Elemente de fizica solidului cristalin [pdf - Andrei
Elemente de fizica solidului cristalin [pdf - Andrei
Elemente de fizica solidului cristalin [pdf - Andrei
You also want an ePaper? Increase the reach of your titles
YUMPU automatically turns print PDFs into web optimized ePapers that Google loves.
- 106 -<br />
3. <strong>Elemente</strong> <strong>de</strong> <strong>fizica</strong> <strong>solidului</strong> <strong>cristalin</strong><br />
3.1. Structura <strong>cristalin</strong>ă<br />
Experienţe <strong>de</strong> difracţie cu raze X au dovedit că un cristal este format din aranjamente<br />
periodice <strong>de</strong> atomi.<br />
Un cristal i<strong>de</strong>al este constituit prin repetarea regulată, infinită, în spaţiu a unei unităţi<br />
4<br />
structurale numită bază. Baza poate conţine <strong>de</strong> la un atom (Cu, Au, Ag) până la 10 atomi (în<br />
cristalele proteinelor). Baza este dispusă în puncte aflate în spaţiu şi care constituie nodurile<br />
unei reţele, ansamblul nodurilor alcătuind reţeaua <strong>cristalin</strong>ă.<br />
Avem relaţia logică:<br />
reţea + bază = structură <strong>cristalin</strong>ă<br />
r r r<br />
Reţeaua este <strong>de</strong>finită <strong>de</strong> trei vectori <strong>de</strong> translaţie fundamentali a,<br />
b,<br />
c,<br />
astfel încât<br />
aranjamentul atomic arată la fel când este văzut dintr-un punct cu vectorul <strong>de</strong> poziţie r , sau<br />
din orice alt punct cu vectorul <strong>de</strong> poziţie r′<br />
r :<br />
r r r r r<br />
′ = r + n a + n b + n c<br />
r 1 2 3<br />
un<strong>de</strong> n 1,<br />
n 2 , n 3 sunt numere întregi. Cel mai mic paralelipiped <strong>de</strong>finit <strong>de</strong> vectorii necoplanari<br />
r r r<br />
a,<br />
b,<br />
c se numeşte celulă elementară.<br />
O celulă elementară este caracterizată prin<br />
r r r<br />
şase elemente <strong>de</strong> bază: a,<br />
b,<br />
c şi unghiurile α , β,<br />
γ . În<br />
funcţie <strong>de</strong> simetria celulei elementare, există 14 tipuri<br />
<strong>de</strong> reţele <strong>cristalin</strong>e, grupate în şapte sisteme<br />
cristalografice, care diferă prin valorile parametrilor<br />
r r r<br />
a,<br />
b,<br />
c , α , β,<br />
γ .<br />
În cristale reale, din cauza agitaţiei termice, au loc vibraţii ale ionilor bazei în jurul<br />
nodurilor reţelei. În plus, există <strong>de</strong>fecte structurale, care pot fi vacanţe (absenţa unei baze<br />
dintr-un nod al reţelei), atomi interstiţiali (plasarea suplimentară a unei baze între nodurile<br />
reţelei), atomi <strong>de</strong> impuritate (baze <strong>de</strong> altă natură <strong>de</strong>cât cele ale reţelei, fie aflate între nodurile<br />
reţelei, fie înlocuind o bază a reţelei) etc.<br />
În funcţie <strong>de</strong> natura forţelor <strong>de</strong> legătură dominante dintre particulele constituiente<br />
(atomi, ioni, molecule) ale unui cristal, putem avea cristale atomice, ionice, moleculare,<br />
metalice etc. În cazul cristalelor atomice şi moleculare, forţele <strong>de</strong> legătură dintre particulele<br />
neutre (atomi, molecule) scad foarte rapid cu distanţa, putându-se lua în consi<strong>de</strong>rare numai<br />
interacţiunea dintre particulele vecine. Legătura dintre atomii neutri ai unui cristal este o<br />
legătură covalentă (electronii <strong>de</strong> valenţă aparţin în egală măsură diferiţilor atomi). La
- 107 -<br />
cristalele moleculare, momentul <strong>de</strong> dipol al moleculelor neutre polarizează moleculele vecine,<br />
conducând la apariţia unor forţe <strong>de</strong> coeziune foarte slabe în comparaţie cu cele existente la<br />
cristalele covalente. În cristalele ionice există o atracţie electrostatică între ionii <strong>de</strong> semn opus.<br />
Cristalele metalice conţin în nodurile reţelei <strong>cristalin</strong>e ioni metalici, iar spaţiul dintre aceşti<br />
ioni este ocupat <strong>de</strong> electronii <strong>de</strong> valenţă, care au o mare mobilitate.<br />
Mişcarea <strong>de</strong> agitaţie termică nu poate rupe legătura dintre particulele constituienteale<br />
cristalului, <strong>de</strong>oarece la temperatura camerei energia mişcării termice este <strong>de</strong> 0,025 eV, în timp<br />
−10<br />
ce energia potenţială <strong>de</strong> interacţiune dintre doi atomi aflaţi la o distanţă r = 3⋅10<br />
m este<br />
mult mai mare ( e / r 4,8 eV<br />
2<br />
0 = ). Datorită mişcării termice, atomii unui cristal execută<br />
oscilaţii <strong>de</strong> mică amplitudine în jurul poziţiilor <strong>de</strong> echilibru.<br />
3.2. Capacitatea calorică molară la volum constant<br />
În mo<strong>de</strong>lul oscilatorilor in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nţi se consi<strong>de</strong>ră că fiecare atom execută oscilaţii<br />
armonice cu aceeaşi frecvenţă ν . Deoarece poziţia unui atom este dată prin cele trei<br />
coordonate ale centrului său <strong>de</strong> masă, mişcarea atomului este echivalentă cu mişcarea a trei<br />
oscilatori armonici liniari in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nţi. Astfel un atom dintr-o reţea <strong>cristalin</strong>ă tridimensională<br />
poate executa oscilaţii armonice după fiecare din cele trei direcţii, in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nt <strong>de</strong> atomii<br />
vecini. Într-un kilomol <strong>de</strong> cristal există un ansamblu <strong>de</strong> A N 3 oscilatori armonici.<br />
Energia medie a unui oscilator este dată <strong>de</strong> formula lui Planck:<br />
hν<br />
hν<br />
〈 E 〉 = +<br />
2 hν<br />
ekT<br />
− 1<br />
Energia internă medie a celor 3 N A oscilatori este:<br />
hν<br />
hν<br />
〈 U 〉 = 3NA<br />
〈 E 〉 = 3NA<br />
+ 3NA<br />
(3.1)<br />
2 hν<br />
ekT<br />
− 1<br />
Capacitatea calorică molară la volum constant este:<br />
hν<br />
⎛ ∂〈 U 〉 ⎞<br />
−1<br />
hν<br />
C = ⎜ ⎟ = ν<br />
− kT<br />
V<br />
3N Ah<br />
( ) ( ) e ⇒<br />
2<br />
⎝ ∂T<br />
⎠<br />
hν<br />
V<br />
kT<br />
(ekT<br />
2<br />
− 1)<br />
C<br />
V<br />
=<br />
hν<br />
2<br />
⎛ hν<br />
⎞<br />
3N<br />
kT<br />
Ak<br />
⎜ ⎟ ⋅ e<br />
⎝ kT ⎠<br />
hν<br />
kT 2<br />
(e − 1)<br />
(3.2)<br />
La temperaturi mari ( kT >> hν<br />
) se poate <strong>de</strong>zvolta exponenţiala în serie:<br />
Rezultă:<br />
hν<br />
ekT<br />
hν<br />
≈ 1 +<br />
kT<br />
,<br />
hν<br />
−<br />
e kT<br />
hν<br />
≈ 1 −<br />
kT
C<br />
V<br />
2<br />
- 108 -<br />
⎛ hν<br />
⎞<br />
⎛ hν<br />
⎞<br />
3N Ak<br />
⎜ ⎟<br />
3N Ak<br />
⎜ ⎟<br />
⎝ kT ⎠<br />
⎝ kT<br />
=<br />
=<br />
⎠<br />
hν<br />
hν<br />
hν<br />
−<br />
⎛ hν<br />
⎞ ⎛ hν<br />
⎞<br />
⎜1<br />
− 1 + ⎟ ⎜1<br />
+ − 1⎟<br />
e kT (ekT<br />
− 1)(ekT<br />
− 1) ⎝ kT ⎠ ⎝ kT ⎠<br />
= 3N k = 3R<br />
(3.3)<br />
C V A<br />
Acest rezultat exprimă legea empirică a lui Dulong şi Petit (la temperaturi foarte mari<br />
capacitatea calorică molară la volum constant este in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntă <strong>de</strong> temperatură şi <strong>de</strong> natura<br />
fizică a cristalului). Totuşi, unele cristale (Si, B) au capacitatea calorică molară la volum<br />
constant mult mai mică <strong>de</strong>cât 3R, la temperatura camerei.<br />
La temperaturi joase ( kT
- 109 -<br />
Energia cinetică a particulei <strong>de</strong> ordin n este T =<br />
1 2<br />
mx&<br />
n , iar energia sa potenţială<br />
2<br />
datorită forţelor elastice care apar este ( ) ( ) 2<br />
U =<br />
Lagrange este:<br />
1<br />
2<br />
β x n − x n − 1<br />
2<br />
+<br />
1<br />
β x n + 1 − x n . Funcţia lui<br />
2<br />
1 2<br />
L = T − U = mx&<br />
n − ( )<br />
2<br />
( ) 2<br />
1<br />
2<br />
β x n − x n − 1<br />
2<br />
Ecuaţia lui Lagrange:<br />
−<br />
1<br />
β x n + 1 − x n<br />
2<br />
d ⎛ ∂L<br />
⎞<br />
dt ⎜<br />
x ⎟ =<br />
⎝ ∂&<br />
n ⎠<br />
∂L<br />
∂x<br />
n<br />
<strong>de</strong>vine:<br />
m& x&<br />
n = − β ( x n<br />
sau:<br />
− x n −1<br />
) + β ( x n + 1 − x n ) ⇒ Fn<br />
= − β ( x n − x n + 1 ) − β ( x n − x n −1<br />
) (3.5)<br />
& x&<br />
β x + x − 2x<br />
(3.6)<br />
( )<br />
m n = n + 1 n −1<br />
n<br />
Relaţia (3.5) putea fi scrisă direct, întrucât F n reprezintă forţa elastică rezultantă.<br />
Soluţia ecuaţiei (3.6) este:<br />
i ( ωt<br />
− kna)<br />
x n = A e<br />
(3.7)<br />
un<strong>de</strong> na reprezintă distanţa particulei <strong>de</strong> ordin n faţă <strong>de</strong> particula consi<strong>de</strong>rată în origine, iar<br />
k reprezintă modulul vectorului <strong>de</strong> undă. Astfel vibraţiile termice ale atomilor din reţeaua<br />
<strong>cristalin</strong>ă i<strong>de</strong>ală consi<strong>de</strong>rată pot fi <strong>de</strong>scrise <strong>de</strong> o undă plană progresivă, care se propagă în<br />
lungul lanţului <strong>de</strong> atomi. Impunând soluţiei (3.7) să verifice ecuaţia (3.6) obţinem:<br />
2<br />
&<br />
− ω x , x = e<br />
− i ka<br />
⋅ x , x = e<br />
i ka<br />
⋅ x ⇒<br />
x n = n n + 1<br />
n n −1<br />
n<br />
− mω<br />
mω<br />
2<br />
2<br />
= β<br />
= 2β<br />
( i ka<br />
+<br />
− i ka<br />
2<br />
e e − 2 ) ⇒ − mω<br />
= β ( 2 cos ka − 2)<br />
⇒<br />
ka<br />
2<br />
2<br />
( 1−<br />
cos ka)<br />
= 4β<br />
⋅ sin ⇒<br />
β ka<br />
ω = 2 sin<br />
(3.8)<br />
m 2<br />
Formula (3.8) care leagă pulsaţia ω <strong>de</strong> numărul <strong>de</strong> undă k constituie relaţia <strong>de</strong><br />
dispersie. Deoarece pulsaţia nu este <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntă <strong>de</strong> ordinul n al atomului, rezultă că toţi<br />
atomii din lanţul consi<strong>de</strong>rat vibrează cu aceeaşi pulsaţie. Valorile pozitive ale lui k<br />
corespund un<strong>de</strong>lor progresive, iar valorile negative ale lui k corespund un<strong>de</strong>lor regresive.<br />
Datorită naturii periodice a relaţiei <strong>de</strong> dispersie, rezultă că valorile distincte ale lui k sunt<br />
cuprinse în intervalul:<br />
π π<br />
− ≤ k <<br />
(3.9)<br />
a a<br />
numit prima zonă Brillouin pentru un lanţ liniar <strong>de</strong> atomi. Pentru a arăta acest lucru luăm o<br />
valoare a lui k în afara intervalului consi<strong>de</strong>rat. Dacă la acest k adăugăm sau scă<strong>de</strong>m un<br />
multiplu întreg <strong>de</strong> 2π / a atunci vom obţine o valoare k’ care este cuprinsă în intervalul<br />
consi<strong>de</strong>rat. Într-a<strong>de</strong>văr din (3.8) rezultă:<br />
β k′<br />
a β ⎛ 2π<br />
⎞ a β ⎛ ka ⎞ β ka<br />
ω = 2 ⋅ sin = 2 ⋅sin<br />
k s 2 sin s = 2 ⋅ sin = ω<br />
k<br />
⎜ ± ⎟ = ⋅ ⎜ ± π<br />
′<br />
⎟<br />
m 2 m ⎝ a ⎠ 2 m ⎝ 2 ⎠ m 2 k<br />
s = 1 , 2 , 3 , . . .
