§ 56. Влияние внешнего поля на движение электрона в решетке
Рассмотрим движение электрона при наложении на решетку постоянного магнитного поля Н. Если исходить из гамильтониана электрона в периодическом поле
в координатном представлении:
(где
— оператор истинного импульса), то введение внешнего магнитного поля осуществляется обычным образом:
где
— векторный потенциал поля. Задача, однако, радикально упрощается в случае достаточно слабого поля — путем перехода к квазиимпульсному представлению.
Ввиду большого разнообразия в возможных видах зонной структуры энергетического спектра электрона в решетке условие малости внешнего поля может быть сформулировано в общем виде лишь довольно грубым образом. Пусть электрон до включения поля находится в некоторой определенной (s-й) зоне. Обозначим через
наименьшую из энергетических величин, характеризующих эту зону, — ее характерную ширину или расстояние до соседних зон (т. е. разностей
)
при заданных к). Для того чтобы магнитное поле можно было считать слабым, во всяком случае должно выполняться условие
где «ларморова частота»
а
-эффективная масса электрона
В отсутствие внешнего поля гамильтониан электрона в решетке в
-представлении есть, как уже указывалось, диагональная матрица с элементами
. В присутствии поля гамильтониан будет содержать также и потенциал
и его производные по координатам напряженность Н (а в неоднородном поле также и дальнейшие производные от напряженности); в k - представлении функция
заменяется оператором
, где
— оператор (55,14).
Потенциал
есть возрастающая (для однородного поля — по линейному закону) функция координат. Ввиду этого возрастания потенциал, даже для слабого поля, отнюдь не является малым возмущением в гамильтониане неограниченной системы (электрон в решетке). Именно поэтому уже слабое магнитное поле существенно меняет свойства протяженной системы — превращает непрерывный спектр в дискретный (квантует уровни, см. § 58). Напряженность же слабого поля (в отличие от потенциала) приводит лишь к малым поправкам.
Покажем, что в пренебрежении этими поправками зависимость гамильтониана от потенциала поля можно выяснить в общем виде исходя из одних только требований калибровочной инвариантности.
Поскольку мы рассматриваем постоянные поля, то достаточно использовать инвариантность уравнений относительно не зависящих от времени преобразований потенциала и волновых функций вида
(56,4)
где
— произвольная функция координат (см. III (111,8-9)).
В слабом поле потенциал
- медленно меняющаяся функция координат. Имея в виду выяснение роли этой медленности, рассмотрим сначала предельный случай постоянного потенциала:
(разумеется, постоянный потенциал фиктивен — реальное поле при этом отсутствует, так что речь идет о формальном преобразовании). Переход от
эквивалентен преобразованию (56,4) с
поэтому вместо исходных (при
) собственных функций
(56,5)
собственными функциями нового гамильтониана будут
Отсюда видно, что для придания квазиимпульсу прежнего смысла (величины, определяющей изменение фазы волновой функции при трансляциях) надо положить к
определенную таким образом величину К можно назвать обобщенным квазиимпульсом. Тогда новые собственные функции запишутся в виде
а соответствующие им значения энергии электрона:
Мы можем теперь утверждать, что при не постоянном, но медленно меняющемся в пространстве потенциале
волновые функции «нулевого» (по напряженности поля) приближения будут
(причем функции и, благодаря переменности А, уже не являются строго периодическими). Энергии же
надо рассматривать теперь как операторы, образующие гамильтониан в K-представлении.
При этом, в том же приближении, под
надо понимать оператор
опустив второй член
в определении (55,14). Действительно, при воздействии на волновую функцию оператор
, по порядку величины, умножает ее на «размер орбиты»
возрастающий при уменьшении поля; результат же воздействия оператора
на волновую функцию такого возрастающего множителя не содержит. В этом смысле в слабом поле оператор
мал по сравнению с
Поскольку, с другой стороны, оператор
диагонален по номерам зон, то оказывается диагональным и гамильтониан.
Таким образом, мы приходим к результату, что движение электрона в решетке в слабом магнитном поле описывается гамильтонианом (в К-представлении)
(R. Peierls, 1933). В этом приближении, следовательно, имеется полная аналогия со способом введения магнитного поля в гамильтониан свободной частицы в импульсном представлении.
Выражение (56,7) еще не вполне определено, так как не установлен порядок действия некоммутативных операторов — компонент вектора
Он должен быть определен так, чтобы обеспечить эрмитовость гамильтониана. Этого можно, в принципе, всегда достичь, представив периодическую (в обратной решетке) функцию
в виде ряда Фурье
(суммирование по всем векторам а прямой решетки). После замены
в показателе каждого члена этого ряда будет стоять только один оператор (проекция вектора
на а), так что вопрос о порядке действия не возникает все сводится к степеням этого одного оператора. Такой способ «эрмитизации», конечно, не единствен. Существенно, однако, что разница между различными способами лежит за пределами рассматриваемого приближения, поскольку коммутаторы операторов
в этом приближении представляют собой малые величины. Так, для однородного поля оператор
прямым вычислением легко найти, что коммутаторы
(56,10)
пропорциональны малой напряженности Н.
Операторы
имеют те же правила коммутации, что и координаты и обобщенные импульсы «свободной» (без решетки) частицы. Естественно поэтому, что вычисление коммутаторов операторов
и К с гамильтонианом приводит к операторным уравнениям
(56,11)
имеющим вид обычных уравнений Гамильтона (для вычисления см. формулы III (16,4-5)).
Снова повторим, что гамильтониан (56,7) является приближенным в том смысле, что в нем отброшены все члены, зависящие от напряженности Н и не содержащие больших множителей порядка величины размеров орбиты
. В следующих приближениях ответ тоже может быть представлен в виде некоторого эффективного гамильтониана
), диагонального по номерам зон, но уже не выражающегося через одни только функции
В пренебрежении спин-орбитальным взаимодействием, учет спина электрона приводит в гамильтониане к появлению обычного члена, описывающего взаимодействие магнитного момента с полем:
где
— матрицы Паули, а
- магнетон Бора. Если кристалл обладает центром инверсии, спин-орбитальное взаимодействие только меняет магнитный момент электрона, так что взаимодействие спина с магнитным полем приобретает вид
(56,12)
Действительно, в этом случае гамильтониан должен быть инвариантен по отношению к одновременным операциям обращения времени и инверсии. При этом преобразовании надо заменить
при неизменном к; (56,12) является общим выражением, удовлетворяющим поставленному требованию. Тензор
, разумеется, нельзя вычислить в общем виде.
Наконец, остановимся на поведении электрона при наложении на решетку слабого электрического поля Е. Условие слабости означает, что энергия, приобретаемая электроном в поле на расстоянии
, мала по сравнению с характерной энергией