Плотность состояний

редактировать

В физике твердого тела и физике конденсированного состояния плотность состояний (DOS ) системы количества состояний, которые должны быть заняты системой при каждой энергии. Плотность состояния определяется как D (E) = N (E) / V {\ displaystyle D (E) = N (E) / V}{\ displaystyle D (E) = N (E) / V} , где N (E) δ E {\ displaystyle N (E) \ delta E}{\ displaystyle N ( E) \ delta E} - количество состояний в системе V {\ displaystyle V}V , энергия которой лежат в диапазоне E + δ Е {\ Displaystyle E + \ дельта E}E + \ delta E . Математически оно обычно используется с помощью функций вероятности и является средним по пространственной и различными областями состояний, занятых системой. Плотность состояний напрямую связана с дисперсионными соотношениями свойств системы. Высокая DOS на определенном уровне энергии означает, что многие состояния доступны для занятий.

Как правило, плотность состояний материи непрерывна. Однако в размерных систем, таких как атомы или молекулы в газовой фазе, распределение плотности составляет дискретным, как и спектральная плотность. Локальные вариации, чаще всего из-за искажений исходной системы, часто называют локальными плотностями состояний (LDOS).

Содержание

  • 1 Введение
  • 2
  • 3 Симметрия
  • 4 топологии k-пространства
    • 4.1 Плотность волнового вектора (сфера)
    • 4.2 Плотность энергетических состояний
  • 5 Дисперсионные соотношения
    • 5.1 Изотропные дисперсионные соотношения
    • 5.2 Параболическая дисперсия
    • 5.3 Линейная дисперсия
  • 6 Функции распределения
  • 7 Приложения
    • 7.1 Квантование
    • 7.2 Фотонные кристаллы
  • 8 Вычислительные расчеты
  • 9 Локальная плотность состояния
    • 9.1 Концепция
    • 9.2 Общее определение
    • 9.3 Твердотельные устройства
    • 9.4 Оптика и фотоника
  • 10 См. Также
  • 11 Ссылки
  • 12 Дальнейшее чтение
  • 13 Внешние ссылки

Введение

В квантово-механических системах волны или волнообразные частицы могут занимать моды или состояния с длиной волны и направлениями распространения, определяемыми система. Например, в некоторых системах существует межатомное расстояние и атомный заряд материала. В других кристаллическая структура материала может распространяться в одном направлении, распространение волн в другом направлении. Часто разрешены только состояния. Таким образом, может случиться так, что многие состояния доступны для заселения на определенном уровне энергии, в то время как состояния на других уровнях энергии недоступны.

. Если посмотреть на плотность состояний электронов на границе между валентной зоной и зоной проводимости в полупроводнике, для электрона в зоне проводимости увеличение энергии электрона делает больше состояния доступны для занятия. В качестве альтернативы, плотность состояний является прерывистой в некотором интервале энергии, что означает, что электроны не являются состоянием в запрещенной зоне материала. Это условие также означает, что электрон на краю зоны проводимости должен быть потерянным по крайней мере области зоны материала, чтобы перейти в другое состояние в валентной зоне.

Определяет, является ли изолятором или металлом в размере материала распространения. Результат количества состояний в зоне также полезен для прогнозирования свойств проводимости. Например, в одномерной кристаллической структуре нечетное количество электронов на атом приводит к наполовину заполненной верхней полосе; вот свободные электроны на уровне Ферми, в результате чего получается металл. С другой стороны, четное количество электронов заполняет целое количество полос, оставляя остальные пустыми. В зависимости от квантово-механической системы состояний может быть рассчитана для электронов <214., Если тогда уровень находится в занятой запрещенной среде самым высоким занятым состоянием и самым низким пустым состоянием, материал будет изолятором или полупроводником.

>, фотонов или фононов, и может быть задан как функция либо энергии, либо волнового вектора k. Для преобразования между DOS как функцией энергии и DOS как функцией волнового вектора необходимо системное соотношение дисперсии энергии между E и k.