- 110 -<br />
La acelaşi rezultat se ajunge dacă se foloseşte<br />
relaţia (3.7) . Pentru k = 0 rezultă ω = 0,<br />
iar<br />
pentru k max =<br />
π<br />
rezultă:<br />
a<br />
ω max = 2<br />
β<br />
(3.10)<br />
m<br />
Graficul curbei <strong>de</strong> dispersie este dat în figura<br />
alăturată.<br />
Viteza <strong>de</strong> fază a un<strong>de</strong>i este:<br />
v =<br />
ω<br />
k<br />
= a<br />
ka<br />
sin<br />
β 2<br />
m ka<br />
2<br />
(3.11)<br />
Viteza <strong>de</strong> grup, care este asociată vitezei <strong>de</strong> transport a energiei, este:<br />
v g =<br />
dω<br />
dk<br />
= a<br />
β<br />
⋅ cos<br />
m<br />
ka<br />
2<br />
(3.12)<br />
Pentru k = 0 viteza <strong>de</strong> fază este egală cu viteza <strong>de</strong> grup, atingând valoarea lor<br />
maximă v max = v gmax<br />
= a<br />
β<br />
, iar pentru<br />
m<br />
k = k max =<br />
π<br />
, caz în care λ = 2a , rezultă<br />
a<br />
2a β<br />
v = iar v g = 0 . În ultimul caz transferul <strong>de</strong> energie este nul, iar în şirul<br />
π m<br />
unidimensional <strong>de</strong> atomi se formează un sistem <strong>de</strong> un<strong>de</strong> staţionare. Într-a<strong>de</strong>văr pentru<br />
k = π/a<br />
din (3.7) rezultă:<br />
i ( ωmaxt<br />
− k maxna)<br />
i ( ωmaxt<br />
− nπ)<br />
n i ωmaxt<br />
x n = A e<br />
= A e<br />
= ( −1)<br />
A e<br />
Se constată că faza vibraţiilor este <strong>de</strong>terminată <strong>de</strong> ordinul n al atomului. Rezultă că<br />
pentru doi atomi vecini vibraţiile sunt în opoziţie <strong>de</strong> fază.<br />
În cazul real al unui lanţ finit <strong>de</strong> N atomi se impune condiţia <strong>de</strong> ciclicitate:<br />
x n = x n ± N<br />
(3.13)<br />
Din relaţiile (3.7) şi (3.13) rezultă:<br />
e<br />
± i kNa<br />
= 1 ⇒ kNa = 2πl<br />
⇒ k =<br />
2π<br />
⋅ l , l = 0 , 1,<br />
2 . . .<br />
Na<br />
Deoarece k max =<br />
π<br />
rezultă:<br />
a<br />
π<br />
a<br />
=<br />
2π<br />
Na<br />
l max ⇒ l max =<br />
N<br />
2<br />
⇒<br />
N N<br />
− ≤ l < ⇒ l = 0 , 1,<br />
. . . , N −1<br />
( N valori ) (3.14)<br />
2 2<br />
Rezultă că numărul modurilor <strong>de</strong> vibraţie este egal cu numărul atomilor şi este acelaşi<br />
cu numărul gra<strong>de</strong>lor <strong>de</strong> libertate.<br />
În cazul unei reţele tridimensionale rezultă mai multe relaţii <strong>de</strong> dispersie.<br />
Fiecărui mod <strong>de</strong> vibraţie i se asociază o particulă fictivă numită fonon. Energia<br />
fononilor este cuantificată E = hω,<br />
impulsul lor fiind p = hk<br />
. Introducerea fononilor este<br />
utilă în studiul interacţiunilor dintre electroni şi fononi, sau dintre fotoni şi fononi.
- 111 -<br />
3.4. Masa efectivă a electronului în cristal<br />
Viteza <strong>de</strong> grup a un<strong>de</strong>i asociate mişcării electronului din cristal este:<br />
( hω)<br />
r<br />
v g =<br />
dω<br />
r =<br />
dk<br />
d<br />
r<br />
d(<br />
hk)<br />
=<br />
1 dE<br />
r<br />
h dk<br />
(3.15)<br />
Forţa cu care un câmp electric exterior acţionează asupra electronului din cristal este:<br />
r<br />
( hk)<br />
r<br />
r<br />
r<br />
dp<br />
d dk<br />
F = = = h<br />
(3.16)<br />
dt dt dt<br />
Sub acţiunea acestei forţe electronul capătă acceleraţia:<br />
r<br />
r<br />
r<br />
2<br />
r dv<br />
g 1 d ⎛ dE ⎞ 1 d ⎛ dE ⎞ dk<br />
1 d E dk<br />
a = = ⋅ ⎜ r ⎟ = ⋅ r ⎜ r ⎟ = ⋅ r ⋅<br />
(3.17)<br />
2<br />
dt h dt ⎝ dk<br />
⎠ h dk<br />
⎝ dk<br />
⎠ dt h dk<br />
dt<br />
Din relaţiile (3.16) şi (3.17) rezultă:<br />
r 2<br />
h r<br />
F = ⋅ a<br />
(3.18)<br />
2<br />
d E<br />
r<br />
2<br />
dk<br />
r r<br />
Prin analogie cu legea a doua a lui Newton F = m<br />
∗<br />
a , rezultă masa efectivă a<br />
electronului în cristal:<br />
2<br />
−1<br />
2 d E<br />
m<br />
∗ ⎛ ⎞<br />
= h ⎜ r<br />
2<br />
dk<br />
⎟<br />
(3.19)<br />
⎝ ⎠<br />
Deosebirea între masa electronului liber şi masa efectivă a electronului din cristal se<br />
datorează interacţiunii dintre electron şi reţea.<br />
Noţiunea <strong>de</strong> masă efectivă poate fi introdusă într-un mod diferit, prin <strong>de</strong>zvoltarea în<br />
serie Taylor a energiei E(k) în jurul valorii corespunzătoare echilibrului:<br />
2<br />
⎛ ∂E<br />
⎞<br />
1 ⎛ ∂ E ⎞<br />
2<br />
E ( k)<br />
= E ( k 0 ) + ⎜ ⎟ ( k − k 0 ) +<br />
( k − k 0 ) + . . .<br />
2<br />
k k k 2 ⎜<br />
k<br />
⎟<br />
⎝ ∂ ⎠ = 0<br />
⎝ ∂ ⎠k<br />
= k0<br />
⎛ ∂E<br />
⎞<br />
Al doilea termen este nul datorită condiţiei <strong>de</strong> echilibru ⎜ ⎟ = 0. ( 0<br />
⎝ ∂k<br />
⎠k<br />
= k0<br />
k<br />
corespun<strong>de</strong> minimului funcţiei E(k) . Rezultă:<br />
2<br />
h<br />
2<br />
E ( k)<br />
≈ E ( k 0 ) + ( k − k 0 )<br />
2m<br />
∗<br />
(3.20)<br />
un<strong>de</strong>:<br />
2<br />
m<br />
∗ h<br />
=<br />
(3.21)<br />
2 ⎛ d E ⎞<br />
⎜ r<br />
2<br />
dk<br />
⎟<br />
⎝ ⎠k<br />
= k0<br />
este masa efectivă a electronului.<br />
Masa efectivă a unui electron din banda <strong>de</strong> conducţie a semiconductorului GaAs este<br />
m<br />
∗<br />
− 31<br />
= 0,07 m 0 , un<strong>de</strong> m 0 este masa electronului liber ( m = 9,108 ⋅10<br />
kg ). Raportul<br />
0
- 112 -<br />
m / m<br />
∗<br />
este <strong>de</strong> 0,69 la Li, <strong>de</strong> 1,20 la Cs şi <strong>de</strong> 1,07 la Na. În cazul sodiului, electronii <strong>de</strong><br />
valenţă pot fi consi<strong>de</strong>raţi liberi. Pentru un electron liber, <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nţa energiei <strong>de</strong> vectorul <strong>de</strong><br />
undă k r al un<strong>de</strong>i <strong>de</strong> Broglie asociate mişcării electronului este <strong>de</strong> forma:<br />
r r<br />
2 2 2<br />
p h k<br />
E = =<br />
(3.22)<br />
2m 0 2m 0<br />
În acest caz, din relaţiile (3.21) şi (3.22) rezultă 0 m m<br />
∗<br />
= .<br />
3.5. Energia Fermi a electronilor dintr-un metal<br />
Electronii <strong>de</strong> valenţă dintr-un metal au o mare mobilitate şi <strong>de</strong> aceea putem consi<strong>de</strong>ra<br />
că aceştia se mişcă liber în interiorul metalului, ca într-o groapă <strong>de</strong> potenţial tridimensională<br />
cu pereţii infiniţi. Deoarece energia potenţială <strong>de</strong> interacţiune dintre electroni şi reţea este<br />
neglijabilă, ecuaţia lui Schrödinger este <strong>de</strong> forma:<br />
∆Ψ<br />
+<br />
2m<br />
2<br />
h<br />
( E − V)<br />
Ψ = 0 ⇒<br />
(3.23)<br />
2<br />
∆Ψ + k Ψ = 0<br />
(3.24)<br />
un<strong>de</strong>:<br />
2 2 2 2 2mE<br />
k = k x + k y + k z =<br />
(3.25)<br />
2<br />
h<br />
Ecuaţia (3.24) poate fi rezolvată prin metoda separării variabilelor. Se exprimă<br />
soluţia ecuaţiei ca un produs <strong>de</strong> trei funcţii <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nte fiecare numai <strong>de</strong> câte o singură<br />
variabilă:<br />
Ψ x, y, z = Ψ x Ψ y Ψ z<br />
(3.26)<br />
( ) ( ) ( ) ( )<br />
1<br />
2<br />
Impunând soluţiei (3.26) să verifice ecuaţia (3.24) , rezultă trei ecuaţii:<br />
2<br />
d Ψ1<br />
2<br />
dx<br />
2<br />
+ k x Ψ1<br />
= 0 ;<br />
2<br />
d Ψ2<br />
2<br />
dy<br />
2<br />
+ k y Ψ2<br />
= 0 ;<br />
2<br />
d Ψ3<br />
2<br />
dz<br />
