Плотный переплет - Tight binding

Для использования в других целях см. Плотная привязка (значения).

В физика твердого тела, то модель жесткой привязки (или же Модель ТБ) - подход к расчету электронная зонная структура используя примерный набор волновые функции основанный на суперпозиция волновых функций для изолированных атомы расположен на каждом атомном узле. Метод тесно связан с Метод ЛКАО (метод линейной комбинации атомных орбиталей), используемый в химии. Модели с сильным связыванием применяются к широкому спектру твердых тел. Модель дает хорошие качественные результаты во многих случаях и может быть объединена с другими моделями, которые дают лучшие результаты там, где модель сильной привязки терпит неудачу. Хотя модель сильной связи представляет собой одноэлектронную модель, она также обеспечивает основу для более сложных расчетов, таких как расчет поверхностные состояния и применение к разного рода проблема многих тел и квазичастица расчеты.

Вступление

Название "жесткая привязка" этого модель электронной зонной структуры предполагает, что это квантово-механическая модель описывает свойства прочно связанных электронов в твердых телах. В электроны в этой модели должен быть жестко привязан к атом к которым они принадлежат, и они должны иметь ограниченное взаимодействие с состояния и потенциалы на окружающих атомах твердого тела. В результате волновая функция электрона будет очень похож на атомная орбиталь свободного атома, которому он принадлежит. Энергия электрона также будет достаточно близкой к энергия ионизации электрона в свободном атоме или ионе, потому что взаимодействие с потенциалами и состояниями на соседних атомах ограничено.

Хотя математическая формулировка^[1] одночастичного сильного связывания Гамильтониан может показаться сложным на первый взгляд, модель совсем несложная и интуитивно понятна довольно легко. Есть только три вида матричных элементов которые играют важную роль в теории. Два из этих трех типов элементов должны быть близки к нулю, и ими часто можно пренебречь. Наиболее важными элементами модели являются элементы межатомной матрицы, которые можно было бы просто назвать энергии связи химиком.

В целом существует ряд уровни атомной энергии и атомные орбитали, участвующие в модели. Это может привести к сложной зонной структуре, поскольку орбитали принадлежат разным точечная группа представления. В обратная решетка и Зона Бриллюэна часто принадлежат к разным космическая группа чем кристалл твердого тела. Точки высокой симметрии в зоне Бриллюэна принадлежат разным представлениям точечных групп. Когда изучаются простые системы, такие как решетки элементов или простые соединения, часто не очень сложно вычислить собственные состояния в точках с высокой симметрией аналитически. Таким образом, модель жесткой привязки может предоставить хорошие примеры для тех, кто хочет узнать больше о теория групп.

Модель жесткой привязки имеет долгую историю и применялась многими способами, с разными целями и разными результатами. Сама по себе модель не стоит. Части модели могут быть заполнены или расширены другими видами расчетов и моделей, такими как модель почти свободных электронов. Сама модель или ее части могут служить основой для других расчетов.^[2] При изучении проводящие полимеры, органические полупроводники и молекулярная электроника, например, применяются модели типа сильной связи, в которых роль атомов в исходной концепции заменяется молекулярные орбитали из сопряженные системы и где межатомные матричные элементы заменены меж- или внутримолекулярными прыжками и туннелирование параметры. Почти все эти проводники обладают очень анизотропными свойствами и иногда почти идеально одномерны.

Историческое прошлое

К 1928 году идею молекулярной орбитали выдвинул Роберт Малликен, на которого значительно повлияла работа Фридрих Хунд. Метод ЛКАО для аппроксимации молекулярных орбиталей был введен в 1928 г. Б. Н. Финклештейном и Г. Э. Горовицем, а метод ЛКАО для твердых тел был разработан Б. Феликс Блох, как часть его докторской диссертации в 1928 году, одновременно и независимо от подхода LCAO-MO. Намного более простая схема интерполяции для аппроксимации электронной зонной структуры, особенно для d-зон переходные металлы, - параметризованный метод сильной привязки, разработанный в 1954 г. Джон Кларк Слейтер и Джордж Фред Костер,^[1] иногда упоминается как СК метод плотной обвязки. При использовании метода сильной связи SK расчеты электронной зонной структуры твердого тела не должны выполняться с полной строгостью, как в исходной. Теорема Блоха но, скорее, расчеты из первых принципов выполняются только в точках с высокой симметрией, а зонная структура интерполируется по оставшейся части Зона Бриллюэна между этими точками.

В этом подходе взаимодействия между разными атомными позициями рассматриваются как возмущения. Мы должны рассмотреть несколько видов взаимодействий. Кристалл Гамильтониан представляет собой лишь приблизительно сумму атомных гамильтонианов, расположенных в разных узлах, а волновые функции атомов перекрываются соседними узлами атомов в кристалле, и поэтому не являются точными представлениями точной волновой функции. В следующем разделе даны дальнейшие объяснения с некоторыми математическими выражениями.