В общем, топологические свойства системы, такие как зонная структура, имеют большое влияние на свойства состояния плотности. Наиболее известные системы, такие как нейтроний в нейтронных звезд и газы со свободными электронами в металлах (примеры вырожденной материи и Ферми -газ ), имеющую трехмерную евклидову топологию. Менее знакомые системы, такие как двумерные электронные газы (2DEG) в слоях графита и система квантового эффекта Холла в устройствах типа MOSFET, имеют двумерную евклидову топологию. Еще менее известны углеродные нанотрубки, квантовая проволока и жидкость Латтинжера с их одномерными топологиями. Системы с 1D и 2D топологии, вероятно, будут более распространенными, если будут продолжаться разработки в нанотехнологиях и материаловедении.

Определение

Плотность состояний, связанных с объемом V и N счетных уровней энергии, как определяется:

D (E) = 1 V ∑ i = 1 N δ (E - E ( ки)). {\ displaystyle D (E) = {\ frac {1} {V}} \, \ sum _ {i = 1} ^ {N} \ delta (EE ({\ mathbf {k}} _ {i})).}{\ displaystyle D (E) = {\ frac {1} {V}} \, \ sum _ {i = 1} ^ {N} \ delta (EE ({\ mathbf {k}} _ {i})).}

Временное наименьшее допустимое изменение импульса k {\ displaystyle k}k для частиц в блоке измерения d {\ displaystyle d}d и длина L {\ displaystyle L}L равна (Δ k) d = (2 π L) d {\ displaystyle (\ Delta k) ^ {d} = ({\ tfrac {2 \ pi}) {L}}) ^ {d}}{\ displaystyle (\ Delta k) ^ {d} = ({\ tfrac {2 \ pi} {L}}) ^ {d}} , объемная плотность состояний для непрерывных уровней энергии получается в пределе L → ∞ {\ displaystyle L \ to \ infty}{\ displaystyle L \ to \ infty} как

D (E): знак равно ∫ R dddk (2 π) d ⋅ δ (E - E (k)), {\ displaystyle D (E): = \ int _ {\ mathbb {R} ^ {d}} {\ frac {\ mathrm {d} ^ {d} k} {(2 \ pi) ^ {d}}} \ cdot \ delta (EE (\ mathbf {k})),}{\ displaystyle D (E): = \ int _ {\ mathbb {R} ^ {d}} {\ frac {\ mathrm {d} ^ {d} k} {(2 \ pi) ^ {d}}} \ cdot \ delta (EE (\ mathbf {k})),}

Здесь d {\ displaystyle d}d - пространственное измерение рассматриваемой системы, а k {\ displaystyle \ mathbf {k}}\ mathbf {k} волновой вектор.

Для изотропных одномерных с параболической дисперсией энергии систем плотности равна D 1 D (E) = 1 π ℏ (2 м E) 1/2 {\ displaystyle D_ {1D} (E) = { \ tfrac {1} {\ pi \ hbar}} ({\ tfrac {2m} {E}}) ^ {1/2}}{\ displaystyle D_ {1D} (E) = {\ tfrac {1} {\ pi \ hbar}} ({\ tfrac {2m} {E}}) ^ {1/2}} . В двух измеренийх плотность состояния является константой D 2 D = m π ℏ 2 {\ displaystyle D_ {2D} = {\ tfrac {m} {\ pi \ hbar ^ {2}}}}{\ displaystyle D_ {2D } = {\ tfrac {m} {\ pi \ hbar ^ {2}}}} , а в трех измерениях он становится D 3 D (E) = m π 2 ℏ 3 (2 m E) 1/2 {\ displaystyle D_ {3D} (E) = {\ tfrac {m} {\ pi ^ {2} \ hbar ^ {3}}} (2mE) ^ {1/2}}{\ displaystyle D_ {3D} (E) = {\ tfrac {m} {\ pi ^ {2} \ hbar ^ {3}}} (2mE) ^ {1/2}} .