2<br />
+ k z Ψ3<br />
= 0<br />
Aceste ecuaţii admit soluţiile:<br />
i kxx<br />
Ψ 1 = C1<br />
e ,<br />
i kyy<br />
Ψ2<br />
= C 2 e ,<br />
i kzz<br />
Ψ3<br />
= C3<br />
e<br />
(3.27)<br />
Aplicând condiţiile la limită periodice pentru un paralelipiped <strong>de</strong> laturi L x , L y , L z<br />
obţinem:<br />
Ψ x = Ψ x + L , Ψ y = Ψ y + L , Ψ z = Ψ z + L<br />
3<br />
( ) 1 ( x ) 2 ( ) 2 ( y ) 3 ( ) 3 ( z ) ⇒<br />
i kxx<br />
e<br />
i kx<br />
( x + L x ) = C1<br />
e<br />
⇒<br />
i kxL<br />
x e = 1 ⇒ k xL<br />
x = 2πn<br />
x , n = 0, 1, 2, . . .<br />
i kyy<br />
e = C<br />
i k y(<br />
y + L y ) e<br />
⇒<br />
i k yLy<br />
e = 1 ⇒ k L = 2πn<br />
, n = 0, 1, 2, . . .<br />
1<br />
C1 x<br />
C 2<br />
2<br />
y y<br />
y y<br />
( z + L z ) i kzLz<br />
⇒ e = 1 ⇒ k L = 2πn<br />
, n = 0, 1, 2, . . .<br />
i k z i k<br />
z<br />
z<br />
C3 e = C3<br />
e<br />
z z<br />
z z<br />
k x<br />
2<br />
n x<br />
L<br />
, k y<br />
2<br />
n y<br />
L<br />
, k z<br />
2<br />
⋅ n z<br />
L<br />
π<br />
=<br />
π<br />
⋅ =<br />
π<br />
⋅ =<br />
(3.28)<br />
Constantele 1 2 3<br />
x<br />
y<br />
C , C , C din (3.27) se <strong>de</strong>termină din condiţia <strong>de</strong> normare:<br />
z
L<br />
x<br />
x<br />
2<br />
Ψ<br />
∗<br />
1 ⋅ Ψ1<br />
dx = 1 ⇒ C1<br />
⋅ ∫<br />
∫<br />
0<br />
La fel se arată că:<br />
C 2 =<br />
1<br />
L<br />
,<br />
y<br />
L<br />
0<br />
- 113 -<br />
dx = 1<br />
C =<br />
Înlocuind C 1,<br />
C 2 , C3<br />
şi x y z<br />
3<br />
1<br />
L<br />
z<br />
⇒<br />
C<br />
2<br />
1<br />
L<br />
x<br />
= 1<br />
⇒<br />
k , k , k din (3.28) în (3.27) obţinem:<br />
2πn<br />
2πn<br />
x<br />
y<br />
i y<br />
2πn<br />
z<br />
i ⋅ x<br />
⋅<br />
i ⋅ z<br />
1 L<br />
1 L<br />
1<br />
x<br />
y<br />
L z<br />
Ψ 1 = e , Ψ2<br />
= e , Ψ3<br />
= e<br />
(3.29)<br />
L<br />
L<br />
L<br />
x<br />
y<br />
Înlocuind Ψ1 , Ψ2<br />
, Ψ3<br />
în (3.26) rezultă:<br />
r<br />
1 i ( k xx<br />
+ k yy<br />
+ k z ) 1<br />
r<br />
z<br />
Ψ = e<br />
= e<br />
i k ⋅ r<br />
(3.30)<br />
L L L<br />
Ω<br />
x<br />
y<br />
z<br />
un<strong>de</strong>:<br />
Ω = L xL<br />
yL<br />
z<br />
(3.31)<br />
este volumul paralelipipedului. Din relaţiile (3.26) şi (3.28) rezultă energia electronului:<br />
2 ⎛ 2 2 2<br />
h<br />
⎞<br />
2 ⎜<br />
n n x y n z<br />
E = ⋅ 4π<br />
+ + ⎟<br />
(3.32)<br />
⎜ 2 2 2<br />
2m<br />
⎟<br />
⎝ L x L y L z ⎠<br />
La studiul radiaţiei corpului negru am arătat că numărul <strong>de</strong> oscilaţii proprii care au<br />
numărul <strong>de</strong> undă mai mic <strong>de</strong>cât k este egal cu numărul <strong>de</strong> puncte interioare sferei <strong>de</strong> rază k<br />
(într-o optime <strong>de</strong> sferă, <strong>de</strong>oarece n i sunt pozitivi). Acest număr este dat <strong>de</strong> relaţia (1.29):<br />
3<br />
2 k<br />
V<br />
z = ⋅<br />
(3.33)<br />
6π<br />
Înlocuind k din (3.25) în (3.33) obţinem:<br />
3 / 2<br />
V ⎛ 2mE ⎞<br />
z = 2 ⎜ 2 ⎟<br />
6π<br />
h ⎠<br />
(3.34)<br />
⎝<br />
Deoarece energia Fermi E F este energia maximă a electronilor din groapa <strong>de</strong> potenţial<br />
la T = 0 K, fiecare nivel <strong>de</strong> energie fiind ocupat <strong>de</strong> doi electroni cu spinii opuşi, în<br />
conformitate cu principiul lui Pauli, numărul <strong>de</strong> nivele complet ocupate la T = 0 K este:<br />
3 / 2<br />
N V ⎛ 2mE F ⎞<br />
z F = = ⎜ ⎟ 2 2<br />
2 6π<br />
h ⎠<br />
(3.35)<br />
⎝<br />
Din relaţia (3.35) rezultă:<br />
2mE F<br />
2<br />
h<br />
2<br />
2 / 3<br />
⎛ 6π<br />
N ⎞<br />
= ⎜<br />
⎟<br />
⎝ 2V<br />
⎠<br />
⇒<br />
(3.36)<br />
( ) 3 / 2<br />
2<br />
2<br />
E F = 3π<br />
n<br />
2m<br />
h<br />
(3.37)<br />
un<strong>de</strong> n =<br />
N<br />
este concentraţia electronilor (N este numărul total <strong>de</strong> electrono din cristal, iar<br />
V<br />
V este volumul cristalului).<br />
z<br />
C<br />
1<br />
=<br />
1<br />
L<br />
x
- 114 -<br />
3.6. Teorema lui Bloch<br />
În aproximaţia unielectronică se consi<strong>de</strong>ră că fiecare electron din cristal se mişcă întrun<br />
potenţial efectiv V(r) creat <strong>de</strong> restul electronilor şi <strong>de</strong> ionii cristalului.<br />
Teorema lui Bloch afirmă că soluţia generală a ecuaţiei lui Schrödinger în aproximaţia<br />
unielectronică:<br />
2<br />
h r r r r<br />
− ∆Ψk<br />
() r + V () r Ψk<br />
() r = E Ψk<br />
() r<br />
(3.38)<br />
2me<br />
pentru electronul din reţeaua <strong>cristalin</strong>ă<br />
r<br />
are forma:<br />
r<br />
r<br />
() r e<br />
i k r r<br />
Ψ k =<br />
⋅<br />
⋅ u k () r<br />
(3.39)<br />
un<strong>de</strong> energia potenţială efectivă V( r)<br />
r este o funcţie periodică având perioada spaţială egală<br />
cu constanta reţelei a r :<br />
r r r<br />
V()<br />
r = V(<br />
r + a)<br />
(3.40)<br />
Astfel în locul unei soluţii <strong>de</strong> forma un<strong>de</strong>i plane (3.30) <strong>de</strong> amplitudine constantă,<br />
obţinută în cazul în care s-a neglijat potenţialul <strong>de</strong> interacţiune dintre electroni şi reţea, în<br />
r<br />
cazul în care V () r este diferit <strong>de</strong> zero apare factorul modulator u k ( r ) cu aceeaşi periodicitate<br />
spaţială ca şi V() r :<br />
r r r<br />
u k () r = u k ( r + a)<br />
(3.41)<br />
De asemenea, energia electronului nu va fi dată <strong>de</strong> relaţia (3.32) , ci se vor obţine<br />
benzi <strong>de</strong> energie permise (în care energia electronului este o funcţie aproape continuă într-un<br />
interval mare <strong>de</strong> valori ale lui k ) şi benzi <strong>de</strong> energie interzise.<br />
Pentru a <strong>de</strong>monstra teorema lui Bloch vom folosi un operator <strong>de</strong> translaţie Tˆ având<br />
următoarea proprietate:<br />
T f () r f ( r a)<br />
ˆ r r r<br />
⋅ = +<br />
(3.42)<br />
un<strong>de</strong> f () r este o funcţie oarecare, <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntă <strong>de</strong> r . Vom consi<strong>de</strong>ra cazul particular al unui<br />
cristal unidimensional pentru care r este coliniar cu a r . Ecuaţia cu valori proprii a<br />
operatorului hamiltonian este:<br />
H r E r<br />
ˆ r r<br />
Ψ = Ψ<br />
(3.43)<br />
() ( )<br />
r<br />
un<strong>de</strong> H ( r ) = −<br />
2<br />
h r<br />
∆ + V ( r )<br />
ˆ<br />
2me<br />
este invariant la translaţia pe o distanţă egală cu constanta<br />
reţelei:<br />
() H( r a)<br />
ˆ H r ˆ r r r<br />
= +<br />
(3.44)<br />
Aplicând operatorul Tˆ relaţiei (3.43) rezultă:<br />
( () Ψ () ) = ( + ) Ψ(<br />
+ ) = ( ) Ψ(<br />
+ ) = Ψ()<br />
= TΨ() r = EΨ(<br />
r + a)⇒<br />
ˆ<br />
TE r E ˆ<br />
H r r a ˆ<br />
(3.44)<br />
H r a r a<br />
ˆ<br />
H r r ˆ Tˆ r r r r r r r r r r r r r<br />
H() r ( r a)<br />
E ( r a)<br />
ˆ r r r r r<br />
Ψ + = Ψ +<br />
(3.45)<br />
r r r<br />
Din relaţiile (3.43) şi (3.45) se constată că Ψ ( r)<br />
şi Ψ ( r + a)<br />
sunt funcţii proprii ale<br />
lui H care corespund aceleiaşi valori proprii E. Rezultă că pentru un sistem ne<strong>de</strong>generat (toate<br />
nivelele <strong>de</strong> energie ale spectrului discret al unui sistem unidimensional sunt ne<strong>de</strong>generate)<br />
r r r<br />