В недавнем исследовании о сильно коррелированный материал подход сильной связи является основным приближением, потому что сильно локализованные электроны, такие как трехмерные переходный металл электроны иногда демонстрируют сильно коррелированное поведение. В этом случае роль электрон-электронного взаимодействия необходимо учитывать с помощью физика многих тел описание.

Модель сильной связи обычно используется для расчета электронная зонная структура и запрещенные зоны в статическом режиме. Однако в сочетании с другими методами, такими как приближение случайной фазы (RPA), динамический отклик систем также может быть изучен.

Математическая формулировка

Мы представляем атомные орбитали ${\displaystyle \varphi _{m}({\boldsymbol {r}})}$, которые собственные функции из Гамильтониан ${\displaystyle H_{\rm {at}}}$ одиночного изолированного атома. Когда атом помещен в кристалл, эта атомная волновая функция перекрывает соседние атомные узлы, и поэтому не являются истинными собственными функциями гамильтониана кристалла. Перекрытие меньше, когда электроны тесно связаны, что является источником дескриптора «сильная связь». Любые поправки к атомному потенциалу ${\displaystyle \Delta U}$ требуется для получения истинного гамильтониана ${\displaystyle H}$ системы, считаются малыми:

${\displaystyle H({\boldsymbol {r}})=\sum _{\boldsymbol {R_{n}}}H_{\mathrm {at} }({\boldsymbol {r-R_{n}}})+\Delta U({\boldsymbol {r}})\ ,}$

куда ${\displaystyle {\boldsymbol {R}}_{n}}$ находит атомный сайт в кристаллическая решетка. Решение ${\displaystyle \psi _{m}}$ к не зависящему от времени одиночному электрону Уравнение Шредингера затем аппроксимируется как линейная комбинация атомных орбиталей ${\displaystyle \varphi _{m}({\boldsymbol {r-R_{n}}})}$:

${\displaystyle \psi _{m}({\boldsymbol {r}})=\sum _{\boldsymbol {R_{n}}}b_{m}({\boldsymbol {R_{n}}})\ \varphi _{m}({\boldsymbol {r-R_{n}}})}$,

куда ${\displaystyle m}$ относится к m-му уровню атомной энергии.

Трансляционная симметрия и нормализация

В Теорема Блоха утверждает, что волновая функция в кристалле может изменяться при трансляции только на фазовый множитель:

${\displaystyle \psi ({\boldsymbol {r+R_{\ell }}})=e^{i{\boldsymbol {k\cdot R_{\ell }}}}\psi ({\boldsymbol {r}})\ ,}$

куда ${\displaystyle \mathbf {k} }$ это волновой вектор волновой функции. Следовательно, коэффициенты удовлетворяют

${\displaystyle \sum _{\boldsymbol {R_{n}}}b_{m}({\boldsymbol {R_{n}}})\ \varphi _{m}({\boldsymbol {r-R_{n}+R_{\ell }}})=e^{i{\boldsymbol {k\cdot R_{\ell }}}}\sum _{\boldsymbol {R_{n}}}b_{m}({\boldsymbol {R_{n}}})\ \varphi _{m}({\boldsymbol {r-R_{n}}})\ .}$

Подставив ${\displaystyle {\boldsymbol {R_{p}}}={\boldsymbol {R_{n}}}-{\boldsymbol {R_{\ell }}}}$, мы нашли

${\displaystyle b_{m}({\boldsymbol {R_{p}+R_{\ell }}})=e^{i{\boldsymbol {k\cdot R_{\ell }}}}b_{m}({\boldsymbol {R_{p}}})\ ,}$ (где в RHS мы заменили фиктивный индекс ${\displaystyle {\boldsymbol {R_{n}}}}$ с ${\displaystyle {\boldsymbol {R_{p}}}}$)

или же

${\displaystyle b_{m}({\boldsymbol {R_{l}}})=e^{i{\boldsymbol {k\cdot R_{l}}}}b_{m}({\boldsymbol {0}})\ .}$

Нормализация волновая функция к единице:

${\displaystyle \int d^{3}r\ \psi _{m}^{*}({\boldsymbol {r}})\psi _{m}({\boldsymbol {r}})=1}$

${\displaystyle =\sum _{\boldsymbol {R_{n}}}b_{m}^{*}({\boldsymbol {R_{n}}})\sum _{\boldsymbol {R_{\ell }}}b_{m}({\boldsymbol {R_{\ell }}})\int d^{3}r\ \varphi _{m}^{*}({\boldsymbol {r-R_{n}}})\varphi _{m}({\boldsymbol {r-R_{\ell }}})}$

${\displaystyle =b_{m}^{*}(0)b_{m}(0)\sum _{\boldsymbol {R_{n}}}e^{-i{\boldsymbol {k\cdot R_{n}}}}\sum _{\boldsymbol {R_{\ell }}}e^{i{\boldsymbol {k\cdot R_{\ell }}}}\ \int d^{3}r\ \varphi _{m}^{*}({\boldsymbol {r-R_{n}}})\varphi _{m}({\boldsymbol {r-R_{\ell }}})}$