Эквивалентно, плотность состояний может также пониматься как производная от микроканонической статистической суммы Z m (E) {\ displaystyle Z_ {m} (E)}{\ displaystyle Z_ {m} (E)} (то есть общее количество состояний с энергией меньше E {\ displaystyle E}E ) относительно энергии:

D (E) = 1 D Z м (E) d E {\ Displaystyle D (E) = {\ frac {1} {V}} \ cdot {\ frac {\ mathrm {d} Z_ {m} (E)} {\ mathrm {d} E}}}{\ displaystyle D (E) = {\ frac {1} {V}} \ cdot {\ frac {\ mathrm {d} Z_ {m} (E)} {\ mathrm {d} E}}} .

Число состояний с энергией E ′ {\ displaystyle E '}E'(степень вырождения) определяется выражением:

g (E ′) = lim Δ E → 0 ∫ E ′ E ′ + Δ ED (E) d E = lim Δ E → 0 D (E ′) Δ E, {\ displaystyle g \ left (E '\ right) = \ lim _ {\ Delta E \ в 0} \ int _ {E '} ^ {E' + \ Delta E} D (E) \ mathrm {d} E = \ lim _ {\ Delta E \ to 0} D \ left (E '\ right) \ Delta E,}{\displaystyle g\left(E'\right)=\lim _{\Delta E\to 0}\int _{E'}^{E'+\Delta E}D(E)\mathrm {d} E=\lim _{\Delta E\to 0}D\left(E'\right)\Delta E,}

где последнее равенство используется только тогда, когда верна теорема о среднем значении для интегралов.

Симметрия

Первая зона Бриллюэна решетки FCC, усеченный октаэдр, показывающий метки симметрии для линий и точек высокой симметрии

Имеется большой набор систем и типов состояний, для которых могут быть выполнены вычисления ДОС.

Некоторые системы конденсированного состояния обладают структурной симметрией в микроскопическом масштабе, которая может быть применена для упрощения вычисления их плотностей состояний. В интегерически-симметричных системах функции одномерны, поскольку все переменные в расчете зависят только от радиального дисперсионного соотношения. Жидкости, стекла и аморфные твердые тела являются примерами симметричной системы, в которой дисперсионные соотношения имеют вращательную симметрию.

Октаэдр.

Измерения на порошках или поликристаллических образцах требуют оценки и вычислений функций и интегралов по всей области , чаще всего в зоне Бриллюэна, дисперсионных систем интереса. Иногда симметрия системы высока, что приводит к многократному появлению функций, описывающих дисперсионных соотношения системы, во всей области дисперсионного соотношения. В таких случаях по вычислению DOS могут быть сокращены, если вычисление ограничено сокращенной зоной или фундаментальной областью. Зона Бриллюэна гранецентрированной кубической решетки (FCC) на рисунке имеет 48-кратную симметрию точечной группы Ohс полной октаэдрической симметрией. Эта конфигурация означает, что интеграция по всей области зоны Бриллюэна может быть уменьшена до 48-й части всей зоны Бриллюэна. Как показывает периодическая таблица с кристаллической структурой, существует множество элементов с кристаллической структурой FCC, как алмаз, кремний и платина и их Зоны Бриллюэна и дисперсионные соотношения обладают этой 48-кратной симметрией. Две другие кристаллические структуры - это объемно-центрированная кубическая решетка (ОЦК) и гексагональные структуры с закрытой упаковкой (ГПУ) с кубической и гексагональной решеткой соответственно. Структура BCC имеет 24-кратную пиритоэдрическую симметрию точечной группы T h. Структура HCP имеет 12-кратную призматическую двугранную симметрию точечной группы D 3h. Полный список симметрии точечной группы можно найти в таблицах символов точечных.

В общем, легче вычислить DOS, когда симметрия системы выше и количество топологических размерностей дисперсии отношения ниже. DOS дисперсионных ресурсов с вращательной симметричной часто можно рассчитать аналитически. Этот результат является удачным, поскольку такие материалы, представляющие практический интерес, такие как сталь и кремний, высокой симметрией.

В анизотропных системы конденсированных сред, таких как монокристалл соединения, плотность состояний может быть в одном кристаллографическом направлении, чем в другом. Это затрудняет визуализацию анизотропной плотности состояний и может потребовать таких методов, как вычисление DOS только для определенных точек или расчетов прогнозируемой плотности состояния (PDOS) для конкретной ориентации кристалла.