Ψ () r şi Ψ ( r + a)<br />
trebuie să difere printr-o constantă multiplicativă C:<br />
r r<br />
Ψ r + a<br />
r<br />
= CΨ<br />
r<br />
(3.46)<br />
( ) ( )<br />
Relaţia (3.46) poate fi generalizată:
n<br />
( r + na)<br />
= C Ψ(<br />
r )<br />
- 115 -<br />
r r r<br />
Ψ (3.47)<br />
În cazul unui cristal real atomii <strong>de</strong> la capete au o influenţă neglijabilă, astfel că pentru<br />
un N <strong>de</strong>stul <strong>de</strong> mare putem scrie:<br />
r r r<br />
Ψ ( r + Na)<br />
= Ψ(<br />
r ) ≡ condiţia <strong>de</strong> ciclicitate (3.48)<br />
r r<br />
Ψ ( r + Na)<br />
=<br />
(3.47)<br />
=<br />
N r<br />
C Ψ(<br />
r)<br />
(3.49)<br />
Din aceste două relaţii rezultă:<br />
C = 1 ⇒<br />
N<br />
(3.50)<br />
i 2πl<br />
C = e N<br />
i 2πla<br />
= e Na = e<br />
i ka<br />
r r<br />
= e<br />
i k ⋅ a<br />
(3.51)<br />
un<strong>de</strong>:<br />
k =<br />
2πl<br />
Na<br />
=<br />
2πl<br />
L<br />
(3.52)<br />
l = 0 , 1,<br />
2 , . . . , N −1<br />
(3.53) ≡ (3.14)<br />
2πil<br />
Din relaţiile (3.46) şi (3.51) rezultă:<br />
).<br />
r<br />
r r<br />
r<br />
Ψ ( + ) =<br />
i k ⋅ a r<br />
r a e Ψk<br />
( r)<br />
⇒<br />
r<br />
r r r r<br />
r<br />
r<br />
−<br />
() ( ) ( + ) Ψ =<br />
− i k ⋅ a r r<br />
r<br />
⋅ Ψ + =<br />
i k ⋅ r i k r a r r<br />
k r e r a e ⋅ e ⋅ Ψ(<br />
r + a)<br />
14442<br />
r<br />
44443 uk<br />
() r<br />
⇒<br />
(3.54)<br />
Ψ<br />
r<br />
r r<br />
= e<br />
i k ⋅ r<br />
⋅ u<br />
r<br />
(3.55)<br />
(Se verifică faptul că C e cos ( 2 ) i sin ( 2 ) 1<br />
N<br />
= = πl<br />
+ πl<br />
=<br />
k<br />
() ()<br />
r k<br />
un<strong>de</strong>:<br />
r r r r<br />
−<br />
( ) ( + +<br />
(3.54)<br />
r r r r r<br />
r r ik<br />
r a a)<br />
r r r − ik<br />
( ) ( r + a + a<br />
r ) u r + a = e<br />
Ψ r + a + a<br />
⋅<br />
ik<br />
⋅ a r r<br />
k<br />
= e<br />
e ⋅ Ψk<br />
( r + a)<br />
=<br />
r r r<br />
− ik(<br />
r + a)<br />
r r r<br />
= e ⋅ Ψk<br />
( r + a)<br />
= u k ( r)<br />
(3.56) = (3.41)<br />
r<br />
Funcţia Ψ k () r este numită funcţia Bloch. În cazul tridimensional relaţiile au aceeaşi<br />
formă.<br />
Din (3.54) se constată că <strong>de</strong>nsitatea <strong>de</strong> probabilitate are aceeaşi periodicitate spaţială<br />
ca şi potenţialul efectiv din relaţia (3.40). Într-a<strong>de</strong>văr:<br />
r r<br />
r r<br />
r r<br />
2 i k a i k a r 2 r<br />
Ψ r + a = e<br />
− ⋅<br />
⋅ e<br />
⋅<br />
⋅ Ψ r = Ψ r<br />
( ) () () 2<br />
3.7. Benzile <strong>de</strong> energie. Mo<strong>de</strong>lul Kronig-Penney<br />
Experimental s-a stabilit că potenţialul unui ion dintr-o reţea metalică este diferit <strong>de</strong> un<br />
potenţial <strong>de</strong> tip coulombian ( Ze / 4πε<br />
0r<br />
) (<strong>de</strong>oarece electronii <strong>de</strong> valenţă ecranează ionul<br />
metalic). Debye a propus o formulă pentru energia potenţială <strong>de</strong> interacţiune dintre ionul<br />
2 − r / r<br />
Ze / r e<br />
r este raza efectivă <strong>de</strong> interacţiune<br />
metalic şi un electron, <strong>de</strong> forma ( ) D<br />
− 0<br />
un<strong>de</strong> D<br />
k<br />
k
- 116 -<br />
a ionului cu un electron. Energia potenţială sca<strong>de</strong> foarte repe<strong>de</strong> cu distanţa, din cauza<br />
factorului exponenţial. De aceea, pentru distanţe mari faţă <strong>de</strong> ion, energia potenţială este<br />
aproximată cu o constantă. Întrucât cele mai importante rezultate nu <strong>de</strong>pind <strong>de</strong> forma<br />
potenţialului, vom aproxima energia potenţială cu un şir <strong>de</strong> gropi <strong>de</strong> potenţial <strong>de</strong> lăţime c<br />
intercalate <strong>de</strong> bariere <strong>de</strong> potenţial <strong>de</strong> lăţime b şi înălţime V 0 .<br />
V<br />
( ) ⎨<br />
⎩ ⎧<br />
x =<br />
Mo<strong>de</strong>lul Kronig-Penney<br />
( V0 → ∞ , b → 0 , V0b<br />
= finit)<br />
b = 0 ⇒ c = a<br />
0 , n (c + b) ≤ x ≤ n ( c + b) + c<br />
V , n (c + b) + c ≤ x ≤ n ( c + b) + c + b = (n + 1) (c + b)<br />
0<br />
Fiecărui ion din nodurile reţelei <strong>cristalin</strong>e i se asociază o groapă <strong>de</strong> potenţial<br />
unidimensională. În acest caz relaţiile (3.40) , (3.48) , (3.55) şi (3.56) <strong>de</strong>vin:<br />
un<strong>de</strong>:<br />
( x)<br />
V(<br />
x a)<br />
V = +<br />
(3.57)<br />
( x ) = Ψ(<br />
x + Na)<br />
Ψ (3.58)<br />
Ψ<br />
i k x<br />
(3.59)<br />
k<br />
( ) = e ⋅ u ( x)<br />
x k<br />
( x)<br />
u ( x + a)<br />
u k<br />
k<br />
= (3.60)<br />
Pentru regiunile I şi II ecuaţia Schrödinger este ( 0 V E 0 < < ):<br />
d<br />
2<br />
2<br />
dx<br />
2<br />
d Ψ<br />
dx<br />
Ψ<br />
1<br />
2<br />
2<br />
2m<br />
+ ⋅ EΨ<br />
2 1 =<br />
h<br />
2m<br />
+ 2<br />
h<br />
0<br />
(regiunea I)<br />
d<br />
2<br />
2m<br />
2<br />
h<br />
2<br />
( E − V ) Ψ = 0 ⇒ − ( V − E)<br />
Ψ = 0 (regiunea II)<br />
Soluţiile acestor ecuaţii sunt:<br />
0<br />
2<br />
dx<br />
Ψ<br />
2<br />
Ψ = A e<br />
i α x<br />
+ B e<br />
− i α x<br />
(3.61)<br />
1<br />
1<br />
1<br />
− β x β x<br />
Ψ = A e + B e<br />
(3.62)<br />
2<br />
2<br />
2<br />
2mE<br />
α =<br />
(3.63)<br />
2<br />
h<br />
( V − E)<br />
2m 0<br />
β =<br />
(3.64)<br />
2<br />
h<br />
Pentru a pune în evi<strong>de</strong>nţă funcţiile <strong>de</strong> undă <strong>de</strong> tip Bloch (3.59) vom scrie soluţiile sub<br />
forma:<br />
0<br />
2
- 117 -<br />
( α − k)<br />
x − i ( α k)<br />
x ⎤ i k x ( ) i k x<br />
⎡ i<br />
+<br />
Ψ 1 =<br />
⎢<br />
A1e<br />
+ B1e<br />
⎥<br />
e = u1<br />
x e<br />
(3.65)<br />
⎣<br />
⎦<br />
( i β − k)<br />
x − i ( i β k)<br />
x ⎤ i k x ( ) i k x<br />
⎡ i<br />
+<br />
Ψ 2 =<br />
⎢<br />
A 2e<br />
+ B2e<br />
⎥<br />
e = u 2 x e<br />
(3.66)<br />
⎣<br />
⎦<br />
Condiţiile la limită Ψ 1(<br />
0) = Ψ2<br />
( 0)<br />
şi 1 ( 0) = Ψ2<br />
( 0)<br />
1 ( 0)<br />
= u ( 0)<br />
, respectiv<br />
′ ′ ( 0)<br />
= u ( 0)<br />
u 2<br />
u1 2<br />
′ ′<br />
Ψ sunt echivalente cu<br />
. Aceste condiţii <strong>de</strong> continuitate sunt necesare<br />
<strong>de</strong>oarece o funcţie este diferenţiabilă dacă este continuă. Impunând aceste condiţii relaţiilor<br />
(3.65) şi (3.66) obţinem:<br />
A + B = A + B<br />
(3.67)<br />
1<br />
1<br />
( − k)<br />
A1<br />
− i ( α + k)<br />
B1<br />
= i ( i β − k)<br />
A 2 − i ( i β k)<br />
B2<br />
2<br />
i α +<br />
(3.68)<br />
Conform teoremei lui Bloch, funcţia u este periodică, având aceeaşi perioadă spaţială<br />
ca şi V(x). Astfel:<br />
u1 () c = u 2 ( − b)<br />
(3.69)<br />
′<br />
c<br />
′<br />
= u − b<br />
(3.70)<br />
() ( )<br />
u1 2<br />
Impunând aceste condiţii relaţiilor (3.65) şi (3.66) obţinem:<br />
( ) ( ) ( ) ( ) k i i<br />
α − k c − i α + k c − i i β − k b β +<br />
i<br />
A1e + B1e<br />
= A 2e<br />
+ B2e<br />
2<br />
b<br />
(3.71)<br />
i<br />
( ) ( α − k)<br />
c<br />
− i<br />
( ) ( α + k)<br />
c<br />
− i<br />
( ) ( iβ<br />
− k)<br />
b<br />
i<br />
( ) ( iβ<br />
+ k)<br />
α − k A e − i α + k B e = i iβ<br />
− k A e − i iβ<br />
+ k B e<br />
i 1<br />
1<br />
2<br />
2<br />
(3.72)<br />
Ecuaţiile (3.67) , (3.68) , (3.71) , (3.72) alcătuiesc un sistem liniar şi omogen <strong>de</strong> patru<br />