${\displaystyle =Nb_{m}^{*}(0)b_{m}(0)\sum _{\boldsymbol {R_{p}}}e^{-i{\boldsymbol {k\cdot R_{p}}}}\ \int d^{3}r\ \varphi _{m}^{*}({\boldsymbol {r-R_{p}}})\varphi _{m}({\boldsymbol {r}})\ }$

${\displaystyle =Nb_{m}^{*}(0)b_{m}(0)\sum _{\boldsymbol {R_{p}}}e^{i{\boldsymbol {k\cdot R_{p}}}}\ \int d^{3}r\ \varphi _{m}^{*}({\boldsymbol {r}})\varphi _{m}({\boldsymbol {r-R_{p}}})\ ,}$

так что нормализация устанавливает ${\displaystyle b_{m}(0)}$ в качестве

${\displaystyle b_{m}^{*}(0)b_{m}(0)={\frac {1}{N}}\ \cdot \ {\frac {1}{1+\sum _{\boldsymbol {R_{p}\neq 0}}e^{i{\boldsymbol {k\cdot R_{p}}}}\alpha _{m}({\boldsymbol {R_{p}}})}}\ ,}$

куда α_м (р_п ) - атомные интегралы перекрытия, которыми часто пренебрегают, что приводит к^[3]

${\displaystyle b_{m}(0)\approx {\frac {1}{\sqrt {N}}}\ ,}$

и

${\displaystyle \psi _{m}({\boldsymbol {r}})\approx {\frac {1}{\sqrt {N}}}\sum _{\boldsymbol {R_{n}}}e^{i{\boldsymbol {k\cdot R_{n}}}}\ \varphi _{m}({\boldsymbol {r-R_{n}}})\ .}$

Гамильтониан сильной связи

Используя форму сильной привязки для волновой функции и предполагая только м-й атомный уровень энергии важно для м-й энергетическая полоса, блоховские энергии ${\displaystyle \varepsilon _{m}}$ имеют форму

${\displaystyle \varepsilon _{m}=\int d^{3}r\ \psi _{m}^{*}({\boldsymbol {r}})H({\boldsymbol {r}})\psi ({\boldsymbol {r}})}$

${\displaystyle =\sum _{\boldsymbol {R_{n}}}b^{*}({\boldsymbol {R_{n}}})\ \int d^{3}r\ \varphi ^{*}({\boldsymbol {r-R_{n}}})H({\boldsymbol {r}})\psi ({\boldsymbol {r}})\ }$

${\displaystyle =\sum _{\boldsymbol {R_{\ell }}}\ \sum _{\boldsymbol {R_{n}}}b^{*}({\boldsymbol {R_{n}}})\ \int d^{3}r\ \varphi ^{*}({\boldsymbol {r-R_{n}}})H_{\mathrm {at} }({\boldsymbol {r-R_{\ell }}})\psi ({\boldsymbol {r}})\ +\sum _{\boldsymbol {R_{n}}}b^{*}({\boldsymbol {R_{n}}})\ \int d^{3}r\ \varphi ^{*}({\boldsymbol {r-R_{n}}})\Delta U({\boldsymbol {r}})\psi ({\boldsymbol {r}})\ .}$

${\displaystyle \approx E_{m}+b^{*}(0)\sum _{\boldsymbol {R_{n}}}e^{-i{\boldsymbol {k\cdot R_{n}}}}\ \int d^{3}r\ \varphi ^{*}({\boldsymbol {r-R_{n}}})\Delta U({\boldsymbol {r}})\psi ({\boldsymbol {r}})\ .}$

Здесь пренебрегают членами, включающими атомный гамильтониан в узлах, отличных от его центра. Затем энергия становится

${\displaystyle \varepsilon _{m}({\boldsymbol {k}})=E_{m}-N\ |b(0)|^{2}\left(\beta _{m}+\sum _{{\boldsymbol {R_{n}}}\neq 0}\sum _{l}\gamma _{m,l}({\boldsymbol {R_{n}}})e^{i{\boldsymbol {k}}\cdot {\boldsymbol {R_{n}}}}\right)\ ,}$

${\displaystyle =E_{m}-\ {\frac {\beta _{m}+\sum _{{\boldsymbol {R_{n}}}\neq 0}\sum _{l}e^{i{\boldsymbol {k}}\cdot {\boldsymbol {R_{n}}}}\gamma _{m,l}({\boldsymbol {R_{n}}})}{\ \ 1+\sum _{\boldsymbol {R_{n}\neq 0}}\sum _{l}e^{i{\boldsymbol {k\cdot R_{n}}}}\alpha _{m,l}({\boldsymbol {R_{n}}})}}\ ,}$

куда E_м это энергия м-й атомный уровень, и ${\displaystyle \alpha _{m,l}}$, ${\displaystyle \beta _{m}}$ и ${\displaystyle \gamma _{m,l}}$ являются матричными элементами жесткой привязки.

