第四章 固体能带理论
9页1、1234.3 赝势方法在大多数情况下,芯态与价态的本征谱在能量上可以明显地区分开来。化学环境对芯态波函数一般只有微小的影响,在固体能带中他们构成非常狭窄的、几乎没有色散的能带,它们的能量位置可以因化学环境而有位移。由于这一特点,在芯能级谱中常作为区分原子或化学环境的特征。然而,固体(金属、半导体、绝缘体)的电子结构性质主要是由费米能级附近的电子态决定的。在能带理论研究中,计算位于深能级的被填满的芯态代价是很昂贵的:一方面,大大增加了能带的数量;另一方面,一个全电子的、没有被屏蔽的晶体势以及芯态的波函数是坐标空间定域性极强的,因而在动量空间收敛很慢。此外,由于离子实的总能量基本不随晶体结构变化,因此,在同样的计算精度下,局限于价态、类价态的总能量计算绝对精度要比全电子方法高得多。于是,能带计算中局限于价态、类价态的方法是非常有价值的,也是非常实用的。1 赝势的导出赝势的导出不是唯一的。原始的赝势方法是建立于正交化平面波方法上的。对一个由许多原子组成的固体,坐标空间根据波函数的不同特点可分成两部分:(1) 近原子核局域,所谓芯区。波函数由紧束缚的芯电子波函数组成,与近邻的原子的波函数相互作
2、用很小;(2) 其余区域,价电子波函数相互交叠、相互作用。尽管芯区的势很强地吸引价电子,但是正交化平面波方法中对价态和芯态正交的要求而产生的动能,对价态的贡献就如同一个有效的排斥势。两者的和是价态的有效势。于核的库仑势相比,这种有效势较弱。图 4.3.1 表示晶体中赝势、赝波函数与周期势、布洛赫波函数的关系。下面就按照这种想法来导出赝势。图 4.3.1 晶体中周期势 、布洛赫波函数 与赝势 、赝波函数 比较VabpsVcpsd124如果用 和 分别表示晶体哈密顿算符 H 的精确的价态 和芯态 的波函数,满足:Vc VEc(4.3.1)V和(4.3.2)ccHE用类似正交化平面波方法构造晶体价态波函数 :V(4.3.3)pscV与正交化平面波方法不同,这里 是真正的晶体芯态波函数。正交化平面波中的平面波现被 取代,c psV后面就会看到这就是赝波函数。作 ,可得系数cV0(4.3.4)psccV现将 作用于 上,有VHEpsVps ps ps pscVVcVVcVcHEHE(4.3.5)就有 (4.3.6)psVcVc 0将哈密顿算符写成(4.3.7)HT如果令(4.3.8)psVccV
3、E则形式上就给出(4.3.9)pspsV0T就是赝势,式 (4.3.9) 就是赝波函数满足的方程。psV赝势是核的库仑吸引势 V 加上一个短程的、非厄米的排斥势 ,两项之和使总的VccHE势减弱,变得比较平坦。对这样的赝系统,用平面波展开赝波函数可以很快收敛。值得指出的是,虽然是赝波函数,但由此得到的能量并非“赝能量” ,而是相应于真实晶体波函数真实价态的本征能量psV。E赝势是非局域的,可以表示成局域的 和非局域的 两项之和:psLVrpsNL,Vr(4.3.10)pspsps, ,125如果考虑原子球对称性,利用球谐函数,赝势的非局域部分可表示成(4.3.11)psNLNL,;,Y,l llmlmlVr rr一般 多取成径向为局域的,即l(4.3.12), llrr角部分为非局域的,这样非局域赝势的径向部分仅与轨道量子数 l 有关,(4.3.13) psNL, ,Y,llmlml lmVrrlr这种形式的赝势称为是半非局域的。经验赝势方法经验赝势方法 (empirical pseudopotential method, EPM) 是用实验数据拟合有限几个 的值。这时,VK晶体势被假
4、定表示成原子势的线性组合:(4.3.14),aVRrr在倒格矢空间展开:(4.3.15)iaSeKrKr其中是结构因子:(4.3.16)aiSea这里 是原子势的形状因子。aVK对大的 K, 一般很小,再加上考虑对称性,这种原子势的形状因子只需拟合有限的几个离散a的值。例如:对金刚石结构 (如 C,Si,Ge 和 等),原子形状因子 一般考虑 单-SnaVK23,81位 就已足够;而对闪锌矿结构(如 GaAs, GaP 等),阳离子和阴离子的原子形状因子 一般2a aVK考虑 单位 。23,41K2a经验赝势的拟合过程是:选取初始的 ,解薛定谔方程得到 和 ,与实验数据 aVKnEk,nr(一般是能带、态密度、响应函数等,对金属来说还可以是费米面) 作比较,修改 ,重复上述过aVK程直至得到与实验接近的结果。经验赝势在 60 年代和 70 年代是研究半导体、金属等材料的电学、光学性质的主要的理论工具。但是,经验赝势基本上不能解决不同化学环境中的应用问题,特别是存在电荷转移的情况在经验赝势方法中是很难考虑的。在密度泛函理论 LDA 的框架下,目前经验赝势的首要用途是在现代从头计算原子赝势
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