ecuaţii cu necunoscutele A 1,<br />
B1,<br />
A 2 , B2<br />
. Pentru ca sistemul să admită soluţii nebanale,<br />
trebuie ca <strong>de</strong>terminantul coeficienţilor să fie nul. Din această condiţie rezultă:<br />
2 2<br />
β − α<br />
sin αc<br />
⋅ sh βb<br />
+ cos αc<br />
⋅ ch βb<br />
= cos k(<br />
c + b)<br />
(3.73)<br />
2αβ<br />
Această ecuaţie impune o relaţie între k, α şi β care permite obţinerea benzilor <strong>de</strong><br />
energie (c şi b sunt mărimi constante).<br />
În mo<strong>de</strong>lul Kronig-Penney se consi<strong>de</strong>ră un caz special al relaţiei (3.73) în care<br />
V0 → ∞ şi b → 0 , astfel încât V0 b să rămână un număr finit. Din relaţia a = b + c , pentru<br />
b → 0 rezultă c → a . Din relaţia (3.64) se constată că<br />
finită pentru β → ∞ şi b → 0 , pe care o notăm cu 2 C / a .<br />
b 0<br />
lim β<br />
→ ∞ → β<br />
2<br />
b<br />
2C<br />
b 0 c<br />
lim = =<br />
→<br />
2C<br />
a<br />
⇒<br />
C<br />
2<br />
β ∼ 0<br />
1<br />
ab<br />
2<br />
b 0<br />
lim<br />
⎛ 2 ⎞<br />
⎜ β ⋅ ⎟ ><br />
⎝ ⎠<br />
→ ∞ → β<br />
=<br />
Deoarece:<br />
b<br />
b 0<br />
lim b<br />
b 0<br />
lim<br />
2<br />
β<br />
β<br />
→<br />
=<br />
∞ → β<br />
β =<br />
→ ∞ → β<br />
rezultă că:<br />
lim ch(<br />
b)<br />
= 1<br />
b 0<br />
β<br />
→ ∞ → β<br />
V astfel că b<br />
2<br />
β are o limită<br />
0<br />
0<br />
,<br />
( β<br />
2<br />
b<br />
=<br />
(3.74)<br />
finit)<br />
b
Pentru β → ∞<br />
sh<br />
2<br />
b 0<br />
lim<br />
2<br />
β<br />
⋅<br />
αβ<br />
→ ∞ → β<br />
- 118 -<br />
2 2 2<br />
şi b → 0 rezultă β − α → β , αc<br />
→ αa<br />
, c + b = a ,<br />
( βb)<br />
=<br />
1<br />
a α<br />
( βb)<br />
ab sh<br />
2 b<br />
b 0<br />
lim<br />
2<br />
β<br />
⋅<br />
β<br />
→ ∞ → β<br />
=<br />
1<br />
a α<br />
ab<br />
2<br />
b 0<br />
lim<br />
2<br />
β<br />
→ ∞ → β<br />
( 3.<br />
74)<br />
=<br />
<strong>de</strong>oarece<br />
sh(<br />
βb)<br />
lim = 1<br />
b → 0 βb<br />
În relaţiile <strong>de</strong> mai sus se consi<strong>de</strong>ră mai întâi limita pentru b → 0 şi apoi limita pentru<br />
β → ∞ . În aceste condiţii limită relaţia (3.73) <strong>de</strong>vine:<br />
( αa)<br />
C<br />
αa<br />
sin<br />
C ⋅ + cos ( αa)<br />
= cos ( ka)<br />
(3.75)<br />
αa<br />
Dacă C este foarte mic, atunci putem neglija primul termen din membrul stâng al<br />
relaţiei (3.75). Din (3.75) şi (3.63) rezultă:<br />
2 2 2 2<br />
⎡ π π⎤<br />
h α h k<br />
cos α a = cos ka ⇒ α = k (pentru k ∈<br />
⎢<br />
− , ) ⇒ E = =<br />
⎣ a a ⎥<br />
⎦<br />
2m<br />
2m<br />
Am obţinut cazul limită al unui electron liber care poate lua orice energie. Desigur,<br />
2π<br />
⎛ 2π<br />
⎞<br />
pentru α′ = k + obţinem cos α′ a = cos ⎜k<br />
+ ⎟ a = cos ( ka)<br />
.<br />
a<br />
⎝ a ⎠<br />
Dacă C este foarte mare, <strong>de</strong>oarece cos ( ka)<br />
din (3.75) este cuprins între − 1 şi 1 ,<br />
sin ( α a)<br />
rezultă că trebuie să fie foarte mic. La limită, pentru C → ∞ trebuie ca:<br />
αa<br />
sin ( αa)<br />
→ 0 ⇒ αa<br />
= nπ<br />
, n = ± 1,<br />
± 2 , . . . (3.76)<br />
αa<br />
Din (3.63) şi (3.76) rezultă:<br />
2 2 2 2 2<br />
h α n π h<br />
E = = , n = 1,<br />
2 , . . .<br />
(3.77)<br />
2<br />
2m<br />
2ma<br />
Am obţinut cazul limită al unui electron aflat într-o groapă <strong>de</strong> potenţial cu pereţii<br />
infiniţi. În acest caz energia electronului poate lua numai anumite valori (<strong>de</strong>terminate <strong>de</strong><br />
condiţia (3.76) ).<br />
Valorile lui α a pentru care:<br />
sin ( αa)<br />
C ⋅ + cos ( αa)<br />
≤ 1<br />
(3.78)<br />
αa<br />
<strong>de</strong>finesc valorile permise pentru energia electronului. Valorile lui α a pentru care valoarea<br />
absolută a membrului stâng al relaţiei (3.75) este mai mare ca 1 (valoarea maximă a<br />
membrului drept) <strong>de</strong>finesc intervalele (benzile) <strong>de</strong> energie interzise. Se constată că benzile <strong>de</strong><br />
energie interzise apar şi pentru valori ale energiei 0 V E > .<br />
Pentru a evi<strong>de</strong>nţia alternanţa benzilor <strong>de</strong> energie permise cu aceea a benzilor <strong>de</strong><br />
energie interzise, membrul stâng al relaţiei (3.75) este reprezentat grafic pentru o valoare<br />
oarecare a mărimii C.<br />
Pentru o valoare finită a lui C şi pentru αa = ± nπ<br />
rezultă:<br />
sin ( αa)<br />
C ⋅ + cos ( αa)<br />
= cos ( ± nπ)<br />
, n = 1,<br />
2 , 3 , . . .<br />
αa<br />
α<br />
a = π ⇒ cos π = −1<br />
, αa<br />
= 2π<br />
⇒ cos 2π<br />
= 1 , αa<br />
= − π ⇒ cos − π = −1<br />
( ) ( )
- 119 -<br />
Pentru aceste valori apar benzile <strong>de</strong> energie interzise, care corespund următoarelor<br />
valori ale lui k:<br />
π 2π<br />
nπ<br />
k = ± , ± , . . . , ± , . . .<br />
a a a<br />
Pentru aceste valori ale lui k membrul drept din relaţia (3.75) <strong>de</strong>vine ± 1.<br />
În cazul unei zone <strong>de</strong> energie permise, energia electronilor este cuantificată, dar<br />
π<br />
distanţa dintre două nivele <strong>de</strong> energie vecine este foarte mică. Intervalul −<br />
a<br />
≤ k <<br />
π<br />
se<br />
a<br />
numeşte prima zonă Brillouin. A doua zonă Brillouin este <strong>de</strong>finită <strong>de</strong> valorile lui k date <strong>de</strong><br />
2π<br />
inegalităţile −<br />
a<br />
π<br />
≤ k < − ,<br />
a<br />
π<br />
a<br />
≤ k <<br />
2π<br />
a<br />
.<br />
Pentru k = nπ/a<br />
rezultă λ =<br />
2π<br />
k<br />
=<br />
2π<br />
⋅ a<br />
nπ<br />
⇒<br />
λ<br />
a = n ⋅ , care se obţine şi din<br />
2<br />
relaţia lui Bragg ( 2 d ⋅ sin θ = nλ<br />
) dacă d = a şi<br />
2<br />
π<br />
θ = . Rezultă că unda asociată<br />
electronului suferă o împrăştiere Bragg când întâlneşte barierele <strong>de</strong> potenţial distanţate la un<br />
număr întreg <strong>de</strong> semiun<strong>de</strong>, astfel că un<strong>de</strong>le reflectate <strong>de</strong> aceste bariere sunt toate în fază şi<br />
interferă constructiv. Această reflexie internă totală a un<strong>de</strong>lor electronului împiedică trecerea<br />
unui curent electronic prin cristal, explicând apariţia benzilor <strong>de</strong> energie interzise pentru<br />
k = nπ/a<br />
, n = 1 , 2 , 3 , . . . . Cazul un<strong>de</strong>lor electronice progresive neperturbate,<br />
corespunzătoare electronilor liberi, este reprezentat în fugura <strong>de</strong> mai sus sub forma unei<br />
parabole cu linii întrerupte.<br />
O altă cale <strong>de</strong> a ajunge la mo<strong>de</strong>lul benzilor <strong>de</strong> energie este şi aceea care pleacă <strong>de</strong> la<br />
i<strong>de</strong>ea scindării prin rezonanţă a nivelelor <strong>de</strong> energie. Pentru doi atomi i<strong>de</strong>ntici aflaţi la distanţă<br />
foarte mare, configuraţia electronilor este i<strong>de</strong>ntică. Când cei doi atomi sunt foarte apropiaţi<br />
între ei, atunci electronii unuia din atomi interacţionează cu electronii celuilalt, astfel că<br />
nivelele <strong>de</strong> energie permise <strong>de</strong> sistemul format din cei doi atomi trebuie să asculte <strong>de</strong><br />
principiul lui Pauli (doi electroni nu pot ocupa aceeaşi stare).