Матричные элементы жесткой привязки

Элемент

${\displaystyle \beta _{m}=-\int \varphi _{m}^{*}({\boldsymbol {r}})\Delta U({\boldsymbol {r}})\varphi _{m}({\boldsymbol {r}})\,d^{3}r\ }$,

- сдвиг атомной энергии из-за потенциала на соседних атомах. В большинстве случаев этот срок относительно невелик. Если он большой, это означает, что потенциалы на соседних атомах имеют большое влияние на энергию центрального атома.

Следующий срок

${\displaystyle \gamma _{m,l}({\boldsymbol {R_{n}}})=-\int \varphi _{m}^{*}({\boldsymbol {r}})\Delta U({\boldsymbol {r}})\varphi _{l}({\boldsymbol {r-R_{n}}})\,d^{3}r\ ,}$

это межатомный матричный элемент между атомными орбиталями м и л на соседних атомах. Его также называют энергией связи или двухцентровым интегралом, и это самый важный элемент в модели с жесткой привязкой.

Последние сроки

${\displaystyle \alpha _{m,l}({\boldsymbol {R_{n}}})=\int \varphi _{m}^{*}({\boldsymbol {r}})\varphi _{l}({\boldsymbol {r-R_{n}}})\,d^{3}r\ }$,

обозначить интегралы перекрытия между атомными орбиталями м и л на соседних атомах.

Оценка элементов матрицы

Как упоминалось ранее, значения ${\displaystyle \beta _{m}}$-элементы матрицы не так велики по сравнению с энергией ионизации, так как потенциалы соседних атомов на центральном атоме ограничены. Если ${\displaystyle \beta _{m}}$ не является относительно малым, это означает, что потенциал соседнего атома на центральном атоме также не мал. В этом случае это признак того, что модель сильного связывания по какой-то причине не очень хорошая модель для описания структуры ленты. Например, межатомные расстояния могут быть слишком малы или заряды на атомах или ионах в решетке неправильные.

Межатомные матричные элементы ${\displaystyle \gamma _{m,l}}$ могут быть рассчитаны напрямую, если атомные волновые функции и потенциалы известны подробно. Чаще всего это не так. Есть множество способов получить параметры для этих матричных элементов. Параметры можно получить из данные об энергии химической связи. Энергии и собственные состояния в некоторых точках высокой симметрии в Зона Бриллюэна могут быть оценены, а интегралы значений в элементах матрицы могут быть сопоставлены с данными ленточной структуры из других источников.

Матричные элементы межатомного перекрытия ${\displaystyle \alpha _{m,l}}$ должен быть довольно маленьким или незначительным. Если они большие, это снова указывает на то, что модель жесткой привязки имеет ограниченную ценность для некоторых целей. Например, большое перекрытие является признаком слишком короткого межатомного расстояния. В металлах и переходных металлах широкая s-зона или sp-зона может быть лучше приспособлена к существующему расчету зонной структуры путем введения матричных элементов следующих ближайших соседей и интегралов перекрытия, но подобные подходы не дают очень полезной модели для электронной волновой функции металла. Широкие полосы в плотных материалах лучше описываются модель почти свободных электронов.

Модель сильной связи особенно хорошо работает в случаях, когда ширина полосы мала, а электроны сильно локализованы, как в случае d-зон и f-зон. Модель также дает хорошие результаты в случае открытых кристаллических структур, таких как алмаз или кремний, где количество соседей невелико. Модель легко комбинируется с моделью почти свободных электронов в гибридной модели NFE-TB.^[2]

Подключение к функциям Ванье

Блоховские функции описывать электронные состояния в периодическом кристаллическая решетка. Блоховские функции можно представить в виде Ряд Фурье^[4]

${\displaystyle \psi _{m}\mathbf {(k,r)} ={\frac {1}{\sqrt {N}}}\sum _{n}{a_{m}\mathbf {(R_{n},r)} }e^{\mathbf {ik\cdot R_{n}} }\ ,}$

куда р_п обозначает атомный узел в периодической кристаллической решетке, k это волновой вектор теоремы Блоха, р - положение электрона, м - индекс полосы, а сумма по всем N атомные сайты. Теорема Блоха представляет собой точное собственное решение для волновой функции электрона в периодическом кристаллическом потенциале, соответствующем энергии E_м (k) и распространяется по всему объему кристалла.

С использованием преобразование Фурье анализ, пространственно локализованная волновая функция для м-я энергетическая зона может быть построена из нескольких теорем Блоха:

${\displaystyle a_{m}\mathbf {(R_{n},r)} ={\frac {1}{\sqrt {N}}}\sum _{\mathbf {k} }{e^{\mathbf {-ik\cdot R_{n}} }\psi _{m}\mathbf {(k,r)} }={\frac {1}{\sqrt {N}}}\sum _{\mathbf {k} }{e^{\mathbf {ik\cdot (r-R_{n})} }u_{m}\mathbf {(k,r)} }.}$

Эти волновые функции реального пространства ${\displaystyle {a_{m}\mathbf {(R_{n},r)} }}$ называются Функции Ванье, и довольно близко локализованы к атомному узлу р_п. Конечно, если у нас есть точные Функции Ванье, точные функции Блоха могут быть получены с помощью обратного преобразования Фурье.