Топологии k-

Рисунок 1: Сферическая поверхность в k-пространстве для электронов в трех измерениях.

Плотность состояния зависит от размера ограничений самого объекта. В системе, описываемой тремя ортогональными системами (3 измерения), единицей DOS является EnergyVolume, в двухмерной системе единиц DOS является EnergyArea, в одной системе единиц DOS является EnergyLength. Упомянутый объем - это объем k-пространства; пространство, постоянное ограниченное количество энергии, системы полученной посредством дисперсионного соотношения, которое связывает E с k. Пример 3-мерного k-пространства приведен на рис. 1. Видно, что размерность системы ограничивает импульс частиц внутри системы.

Плотность состояния волнового вектора (сфера)

Вычисление для DOS начинается с подсчета N разрешенных состояний при определенном k, которые присутствуют в [k, k + dk] внутри системы. Эта процедура выполняется путем дифференцирования всего объема k-пространства Ω n, k {\ displaystyle \ Omega _ {n, k}}{\ displaystyle \ Omega _ {n, k}} в n-мерном измерении при произвольном k относительно k. Объем, площадь или длина в 3, 2 или 1-мерных сферических k-пространствах выражаются как

Ω n (k) = cnkn {\ displaystyle \ Omega _ {n} (k) = c_ {n} k ^ {n }}\ Omega _ {n} (k) = c_ {n} k ^ {n}

для n-мерного k-пространства с топологически определенными константами

c 1 = 2, c 2 = π, c 3 = 4 π 3 {\ displaystyle c_ {1} = 2, \ c_ {2} = \ pi, \ c_ {3} = {\ frac {4 \ pi} {3}}}{\ displaystyle c_ {1} = 2, \ c_ {2} = \ pi, \ c_ {3} = {\ frac {4 \ pi} {3}}}

для функций линейной, дисковой и сферической симметричной формы в 1, 2 и 3-мерных евклидовых k- пробелы соответственно.

Согласно этой схеме плотность состояния волнового вектора N определяется путем дифференцирования Ω n, k {\ displaystyle \ Omega _ {n, k}}\ Omega _ {n, k} относительно k, выражается как

N N (к) знак равно d Ω N (к) dk = ncnkn - 1 {\ displaystyle N_ {n} (k) = {\ frac {{\ rm {d}} \ Omega _ {n} (k)} { {\ rm {d}} k}} = n \; c_ {n} \; k ^ {n-1}}{\ displaystyle N_ {n} (k) = {\ frac {{\ rm {d}} \ Omega _ {n} (k)} {{\ rm {d}} k}} = n \; c_ {n} \; k ^ {n-1}}

1, 2 и 3-мерная плотность волнового вектора состояния линии, диска или сферы явно записываются как

N 1 (k) = 2 N 2 (k) = 2 π k N 3 (к) = 4 π К 2 {\ Displaystyle {\ begin {выровнено} N_ {1} (k) = 2 \\ N_ {2} (k) = 2 \ pi k \\ N_ {3} ( k) = 4 \ pi k ^ {2} \ end {выровнено}}}{\ displaystyle {\ begin {выровнено } N_ {1} (k) = 2 \\ N_ {2} (k) = 2 \ pi k \\ N_ {3} (k) = 4 \ pi k ^ {2} \ end {выровнено} }}

Одно состояние достаточно велико, чтобы содержать частицы длиной волны λ. Длина волны связана с k через соотношение.

k = 2 π λ {\ displaystyle k = {\ frac {2 \ pi} {\ lambda}}}k = {\ frac { 2 \ pi} {\ lambda}}

В квантовой длине λ будет зависеть от характерного расстояния L, которое удерживает частицы. Наконец, плотность состояний N умножается на коэффициент s / V k {\ displaystyle s / V_ {k}}s / V_ {k} , где s - постоянный коэффициент вырождения, который учитывает внутренние степени свободы из-за таким физическим явлениям, как спин или поляризация. Если такого явления нет, то s = 1 {\ displaystyle s = 1}s = 1 . V k - это объем в k-пространстве, волновые изображения которого меньше локальных векторов, определяемых характерным интервалом системы.