- 120 -<br />
Astfel fiecare nivel <strong>de</strong> energie al unui<br />
atom individual este <strong>de</strong>spicat în două nivele <strong>de</strong><br />
energie distincte. În cazul a N atomi, fiecare<br />
nivel al fiecărui atom este <strong>de</strong>spicat în N nivele<br />
<strong>de</strong> energie.<br />
Proprietăţile chimice şi optice ale atomilor sunt <strong>de</strong>terminate <strong>de</strong> electronii lor exteriori<br />
(electronii cei mai în<strong>de</strong>părtaţi <strong>de</strong> nucleu). Similar, în cazul cristalelor, cele mai importante<br />
proprietăţi ale acestora sunt <strong>de</strong>terminate <strong>de</strong> electronii din benzile <strong>de</strong> energie superioare. Aşa<br />
se poate explica <strong>de</strong> ce unele cristale sunt conductoare, iar altele sunt izolante. Astfel în cazul<br />
unui metal cum este argintul, un monocristal format din N atomi conţine N electroni <strong>de</strong><br />
valenţă. Fiecare bandă <strong>de</strong> energie conţine N nivele energetice. Cea mai înaltă bandă <strong>de</strong><br />
energie care are nivelele ocupate <strong>de</strong> electroni este numită bandă fundamentală. În<br />
conformitate cu principiul lui Pauli un nivel <strong>de</strong> energie poate fi ocupat <strong>de</strong> cel mult doi<br />
electroni cu spinii opuşi. Rezultă că din cele N nivele ale benzii fundamentale numai N/2<br />
sunt ocupate <strong>de</strong> electroni, celelalte N/2 fiind nivele libere, disponibile.<br />
În figură partea dublu haşurată a benzii<br />
reprezintă nivelele ocupate <strong>de</strong> electroni, iar partea<br />
haşurată simplu reprezintă nivelele libere. Introducând<br />
acest monocristal într-un câmp electric, electronii <strong>de</strong><br />
valenţă pot lua energie <strong>de</strong> la câmpul electric, <strong>de</strong>oarece<br />
Argint (metal) există în banda fundamentală nivele <strong>de</strong> energie<br />
superioare libere pe care să treacă.<br />
Aceşti electroni se pot <strong>de</strong>plasa prin metal sub acţiunea câmpului electric, astfel că<br />
metalele monovalente sunt bune conducătoare <strong>de</strong> electricitate. În cazul acestor metale banda<br />
<strong>de</strong> valenţă este în acelaşi timp şi bandă <strong>de</strong> conducţie. Banda <strong>de</strong> valenţă este banda energetică<br />
ocupată complet la 0 K , iar banda <strong>de</strong> conducţie este următoarea bandă energetică, incomplet<br />
ocupată sau liberă. În general între banda <strong>de</strong> valenţă şi banda <strong>de</strong> conducţie există o zonă<br />
interzisă.La 0 K electronii sunt astfel distribuiţi încât ocupă complet stările permise până la<br />
nivelul Fermi E F . Dacă nivelul Fermi se află în interiorul benzii <strong>de</strong> conducţie sau al celei <strong>de</strong><br />
valenţă, solidul este un conductor (metal).<br />
Dacă nivelul Fermi se află în interiorul<br />
zonei interzise, iar lăţimea zonei interzise este<br />
mare (> 5 eV) avem un izolator.<br />
Diamant<br />
Siliciu<br />
Semiconductoarele au o lăţime a zonei interzise<br />
mai mică (sub 2 eV), aşa încât electronii pot<br />
trece relativ uşor din banda <strong>de</strong> valenţă în banda<br />
<strong>de</strong> conducţie (la temperatura camerei electronii<br />
pot avea <strong>de</strong>stulă energie termică pentru a trece<br />
din banda <strong>de</strong> valenţă în banda <strong>de</strong> conducţie.<br />
(izolator) (semiconductor)<br />
Astfel diamantul care are o lăţime a zonei interzise <strong>de</strong> ∼ 7 eV este un izolator, în timp<br />
ce siliciul este un semiconductor, <strong>de</strong>oarece are lăţimea zonei interzise <strong>de</strong> ∼ 1 eV.<br />
3.8. Supraconductivitatea<br />
Supraconductivitatea este proprietatea unor materiale (metale, aliaje metalice) <strong>de</strong> a-şi<br />
− 25<br />
micşora rezistivitatea electrică la cel mult 4 ⋅10<br />
Ω ⋅ m atunci când temperatura sca<strong>de</strong> sub o<br />
anumită valoare numită temperatură critică. Astfel, la temperaturi foarte joase, rezistivitatea<br />
electrică în curent continuu este practic egală cu zero (nu s-a constatat nici o <strong>de</strong>screştere a<br />
intensităţii curentului indus într-un inel supraconductor timp <strong>de</strong> doi ani şi jumătate <strong>de</strong> la
- 121 -<br />
începerea experienţei). Rezistivitatea corpurilor în starea supraconductoare este <strong>de</strong><br />
16<br />
aproximativ 4 ⋅ 10 ori mai mică <strong>de</strong>cât rezistivitatea cuprului în stare normală (la temperatura<br />
− 8<br />
7 −1<br />
−1<br />
camerei ρ = 1,7 ⋅10<br />
Ω ⋅ m , σ = 5,8 ⋅10<br />
Ω m ). Rezultă că sub temperatura critică<br />
Cu<br />
Cu<br />
TC curentul electric trece printr-un fir metalic fără pier<strong>de</strong>re <strong>de</strong> energie prin efect Joule.<br />
Supraconductivitatea este totuşi distrusă începând <strong>de</strong> la o anumită valoare a intensităţii<br />
curentului electric I C , sau <strong>de</strong> la o anumită valoare a intensităţii câmpului magnetic H C .<br />
Mărimea câmpului critic este <strong>de</strong>pen<strong>de</strong>ntă <strong>de</strong> temperatură, conform relaţiei:<br />
H<br />
C<br />
=<br />
H<br />
C0<br />
⎡ ⎛<br />
⋅ ⎢1<br />
−<br />
⎜<br />
⎢⎣<br />
⎝<br />
T<br />
T<br />
C<br />
2<br />
⎞ ⎤<br />
⎟ ⎥<br />
⎠ ⎥⎦<br />
un<strong>de</strong> H C reprezintă valoarea câmpului critic la temperatura T = 0 K. Metalele şi aliajele<br />
0<br />
supraconductoare au proprietatea <strong>de</strong> a „expulza” câmpul magnetic din interiorul lor (efectul<br />
Meissner). Pentru a <strong>de</strong>scrie proprietăţile supraconductoarelor din diferite materiale se folosesc<br />
cei trei parametri T C , I C şi H C .<br />
Pentru metale pure supraconductoare, temperatura critică cea mai scăzută o are<br />
wolframul (0,012 K), iar temperatura critică cea mai mare o are niobiul (9,22 K). Dintre<br />
aliajele intermetalice temperatura critică cea mai înaltă o are Nb3Ge (22,3 K). În anul 1986<br />
fizicienii J. G. Bednorz şi K. A. Müller au <strong>de</strong>scoperit că anumite materiale ceramice au<br />
proprietăţi supraconductoare la temperatura <strong>de</strong> 35 K (în sisteme Ba-La-Cu-O). Până în 1986<br />
oricine încerca să publice un rezultat în care arăta că a obţinut un material supraconductor la<br />
temperaturi critice mai mari <strong>de</strong> 23 K era consi<strong>de</strong>rat nebun. Nici lucrarea lui Bednorz şi Müller<br />
nu a fost acceptată până când japonezul Tanaka a confirmat rezultatele. În 1987 americanul <strong>de</strong><br />
origine chineză M. K. Wu a reuşit să sintetizeze un material ceramic (BaPbBiO3) care are<br />
temperatura critică C T = 90 K (− 183 0 C). Este interesant faptul că metalele bune<br />
conducătoare <strong>de</strong> electricitate (Cu, Au, Ag) la temperatura camerei (în stare normală) nu se<br />
manifestă ca supraconductoare la temperaturile foarte scăzute realizate până în prezent.<br />
Supraconductivitatea este singurul fenomen cuantic care poate fi observat la scară<br />
macroscopică.<br />
Structura reţelei materialelor supraconductoare nu se modifică la trecerea lor din starea<br />
normală în starea supraconductoare. Experimental s-a constatat că temperatura critică este<br />
invers proporţională cu rădăcina pătrată din masa izotopului. Acest efect izotopic evi<strong>de</strong>nţiază<br />
rolul oscilaţiilor reţelei <strong>cristalin</strong>e la formarea stării supraconductoare. Un electron aflat în<br />
apropierea unui ion pozitiv al reţelei <strong>cristalin</strong>e <strong>de</strong>formează (polarizează) reţeaua datorită<br />
atracţiei coulombiene. Această <strong>de</strong>formare conduce la o modificare a vibraţiilor reţelei, adică<br />
are loc generarea unor fononi. L. Cooper a arătat în anul 1956 că emisia unui fonon <strong>de</strong> către<br />
un electron cu impulsul 1 kr h , urmată <strong>de</strong> absorbţia acestui fonon <strong>de</strong> către un alt electron cu
- 122 -<br />
impulsul 2 kr h conduce la o atracţie efectivă între aceşti doi electroni. La temperaturi foarte<br />
joase această interacţiune <strong>de</strong>păşeşte repulsia electrostatică dintre electroni, dacă aceşti<br />