Однако вычислить напрямую тоже непросто. Блоховские функции или же Функции Ванье. При расчете электронные структуры твердых тел. Если мы рассмотрим крайний случай изолированных атомов, функция Ванье станет изолированной атомной орбиталью. Этот предел предполагает выбор атомной волновой функции в качестве приближенной формы для функции Ванье, так называемого приближения сильной связи.

Второе квантование

Современные объяснения электронной структуры, такие как t-J модель и Модель Хаббарда основаны на модели жесткой привязки.^[5] Плотную привязку можно понять, работая под второе квантование формализм.

Используя атомную орбиталь в качестве базового состояния, оператор Гамильтона второго квантования в структуре сильной связи может быть записан как:

${\displaystyle H=-t\sum _{\langle i,j\rangle ,\sigma }(c_{i,\sigma }^{\dagger }c_{j,\sigma }^{}+h.c.)}$,

${\displaystyle c_{i\sigma }^{\dagger },c_{j\sigma }}$ - операторы создания и уничтожения

${\displaystyle \displaystyle \sigma }$ - спиновая поляризация

${\displaystyle \displaystyle t}$ - интеграл перескока

${\displaystyle \displaystyle \langle i,j\rangle }$ - индекс ближайшего соседа

${\displaystyle \displaystyle h.c.}$ - эрмитово сопряжение другого термина (ов)

Здесь интеграл перескока ${\displaystyle \displaystyle t}$ соответствует интегралу передачи ${\displaystyle \displaystyle \gamma }$ в модели с плотным переплетом. Учитывая крайние случаи ${\displaystyle t\rightarrow 0}$, электрон не может перескочить на соседние узлы. Этот случай - изолированная атомная система. Если включен скачок (${\displaystyle \displaystyle t>0}$) электроны могут оставаться в обоих узлах, снижая их кинетическая энергия.

В сильно коррелированной электронной системе необходимо учитывать электрон-электронное взаимодействие. Этот термин можно записать в

${\displaystyle \displaystyle H_{ee}={\frac {1}{2}}\sum _{n,m,\sigma }\langle n_{1}m_{1},n_{2}m_{2}|{\frac {e^{2}}{|r_{1}-r_{2}|}}|n_{3}m_{3},n_{4}m_{4}\rangle c_{n_{1}m_{1}\sigma _{1}}^{\dagger }c_{n_{2}m_{2}\sigma _{2}}^{\dagger }c_{n_{4}m_{4}\sigma _{2}}c_{n_{3}m_{3}\sigma _{1}}}$

Этот гамильтониан взаимодействия включает прямые Кулон энергия взаимодействия и энергия обменного взаимодействия между электронами. Есть несколько новых физических явлений, вызванных этой энергией электрон-электронного взаимодействия, например: переходы металл-изолятор (Массачусетский технологический институт), высокотемпературная сверхпроводимость, и несколько квантовые фазовые переходы.

Пример: одномерный s-диапазон

Здесь модель сильной привязки проиллюстрирована s-диапазонная модель для цепочки атомов с одним s-орбитальный по прямой с интервалом а и σ связи между атомными узлами.

Чтобы найти приближенные собственные состояния гамильтониана, мы можем использовать линейную комбинацию атомных орбиталей

${\displaystyle |k\rangle ={\frac {1}{\sqrt {N}}}\sum _{n=1}^{N}e^{inka}|n\rangle }$

куда N = общее количество сайтов и ${\displaystyle k}$ реальный параметр с ${\displaystyle -{\frac {\pi }{a}}\leqq k\leqq {\frac {\pi }{a}}}$. (Эта волновая функция нормирована на единицу главным множителем 1 / √N при условии, что перекрытие атомных волновых функций не учитывается.) Предполагая, что перекрываются только ближайшие соседи, единственные ненулевые матричные элементы гамильтониана могут быть выражены как

${\displaystyle \langle n|H|n\rangle =E_{0}=E_{i}-U\ .}$

${\displaystyle \langle n\pm 1|H|n\rangle =-\Delta \ }$

${\displaystyle \langle n|n\rangle =1\ ;}$   ${\displaystyle \langle n\pm 1|n\rangle =S\ .}$

Энергия E_я - энергия ионизации, соответствующая выбранной атомной орбитали, и U - энергетический сдвиг орбитали под действием потенциала соседних атомов. В ${\displaystyle \langle n\pm 1|H|n\rangle =-\Delta }$ элементы, которые являются Межатомные матричные элементы Слейтера и Костера, являются энергии связи ${\displaystyle E_{i,j}}$. В этой одномерной модели s-диапазона мы имеем только ${\displaystyle \sigma }$-связи между s-орбиталями с энергией связи ${\displaystyle E_{s,s}=V_{ss\sigma }}$. Перекрытие состояний на соседних атомах равно S. Мы можем получить энергию состояния ${\displaystyle |k\rangle }$ используя приведенное выше уравнение:

${\displaystyle H|k\rangle ={\frac {1}{\sqrt {N}}}\sum _{n}e^{inka}H|n\rangle }$

${\displaystyle \langle k|H|k\rangle ={\frac {1}{N}}\sum _{n,\ m}e^{i(n-m)ka}\langle m|H|n\rangle }$ ${\displaystyle ={\frac {1}{N}}\sum _{n}\langle n|H|n\rangle +{\frac {1}{N}}\sum _{n}\langle n-1|H|n\rangle e^{+ika}+{\frac {1}{N}}\sum _{n}\langle n+1|H|n\rangle e^{-ika}}$ ${\displaystyle =E_{0}-2\Delta \,\cos(ka)\ ,}$

где, например,

${\displaystyle {\frac {1}{N}}\sum _{n}\langle n|H|n\rangle =E_{0}{\frac {1}{N}}\sum _{n}1=E_{0}\ ,}$

и

${\displaystyle {\frac {1}{N}}\sum _{n}\langle n-1|H|n\rangle e^{+ika}=-\Delta e^{ika}{\frac {1}{N}}\sum _{n}1=-\Delta e^{ika}\ .}$

${\displaystyle {\frac {1}{N}}\sum _{n}\langle n-1|n\rangle e^{+ika}=Se^{ika}{\frac {1}{N}}\sum _{n}1=Se^{ika}\ .}$

Таким образом, энергия этого состояния ${\displaystyle |k\rangle }$ можно представить в знакомой форме энергетической дисперсии:

${\displaystyle E(k)={\frac {E_{0}-2\Delta \,\cos(ka)}{1+2S\,\cos(ka)}}}$.

• За ${\displaystyle k=0}$ энергия ${\displaystyle E=(E_{0}-2\Delta )/(1+2S)}$ и состояние состоит из суммы всех атомных орбиталей. Это состояние можно рассматривать как цепочку связывающие орбитали.
• За ${\displaystyle k=\pi /(2a)}$ энергия ${\displaystyle E=E_{0}}$ и состояние состоит из суммы атомных орбиталей, которые являются фактором ${\displaystyle e^{i\pi /2}}$ не в фазе. Это состояние можно рассматривать как цепочку несвязывающие орбитали.
• Наконец для ${\displaystyle k=\pi /a}$ энергия ${\displaystyle E=(E_{0}+2\Delta )/(1-2S)}$ и состояние состоит из чередующейся суммы атомных орбиталей. Это состояние можно рассматривать как цепочку антисвязывающие орбитали.

Этот пример легко расширить до трех измерений, например, до объемно-центрированной кубической или гранецентрированной кубической решетки путем введения местоположений векторов ближайших соседей вместо простого н а.^[6] Точно так же метод может быть расширен на несколько диапазонов, используя несколько разных атомных орбиталей на каждом сайте. Приведенная выше общая формулировка показывает, как можно осуществить эти расширения.

Таблица межатомных матричных элементов

В 1954 году Дж.К. Слейтер и Г.Ф. Костер опубликовал, в основном, для расчета переходный металл d-полосы, таблица межатомных матричных элементов^[1]

${\displaystyle E_{i,j}({\vec {\mathbf {r} }}_{n,n'})=\langle n,i|H|n',j\rangle }$

который также может быть получен из кубические гармонические орбитали прямо. В таблице представлены матричные элементы как функции ЛКАО двухцентровый интегралы по облигациям между двумя кубическая гармоника орбитали я и j, на соседних атомах. Интегралы связи представляют собой, например, ${\displaystyle V_{ss\sigma }}$, ${\displaystyle V_{pp\pi }}$ и ${\displaystyle V_{dd\delta }}$ за сигма, число Пи и дельта связей (Обратите внимание, что эти интегралы также должны зависеть от расстояния между атомами, т.е. являются функцией ${\displaystyle (l,m,n)}$, хотя это не всегда явно указывается.)

Межатомный вектор выражается как

${\displaystyle {\vec {\mathbf {r} }}_{n,n'}=(r_{x},r_{y},r_{z})=d(l,m,n)}$

куда d это расстояние между атомами и л, м и п являются направляющие косинусы к соседнему атому.

