃗⃗(𝑟⃗ + 𝑇⃗⃗) = 𝑢_𝑘⃗⃗(𝑟⃗) BEISPIEL: 𝑉(𝑟⃗) = 0

⇒ 𝜓_𝑘⃗⃗(𝑟⃗) = 𝑒^𝑖𝑘^{⃗⃗⋅𝑟⃗} (nicht normiert) =̂ ebene Welle

⇒ 𝑘⃗⃗ bedeutet physikalisch Wellenvektor OHNE BEWEIS

Dies ist auch schon die allgemeinste Lösung.

(39)

38 3. Elektronische Energiebänder im Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik

3.2 „TIGHT-BINDING“-MODELL

ZUR ERINNERUNG: gekoppelte Potentialtöpfe

Schrödinger-Gleichung in Matrixschreibweise und Diagonalform:

𝐻̂𝜑 = 𝐸𝜑 mit

𝐻̂ = (𝐸₁ 0 0 𝐸₂)

Betrachte nun die Wechselwirkung zwischen Töpfen

⇒ 𝐻̂ → 𝐻̂ = (𝐸1 𝑊 𝑊 𝐸₂)

𝑑𝑒𝑡(𝐻̂ − 𝐸) = 0 𝐸1= 𝐸2= 𝐸0

Diagonalisierung:

⇒ (𝐸0− 𝐸)²− 𝑊²= 0

⇒ 𝐸0− 𝐸 = ±𝑊

𝜓₁ = 1

√2(𝜙₁+ 𝜙₂) 𝜓₂= 1

√2(𝜙₁− 𝜙₂)

ANALOGIEN:

 gekoppelte klassische harmonische Oszillatoren

 Hybridisierung (Chemie)

(40)

39 3. Elektronische Energiebänder im Festkörper | Moderne Experimentalphysik II - Optik BETRACHTE EINFACHES 1D MODELL:

Die Funktionen 𝜙(𝑥 − 𝑛𝑎) seien die Wellenfunktion der ungekoppelten Töpfe NÄHERUNG:

Betrachte nur die Wechselwirkung zwischen nächsten Nachbarn (plausibel wegen exponentiellem Abklingen der Wellenfunktion in Barrieren)

⇒ 𝐻̂ = (

⋱ ⋱ ⋱ ⋱ ⋱ ⋱ ⋱ ⋱

⋱ 𝑊 𝐸₀ 𝑊 0 0 0 ⋱

⋱ 0 𝑊 𝐸₀ 𝑊 0 0 ⋱

⋱ 0 0 𝑊 𝐸₀ 𝑊 0 ⋱

⋱ ⋱ ⋱ ⋱ ⋱ ⋱ ⋱ ⋱)

ANSATZ:

periodische Randbedingungen, 𝑁 Gitterzellen 𝜓𝑘(𝑥) = 1

√𝑁⋅ ∑ 𝑒^{𝑖𝑘𝑛𝑎}⋅ 𝜙(𝑥 − 𝑛𝑎)

𝑛

Bloch-Theorem erfüllt?

𝜓_𝑘(𝑥 + 𝑎) = 1

√𝑁⋅ ∑ 𝑒^{𝑖𝑘𝑛𝑎}⋅ 𝜙 (𝑥 + 𝑎 − 𝑛𝑎)⏟

𝑥−(𝑛−1)⏟ 𝑚

𝑎

= 1

√𝑁⋅ ∑ 𝑒^{𝑖𝑘(𝑚+1)𝑎}⋅ 𝜙(𝑥 − 𝑚𝑎)

𝑚

= 𝑒^𝑖𝑘𝑎⋅ 1

√𝑁⋅ ∑ 𝑒^{𝑖𝑘𝑚𝑎}⋅ 𝜙(𝑥 − 𝑚𝑎)

𝑚

= 𝑒^𝑖𝑘𝑎𝜓𝑘(𝑥) ̌

Einsetzen in Schrödingergleichung (𝑛-te Zeile)

𝐸₀𝜓_𝑘+ 𝑊(𝑒^𝑖𝑘𝑎+ 𝑒^{−𝑖𝑘𝑎}) ⋅ 𝜓_𝑘 = 𝐸(𝑘 )𝜓_𝑘

⇒ 𝐸(𝑘) = 𝐸0+ 2𝑊 ⋅ 𝑐𝑜𝑠(𝑘𝑎) analog in 2D-Quadratgitter:

𝐸(𝑘⃗⃗) = 𝐸₀+ 2𝑊 ⋅ (cos(𝑘_𝑥𝑎) + cos(𝑘_𝑦𝑎)) bzw. in 3D

𝐸(𝑘) = 𝐸₀+ 2𝑊 ⋅ (cos(𝑘_𝑥𝑎) + cos(𝑘_𝑦𝑎) + cos(𝑘_𝑧𝑎))