electroni schimbă între ei fononi cât mai <strong>de</strong>s. Această interacţiune electron-electron realizată<br />
prin intermediul schimbului virtual <strong>de</strong> fononi conduce la o stare legată a celor doi electroni,<br />
numită pereche Cooper. Astfel la temperatura critică apare o corelaţie puternică între toţi<br />
electronii <strong>de</strong> conducţie. Probabilitatea <strong>de</strong> formare a perechilor Cooper este maximă (energia<br />
perechii este minimă) atunci când impulsurile electronilor ce interacţionează sunt egale şi <strong>de</strong><br />
semn opus ( k1 r<br />
h = − k 2<br />
r<br />
r r<br />
h ) şi când spinii electronilor sunt antiparaleli ( s1<br />
= − s2<br />
), în acord cu<br />
principiul <strong>de</strong> excluziune al lui Pauli. Într-un metal normal, la 0 K sunt ocupate toate stările<br />
energetice până la limita nivelului Fermi. Într-un metal supraconductor trebuie să admitem<br />
însă că există sub nivelul Fermi şi unele stări energetice libere, <strong>de</strong>oarece în caz contrar nu ar fi<br />
posibilă tranziţia electronilor <strong>de</strong> la starea iniţială (dată <strong>de</strong> vectorii <strong>de</strong> undă k1 r şi k 2<br />
r ) la starea<br />
finală caracterizată <strong>de</strong> vectorii k′ 1<br />
r şi 2 k′<br />
r . O pereche Cooper cu energia minimă, fiind<br />
caracterizată <strong>de</strong> un impuls total nul ( k1 r<br />
h + k 2<br />
r<br />
h = 0) şi <strong>de</strong> un spin total nul ( s1 + s2<br />
= 0<br />
r r<br />
) se<br />
comportă ca un bozon (numărul <strong>de</strong> bozoni dintr-o stare nu este fix). Se spune că perechea<br />
Cooper se comportă ca o cvaziparticulă.<br />
În starea normală ( C T T > ) a unui metal, toate nivelele <strong>de</strong> energie cu<br />
2 2<br />
E < E F = h k F / 2m<br />
sunt ocupate. Presupunem că ar exista doi electroni in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nţi (care<br />
nu interacţionează între ei) în afara sferei Fermi <strong>de</strong> rază F k h . Energia minimă a acestei<br />
( 0)<br />
perechi <strong>de</strong> electroni este E min = E F + E F = 2E F . Funcţia <strong>de</strong> undă ( r1 , r2<br />
)<br />
r r<br />
Ψ care<br />
caracterizează starea normală a celor doi electroni in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nţi se exprimă ca un produs al<br />
funcţiilor proprii unielectronice <strong>de</strong> forma (3.30):<br />
r r r r<br />
( 0)<br />
r r<br />
( 0)<br />
r ( 0)<br />
r 1 i k1⋅<br />
r 1 1 i k2⋅<br />
r2<br />
Ψ ( r1<br />
, r2<br />
) = Ψ1<br />
( r1<br />
) ⋅ Ψ2<br />
( r2<br />
) = e ⋅ e<br />
(3.79)<br />
Ω Ω<br />
r r<br />
Punând k 2 = − k1<br />
(<strong>de</strong>oarece k1 r<br />
h + k 2<br />
r<br />
h = 0) rezultă:<br />
r r r r r r r<br />
( 0)<br />
r r 1 i k ⋅ r − i k ⋅ r 1 i k<br />
( ) ( r1<br />
− r2<br />
) r r r<br />
1 1 1 2<br />
1<br />
Ψ r1 , r2<br />
= ⋅ e ⋅ e = ⋅ e<br />
, r = r1<br />
− r ⇒<br />
Ω<br />
Ω<br />
r r<br />
( 0)<br />
r r 1 i k1⋅<br />
r<br />
Ψ ( r1<br />
, r2<br />
) = ⋅ e<br />
(3.80)<br />
Ω<br />
Ecuaţia cu valori proprii pentru acest sistem se exprimă astfel:<br />
( 0)<br />
( 0)<br />
( 0)<br />
H 0 ( r1<br />
, r2<br />
) E ( r1<br />
, r2<br />
)<br />
ˆ r r<br />
r r<br />
Ψ = Ψ<br />
(3.81)<br />
un<strong>de</strong>:<br />
Hˆ Hˆ Hˆ = +<br />
H ˆ<br />
H ˆ<br />
0<br />
01<br />
0 2<br />
Ψ<br />
01<br />
0 2<br />
( 0)<br />
( 0)<br />
( 0)<br />
( r ) = E Ψ ( r )<br />
1<br />
Ψ<br />
r<br />
1<br />
1<br />
( 0)<br />
( 0)<br />
( 0)<br />
( r ) = E Ψ ( r )<br />
2<br />
r<br />
2<br />
2<br />
1<br />
2<br />
r<br />
1<br />
r<br />
2 2<br />
2 2 2 2<br />
h k<br />
h k h k<br />
E E1<br />
E 2 , E1<br />
k1<br />
, E 2 k 2<br />
1 1<br />
2m<br />
2m<br />
2m<br />
2<br />
( 0)<br />
( 0)<br />
( 0)<br />
( 0)<br />
1 ( 0)<br />
2<br />
1 ( 0)<br />
= + ( ) =<br />
( ) = = = E ( k ) ⇒<br />
( 0)<br />
( 0)<br />
( k ) 2 E ( k )<br />
E = (3.82)<br />
1<br />
1<br />
1
- 123 -<br />
Înlocuind (3.82) în (3.81) obţinem:<br />
0<br />
H r , r<br />
0<br />
2 E k<br />
0<br />
r , r<br />
ˆ Ψ<br />
r r<br />
= Ψ<br />
r r<br />
(3.83)<br />
0<br />
( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ( )<br />
1<br />
2<br />
1<br />
1<br />
Presupunem acum că cei doi electroni interacţionează între ei . Pentru a <strong>de</strong>termina<br />
energia minimă a acestei perechi vom exprima funcţia <strong>de</strong> undă ca o combinaţie liniară a<br />
funcţiilor <strong>de</strong> undă neperturbate <strong>de</strong> forma (3.80) corespunzătoare tuturor perechilor <strong>de</strong><br />
electroni care s-ar afla în afara sferei Fermi din spaţiul impulsurilor <strong>de</strong> rază F k h :<br />
r<br />
r r<br />
1<br />
r<br />
( r , r ) a e<br />
i k′<br />
r<br />
1 2 =<br />
⋅ ⋅<br />
⋅<br />
r r k′<br />
(3.84)<br />
Ω<br />
Ψ ∑<br />
k′<br />
> k<br />
F<br />
un<strong>de</strong> coeficienţii a<br />
k′<br />
se <strong>de</strong>termină din condiţia ca această funcţie <strong>de</strong> undă să verifice ecuaţia<br />
cu valori proprii:<br />
( 1 2 ) ( H 0 Vee<br />
) ( r1<br />
, r2<br />
) E ( r1<br />
, r2<br />
)<br />
ˆ<br />
H r , r ˆ r r<br />
r r r r<br />
Ψ = + Ψ = Ψ<br />
(3.85)<br />
un<strong>de</strong> 0 Hˆ este hamiltonianul neperturbat care corespun<strong>de</strong> energiei cinetice a electronilor<br />
in<strong>de</strong>pen<strong>de</strong>nţi, iar V ee este energia potenţială <strong>de</strong> interacţiune dintre cei doi electroni care<br />
formează o pereche Cooper. Înlocuind funcţia <strong>de</strong> undă (3.84) în ecuaţia (3.85) şi folosind<br />
relaţia (3.83) obţinem:<br />
1<br />
1<br />
1<br />
H e<br />
i k r<br />
E a e<br />
i k r<br />
a V e<br />
i k r<br />
k<br />
k ee<br />
ˆ<br />
r r<br />
r r<br />
r r<br />
⎛ ′ ⎞<br />
′<br />
′<br />
− a<br />
⋅<br />
⋅<br />
⋅<br />
∑ k′<br />
0 ⎜ ⎟ + ∑ ′<br />
⋅ = ∑ ′<br />
⋅<br />
k′<br />
> kF<br />
⎝ Ω ⎠ k′<br />
> k Ω<br />
F<br />
k′<br />
> k Ω<br />
F<br />
r<br />
( ) 1<br />
r<br />
r<br />
[ ( ) ] ′ ⋅<br />
1<br />
r<br />
0<br />
′<br />
− ′ + ⋅ =<br />
⋅<br />
i k ⋅ r<br />
∑ a<br />
′<br />
2 E k E e<br />
i k r<br />
∑ a<br />
′<br />
Vee<br />
e ⇒<br />
k 1<br />
Ω<br />
k Ω<br />
k′<br />
> kF<br />
∑<br />
k′<br />
> kF<br />
a<br />
k<br />
′<br />
( 0)<br />
[ E − 2 E ( k′<br />
) ]<br />
1<br />
r r<br />
e<br />
i k′<br />
⋅ r<br />
=<br />
∑<br />
k′<br />
> kF<br />
k′<br />
> kF<br />
a<br />
k<br />
1<br />
2<br />
V e<br />
i<br />
ee<br />
′<br />
r r<br />
k′<br />
⋅ r<br />
(3.86)<br />
Înmulţind această ecuaţie cu funcţia complex conjugată neperturbată:<br />
( 0)<br />
∗ r r<br />
Ψ ( r1 , r2<br />
) =<br />
r<br />
1<br />
r<br />
⋅ e<br />
− i k⋅<br />
r<br />
Ω<br />
(3.87)<br />
şi integrând peste întreg spaţiul obţinem:<br />
1<br />
∑<br />
r r r<br />
( 0)<br />
i r<br />
[ ( ) ] ( k′<br />
− k)<br />
a E 2 E k′<br />
e dv dv<br />
k′<br />
− 1 ∫<br />
1 2 =<br />
1<br />
Ω ∑<br />
r r r<br />
i r(<br />
k′<br />
− k)<br />
a e Vee<br />
dv dv<br />
k′<br />
∫<br />
1 2<br />
Ω k′<br />
> kF<br />
k′<br />
> kF<br />
rezultă:<br />
Deoarece:<br />
L L<br />
x y Lz<br />
∫ dx1<br />
∫ dy1<br />
∫ dz1<br />
⋅<br />
0 0 0<br />
r<br />
1<br />
r<br />
e<br />
− i k ⋅ r<br />
⋅<br />
Ω<br />
r<br />
1<br />
r<br />
e<br />
i k′<br />
⋅ r<br />
Ω<br />
= δ<br />
k,<br />
k′<br />
L L<br />
x y Lz<br />
∫ dx 2 ∫ dy 2 ∫ dz 2 ⋅<br />
0 0 0<br />
r<br />
1<br />
r<br />
e<br />
− i k ⋅ r<br />
⋅<br />
Ω<br />
r<br />
1<br />
r<br />
e<br />
i k′<br />
⋅ r<br />
Ω<br />
= δ<br />
k,<br />
k′<br />
∫<br />
r<br />
i r<br />
e<br />
r r<br />
( k′<br />
− k)<br />
dv dv<br />
=<br />
Ω<br />
2<br />
δ<br />
k,<br />
k<br />
2<br />
1 2<br />
′
- 124 -<br />
( 0)<br />
1<br />
a [ E − 2 E1<br />
( k)<br />
] =<br />
k<br />
2<br />
Ω ∑<br />
k′<br />
> kF<br />
r r r<br />
i r(<br />
k′<br />
− k)<br />
a e Vee<br />
dx1dy1dz1<br />
dx 2dy<br />
2dz<br />
k′<br />
∫<br />
2<br />
Presupunem că potenţialul V ee are o formă simplă care să ne permită să scriem<br />
integrala din membrul drept sub forma unui produs:<br />
r r r<br />
1<br />
i r(<br />
k′<br />
− k)<br />
a e Vee<br />
dx dy dz dx dy dz<br />
2 ∑ k<br />
1 1 1 2 2 2<br />
Ω ′ ∫<br />
k′<br />
> kF<br />
= βv<br />
v<br />
k k′<br />
un<strong>de</strong> constanta β corespun<strong>de</strong> la o atracţie ( β < 0 ) sau la o respingere ( β > 0 ) a electronilor. În<br />