${\displaystyle E_{s,s}=V_{ss\sigma }}$

${\displaystyle E_{s,x}=lV_{sp\sigma }}$

${\displaystyle E_{x,x}=l^{2}V_{pp\sigma }+(1-l^{2})V_{pp\pi }}$

${\displaystyle E_{x,y}=lmV_{pp\sigma }-lmV_{pp\pi }}$

${\displaystyle E_{x,z}=lnV_{pp\sigma }-lnV_{pp\pi }}$

${\displaystyle E_{s,xy}={\sqrt {3}}lmV_{sd\sigma }}$

${\displaystyle E_{s,x^{2}-y^{2}}={\frac {\sqrt {3}}{2}}(l^{2}-m^{2})V_{sd\sigma }}$

${\displaystyle E_{s,3z^{2}-r^{2}}=[n^{2}-(l^{2}+m^{2})/2]V_{sd\sigma }}$

${\displaystyle E_{x,xy}={\sqrt {3}}l^{2}mV_{pd\sigma }+m(1-2l^{2})V_{pd\pi }}$

${\displaystyle E_{x,yz}={\sqrt {3}}lmnV_{pd\sigma }-2lmnV_{pd\pi }}$

${\displaystyle E_{x,zx}={\sqrt {3}}l^{2}nV_{pd\sigma }+n(1-2l^{2})V_{pd\pi }}$

${\displaystyle E_{x,x^{2}-y^{2}}={\frac {\sqrt {3}}{2}}l(l^{2}-m^{2})V_{pd\sigma }+l(1-l^{2}+m^{2})V_{pd\pi }}$

${\displaystyle E_{y,x^{2}-y^{2}}={\frac {\sqrt {3}}{2}}m(l^{2}-m^{2})V_{pd\sigma }-m(1+l^{2}-m^{2})V_{pd\pi }}$

${\displaystyle E_{z,x^{2}-y^{2}}={\frac {\sqrt {3}}{2}}n(l^{2}-m^{2})V_{pd\sigma }-n(l^{2}-m^{2})V_{pd\pi }}$

${\displaystyle E_{x,3z^{2}-r^{2}}=l[n^{2}-(l^{2}+m^{2})/2]V_{pd\sigma }-{\sqrt {3}}ln^{2}V_{pd\pi }}$

${\displaystyle E_{y,3z^{2}-r^{2}}=m[n^{2}-(l^{2}+m^{2})/2]V_{pd\sigma }-{\sqrt {3}}mn^{2}V_{pd\pi }}$

${\displaystyle E_{z,3z^{2}-r^{2}}=n[n^{2}-(l^{2}+m^{2})/2]V_{pd\sigma }+{\sqrt {3}}n(l^{2}+m^{2})V_{pd\pi }}$

${\displaystyle E_{xy,xy}=3l^{2}m^{2}V_{dd\sigma }+(l^{2}+m^{2}-4l^{2}m^{2})V_{dd\pi }+(n^{2}+l^{2}m^{2})V_{dd\delta }}$

${\displaystyle E_{xy,yz}=3lm^{2}nV_{dd\sigma }+ln(1-4m^{2})V_{dd\pi }+ln(m^{2}-1)V_{dd\delta }}$

${\displaystyle E_{xy,zx}=3l^{2}mnV_{dd\sigma }+mn(1-4l^{2})V_{dd\pi }+mn(l^{2}-1)V_{dd\delta }}$

${\displaystyle E_{xy,x^{2}-y^{2}}={\frac {3}{2}}lm(l^{2}-m^{2})V_{dd\sigma }+2lm(m^{2}-l^{2})V_{dd\pi }+[lm(l^{2}-m^{2})/2]V_{dd\delta }}$

${\displaystyle E_{yz,x^{2}-y^{2}}={\frac {3}{2}}mn(l^{2}-m^{2})V_{dd\sigma }-mn[1+2(l^{2}-m^{2})]V_{dd\pi }+mn[1+(l^{2}-m^{2})/2]V_{dd\delta }}$

${\displaystyle E_{zx,x^{2}-y^{2}}={\frac {3}{2}}nl(l^{2}-m^{2})V_{dd\sigma }+nl[1-2(l^{2}-m^{2})]V_{dd\pi }-nl[1-(l^{2}-m^{2})/2]V_{dd\delta }}$

${\displaystyle E_{xy,3z^{2}-r^{2}}={\sqrt {3}}\left[lm(n^{2}-(l^{2}+m^{2})/2)]V_{dd\sigma }-2lmn^{2}V_{dd\pi }+[lm(1+n^{2})/2]V_{dd\delta }\right]}$

${\displaystyle E_{yz,3z^{2}-r^{2}}={\sqrt {3}}\left[mn(n^{2}-(l^{2}+m^{2})/2)V_{dd\sigma }+mn(l^{2}+m^{2}-n^{2})V_{dd\pi }-[mn(l^{2}+m^{2})/2]V_{dd\delta }\right]}$

${\displaystyle E_{zx,3z^{2}-r^{2}}={\sqrt {3}}\left[ln(n^{2}-(l^{2}+m^{2})/2)V_{dd\sigma }+ln(l^{2}+m^{2}-n^{2})V_{dd\pi }-[ln(l^{2}+m^{2})/2]V_{dd\delta }\right]}$

${\displaystyle E_{x^{2}-y^{2},x^{2}-y^{2}}={\frac {3}{4}}(l^{2}-m^{2})^{2}V_{dd\sigma }+[l^{2}+m^{2}-(l^{2}-m^{2})^{2}]V_{dd\pi }+[n^{2}+(l^{2}-m^{2})^{2}/4]V_{dd\delta }}$