acest caz obţinem:<br />
( 0)<br />
a [ E − 2 E ( k)<br />
] v<br />
k<br />
1 = β<br />
k ∑<br />
k′<br />
> kF<br />
a v<br />
k′<br />
k′<br />
(3.88)<br />
un<strong>de</strong> suma din membrul drept nu <strong>de</strong>pin<strong>de</strong> <strong>de</strong> k şi <strong>de</strong> aceea o notăm cu o constantă A:<br />
A = ∑<br />
k′<br />
> kF<br />
a v<br />
k′<br />
k′<br />
(3.89)<br />
Din relaţia (3.88) rezultă:<br />
a<br />
k<br />
βAv<br />
=<br />
k<br />
( 0)<br />
E − 2 E1<br />
( k)<br />
(3.90)<br />
Înlocuind (3.90) în (3.89) pentru a elimina a<br />
k′<br />
obţinem:<br />
A<br />
= ∑<br />
k′<br />
> kF<br />
∑<br />
k′<br />
> kF<br />
βAv<br />
k′<br />
E − 2 E<br />
( 0)<br />
( k′<br />
)<br />
1<br />
( 0)<br />
( k′<br />
)<br />
v<br />
k′<br />
⇒<br />
(3.91)<br />
2<br />
v<br />
1 = β<br />
k′<br />
(3.92)<br />
E − 2 E<br />
( ) ( )<br />
1<br />
0<br />
Deoarece E > 2 E1<br />
k′<br />
conduce la inegalitatea F E 2 E > rezultă că relaţia (3.92)<br />
cere β > 0 (o respingere între electroni), pentru că membrul stâng este pozitiv. Dar acest<br />
proces <strong>de</strong> respingere între electroni este mai nefavorabil faţă <strong>de</strong> procesul <strong>de</strong> atracţie dintre<br />
electroni ( β < 0 ) , <strong>de</strong>oarece în ultimul caz energia este minimă ( F E 2 E < ). Rezultă că în<br />
cazul unei atracţii între electroni se obţine o stare coerentă specială a cărei energie minimă<br />
este mai mică <strong>de</strong>cât energia minimă a stării normale ( E min = 2 E F ). Pentru a estima energia <strong>de</strong><br />
legătură a unei perechi <strong>de</strong> electroni Cooper vom presupune că:<br />
v<br />
k<br />
⎪⎧<br />
v<br />
′<br />
= ⎨<br />
⎪⎩ 0<br />
0<br />
,<br />
,<br />
E<br />
E<br />
( 0)<br />
≤ E ( k′<br />
1 )<br />
( 0)<br />
( k′<br />
) > E<br />
F<br />
1<br />
≤<br />
max<br />
E<br />
max<br />
(3.93)<br />
un<strong>de</strong> v 0 este o constantă pozitivă. Introducem <strong>de</strong>nsitatea stărilor bielectronice N ( E1<br />
) pe<br />
unitatea intervalului <strong>de</strong> energie şi presupunem că în (3.92) sumarea se face peste un interval<br />
<strong>de</strong> valori ale lui k′ suficient <strong>de</strong> mic lângă suprafaţa Fermi, care să ne permită să trecem <strong>de</strong> la<br />
sumă la integrală:<br />
Emax<br />
βv<br />
0<br />
1 =<br />
2 ∫<br />
E<br />
N(<br />
E1<br />
) dE1<br />
E − 2 E1<br />
(3.94)<br />
F
- 125 -<br />
1<br />
Factorul a fost introdus pentru că din toate stările electronilor alegem numai pe cele<br />
2<br />
ale căror spini sunt antiparaleli. Pentru că domeniul <strong>de</strong> integrare este îngust, vom lua în locul<br />
lui N ( E1<br />
) pe N ( E F ) , pentru a o scoate în faţa integralei:<br />
Emax<br />
βv<br />
0N(<br />
E F ) ⎛ 1 ⎞ d(<br />
E − 2 E1<br />
)<br />
1 = ⎜−<br />
⎟ ∫<br />
⇒<br />
(3.95)<br />
2 ⎝ 2 ⎠ E<br />
E − 2 E1<br />
Emax<br />
βv<br />
0N(<br />
E F )<br />
βv<br />
0N(<br />
E F )<br />
βv<br />
0N(<br />
E F )<br />
1= − ln ( E − 2 E1<br />
) = − ln ( E − 2 E max ) + ln<br />
F<br />
4<br />
E<br />
4<br />
4<br />
βv<br />
0N<br />
=<br />
4<br />
βv<br />
0N<br />
=<br />
4<br />
=<br />
β<br />
F<br />
( E F )<br />
−1<br />
βv<br />
0N(<br />
E F )<br />
[ ln ( E − 2 E ) + ln ( E − 2 E ) ] =<br />
v<br />
max<br />
F<br />
F<br />
4<br />
E − 2 E<br />
ln<br />
E − 2 E<br />
( E ) 2 E − E βv<br />
N(<br />
E ) 2 E − E β v N(<br />
E )<br />
0<br />
4<br />
N<br />
F<br />
ln<br />
2 E<br />
( E )<br />
F<br />
Mărimea:<br />
ln<br />
F<br />
max<br />
2 E<br />
= −<br />
− E<br />
max<br />
− 2 E<br />
2 E<br />
F<br />
F<br />
0<br />
− E<br />
4<br />
+ 2 E<br />
( E )<br />
F<br />
F<br />
ln<br />
− E<br />
2 E<br />
,<br />
β<br />
max<br />
F<br />
− E<br />
<<br />
0<br />
=<br />
0<br />
4<br />
F<br />
max<br />
F<br />
=<br />
ln<br />
2 E<br />
2 E<br />
( E − 2 E ) =<br />
max<br />
F<br />
− E<br />
− E<br />
β v 0N<br />
F 2 E max − 2 E F + ∆<br />
1 = ln<br />
(3.96)<br />
4<br />
∆<br />
∆ = 2 E − E 0<br />
(3.97)<br />
F ><br />
caracterizează energia <strong>de</strong> legătură a unei perechi <strong>de</strong> electroni Cooper. Astfel limita superioară<br />
Fermi a energiei unei perechi Cooper este micşorată cu:<br />
E = 2 E F − ∆<br />
(3.98)<br />
(energia totală a doi electroni pe suprafaţa Fermi este egală cu F E 2 în starea normală a<br />
metalului).<br />
Introducem energia Debye:<br />
E D = E max − E F = h ωD<br />
= k θ<br />
(3.99)<br />
un<strong>de</strong> ω D este pulsaţia Debye, care reprezintă pulsaţia maximă a unui fonon, iar θ este<br />
temperatura Debye a cristalului. Rezultă că la formarea unei perechi Cooper dintr-un<br />
supraconductor pot participa numai acei electroni <strong>de</strong> conducţie ale căror nivele <strong>de</strong> energie se<br />
află într-o bandă îngustă <strong>de</strong> lăţime D E în vecinătatea suprafeţei Fermi ( E D
- 126 -<br />
Am folosit faptul că / v N(<br />
E ) >> 1<br />
4 0 F<br />
caracterizată <strong>de</strong> β v 0 este foarte mică (subunitară). Se constată că energia <strong>de</strong> legătură a unei<br />
β <strong>de</strong>oarece interacţiunea electronilor<br />
stări coerente (a unei perechi Cooper) este proporţională cu energia Debye E D . Pentru a afla<br />
regiunea <strong>de</strong> interacţiune efectivă în spaţiul impulsurilor vom folosi relaţiile:<br />
2<br />
h k<br />
2m<br />
un<strong>de</strong>:<br />
2<br />
2<br />
h k<br />
−<br />
2m<br />
2<br />
F<br />
< hω<br />
v<br />
D<br />
F<br />
hk<br />
+ hk<br />
F<br />
,<br />
2m<br />
hk<br />
F<br />
=<br />
m<br />
hk<br />
≈<br />
m<br />
F<br />
⇒<br />
( hk<br />
− hk<br />
)( hk<br />
+ hk<br />
)<br />
F<br />
2m<br />
F<br />
< hω<br />
D<br />
⇒ hk<br />
− hk<br />
F<br />
hω<br />
<<br />
v<br />
Când temperatura <strong>de</strong>păşeşte valoarea critică T C ,<br />
energia <strong>de</strong> excitaţie termică este suficient <strong>de</strong> mare<br />
pentru a distruge corelaţia dintre electronii ce<br />
formează o pereche Cooper la C T T < . La temperaturi<br />
foarte joase ( T < TC<br />
) energia <strong>de</strong> excitaţie termică este<br />
mai scăzută <strong>de</strong>cât energia <strong>de</strong> legătură ∆ a perechii <strong>de</strong><br />
electroni.<br />
Materialele supraconductoare se folosesc la construirea unor electromagneţi utilizaţi<br />
pentru obţinerea <strong>de</strong> câmpuri intense (prin bobinele electromagneţilor folosiţi la trenul pe<br />
pernă magnetică circulă un curent <strong>de</strong> ∼ 1000 A), în transmiterea energiei electrice prin cabluri<br />
supraconductoare, în realizarea unor memorii pentru calculatoarele electronice etc. Aplicaţiile<br />
supraconductivităţii în transportul feroviar, în construcţia garniturilor <strong>de</strong> cale ferată cu pernă<br />
magnetică, permit nu numai mărirea vitezei comerciale a trenurilor (∼ 300 km/h), dar şi<br />
reducerea substanţială a consumurilor <strong>de</strong> energie în comparaţie cu transportul efectuat cu<br />
mijloace convenţionale. La trenul pe pernă magnetică tracţiunea feroviară se realizează prin<br />
acţiunea forţelor magnetice Lorentz create în sistemul criomagnetic al echipamentului rulant<br />
şi în calea <strong>de</strong> rulare (distanţa dintre criomagneţi şi calea <strong>de</strong> rulare nu <strong>de</strong>păşeşte 1 cm). Prin<br />
componentele criogenice circulă heliu lichid. Astfel chiar la curenţi foarte intenşi are loc o<br />
micşorare a rezistenţei ohmice şi <strong>de</strong>ci se diminuează foarte mult pier<strong>de</strong>rea <strong>de</strong> energie.<br />
Ecranarea magnetică a pasagerilor împotriva câmpurilor magnetice generate <strong>de</strong> criomagneţi<br />
(inducţia magnetică a Pământului este <strong>de</strong> 10 T<br />
4 −<br />
, iar o inducţie magnetică mai mare <strong>de</strong><br />
− 3<br />
5⋅<br />
10 T <strong>de</strong>vine nocivă pentru organismul uman) se face cu ajutorul unor materiale având o<br />
mare permeabilitate magnetică µ şi o mare conductivitate σ , pentru a micşora adâncimea <strong>de</strong><br />
pătrun<strong>de</strong>re δ ∼ 1 / µσ şi <strong>de</strong>ci pentru a micşora masa ecranelor <strong>de</strong> protecţie.<br />
F<br />
D