${\displaystyle E_{x^{2}-y^{2},3z^{2}-r^{2}}={\sqrt {3}}\left[(l^{2}-m^{2})[n^{2}-(l^{2}+m^{2})/2]V_{dd\sigma }/2+n^{2}(m^{2}-l^{2})V_{dd\pi }+[(1+n^{2})(l^{2}-m^{2})/4]V_{dd\delta }\right]}$

${\displaystyle E_{3z^{2}-r^{2},3z^{2}-r^{2}}=[n^{2}-(l^{2}+m^{2})/2]^{2}V_{dd\sigma }+3n^{2}(l^{2}+m^{2})V_{dd\pi }+{\frac {3}{4}}(l^{2}+m^{2})^{2}V_{dd\delta }}$

Не все элементы межатомной матрицы указаны явно. Матричные элементы, не перечисленные в этой таблице, могут быть построены путем перестановки индексов и направлений косинуса других матричных элементов в таблице.

Смотрите также

• Электронная зонная структура
• Модель почти свободных электронов
• Теоремы Блоха
• Модель Кронига-Пенни
• Поверхность Ферми
• Функция Ванье
• Модель Хаббарда
• t-J модель
• Эффективная масса
• Правило Андерсона
• Динамическая теория дифракции
• Физика твердого тела
• Линейная комбинация атомных орбиталей, метод молекулярных орбиталей (ЛКАО)
• Метод голштинской селедки
• Замена Пайерлса

Рекомендации

1. Дж. С. Слейтер, Г. Ф. Костер (1954). «Упрощенный метод ЛКАО для Периодической потенциальной проблемы». Физический обзор. 94 (6): 1498–1524. Bibcode:1954ПхРв ... 94.1498С. Дои:10.1103 / PhysRev.94.1498.
2. Уолтер Эшли Харрисон (1989). Электронная структура и свойства твердых тел.. Dover Publications. ISBN  0-486-66021-4.
3. В качестве альтернативы игнорированию перекрытия можно выбрать в качестве основы вместо атомных орбиталей набор орбиталей, основанных на атомных орбиталях, но расположенных так, чтобы быть ортогональными орбиталям на других атомных узлах, так называемые Лёвдинские орбитали. Видеть Ю. Ю. и М. Кардона (2005). «Жесткая связь или подход LCAO к зонной структуре полупроводников». Основы полупроводников (3-е изд.). Спрингрер. п. 87. ISBN  3-540-25470-6.
4. Орфрид Маделунг, Введение в теорию твердого тела (Springer-Verlag, Berlin Heidelberg, 1978).
5. Александр Альтланд и Бен Саймонс (2006). «Эффекты взаимодействия в системе сильной привязки». Теория поля конденсированного состояния. Издательство Кембриджского университета. стр.58 ff. ISBN  978-0-521-84508-3.
6. Сэр Невилл Ф. Мотт и Х. Джонс (1958). «II §4 Движение электронов в периодическом поле». Теория свойств металлов и сплавов (Перепечатка издательства Clarendon Press (1936)). Courier Dover Publications. стр.56 ff. ISBN  0-486-60456-X.

• Н. В. Эшкрофт и Н. Д. Мермин, Физика твердого тела (Thomson Learning, Торонто, 1976).
• Стивен Бланделл Магнетизм в конденсированных средах(Оксфорд, 2001).
• С.Маэкава и другие. Физика оксидов переходных металлов (Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2004).
• Джон Синглтон Зонная теория и электронные свойства твердых тел. (Оксфорд, 2001).

дальнейшее чтение

• Уолтер Эшли Харрисон (1989). Электронная структура и свойства твердых тел.. Dover Publications. ISBN  0-486-66021-4.
• Н. В. Эшкрофт и Н. Д. Мермин (1976). Физика твердого тела. Торонто: Thomson Learning.
• Дэвис, Джон Х. (1998). Физика низкоразмерных полупроводников: введение. Кембридж, Соединенное Королевство: Издательство Кембриджского университета. ISBN  0-521-48491-X.
• Геринг, С. М.; Bowler, D.R; Эрнандес, Э (1997). «Плотно связывающее моделирование материалов». Отчеты о достижениях физики. 60 (12): 1447–1512. Bibcode:1997RPPh ... 60.1447G. Дои:10.1088/0034-4885/60/12/001.
• Slater, J.C .; Костер, Г. Ф. (1954). «Упрощенный метод ЛКАО для периодической потенциальной проблемы». Физический обзор. 94 (6): 1498–1524. Bibcode:1954ПхРв ... 94.1498С. Дои:10.1103 / PhysRev.94.1498.

внешняя ссылка

• Теория кристаллического поля, метод сильной связи и эффект Яна-Теллера в Э. Паварини, Э. Кох, Ф. Андерс и М. Джаррелл (ред.): Коррелированные электроны: от моделей к материалам, Юлих 2012, ISBN  978-3-89336-796-2
• Обязательная студия: Пакет технических программ для поиска параметров гамильтониана с сильной связью