Плотность энергетических состояний

Чтобы завершить расчет для DOS, найдите количество состояний на единицу объема образца при энергии E {\ displaystyle E}E внутри интервал [E, E + d E] {\ displaystyle [E, E + dE]}[E, E + dE] . Общая форма DOS системы задается как

D n (E) = d Ω n (E) d E {\ displaystyle D_ {n} \ left (E \ right) = {\ frac {{\ rm {d}} \ Omega _ {n} (E)} {{\ rm {d}} E}}}{\ displaystyle D_ {n } \ left (E \ right) = {\ frac {{\ rm {d}} \ Omega _ {n} (E)} {{\ rm {d}} E}}}

Изложенная до сих пор схема применима только к монотонно возрастающим и сферически-симметричным дисперсионным соотношениям. В общем случае дисперсионное соотношение E (k) {\ displaystyle E (k)}E (k) не является сферически симметричным и во многих случаях оно не постоянно возрастает. Чтобы выразить D как функцию от E, необходимо подставить , обратное дисперсионному использованию E (k) {\ displaystyle E (k)}E (k) в выражении Ω n (k) {\ displaystyle \ Omega _ {n} (k)}\ Omega _ {n} (k) как функция от k, чтобы получить выражение Ω n (E) {\ displaystyle \ Omega _ {n} (E)}\ Omega _ {n} (E) как функция энергии. Если дисперсионное соотношение не является сферически симметричным или непрерывно возрастающим, то в большинстве случаев DOS необходимо численно. Доступны более подробные выводы.

Дисперсионные соотношения

Дисперсионное соотношение для электронов в твердом теле задается электронной зонной структурой.

кинетической энергией частицы зависят от величины и направления волнового движения k, свойства частиц и окружающей среды, в которой она движется. Например, кинетическая энергия электрона в ферми-газе определяется как

E = E 0 + (ℏ k) 2 2 m, {\ displaystyle E = E_ {0} + { \ frac {\ left (\ hbar k \ right) ^ {2}} {2m}} \,}{\ displaystyle E = E_ {0} + {\ fr ac {\ left (\ hbar k \ right) ^ {2}} {2m}} \,}

где m - масса электрона. Дисперсионное соотношение представляет собой сферически-симметричную параболу, которая непрерывно возрастает, поэтому DOS можно легко вычислить.

Рисунок 2: Соотношение дисперсии одноатомных цепных фононов

Для продольных фононов в цепочке дисперсионное соотношение кинетической энергии в одномерном k-пространстве, как показано на рисунке 2, определяется как

E = 2 ℏ ω 0 | sin ⁡ (k a 2) | {\ displaystyle E = 2 \ hbar \ omega _ {0} \ left | \ sin \ left ({\ frac {ka} {2}} \ right) \ right |}{\ displaystyle E = 2 \ hbar \ omega _ {0} \ left | \ sin \ left ({\ frac {ka} {2 }} \ right) \ right |}

где ω 0 = k F / m {\ displaystyle \ omega _ {0} = {\ sqrt { k _ {\ rm {F}} / m}}} ​​{\ displaystyle \ omega _ {0} = {\ sqrt {k _ {\ rm {F}} / m}}} ​​- частота генератора, m {\ displaystyle m}m масса элементов, k F { \ displaystyle k _ {\ rm {F}}}{\ displaystyle k _ {\ rm {F}}} константа межатомной силы и a {\ displaystyle a}aмежатомное расстояние. Для малых значений k ≪ π / a {\ displaystyle k \ ll \ pi / a}к \ ll \ pi / a соотношение дисперсии довольно линейное:

E = ℏ ω 0 ka {\ displaystyle E = \ hbar \ omega _ {0} ka}E = \ hbar \ omega _ {0} ka

Когда k ≈ π / a {\ displaystyle k \ приблизительно \ pi / a}k \ приблизительно \ pi / a , энергия

E = 2 ℏ ω 0 | cos ⁡ (π - k a 2) | {\ displaystyle E = 2 \ hbar \ omega _ {0} \ left | \ cos \ left ({\ frac {\ pi -ka} {2}} \ right) \ right |}{\ displaystyle E = 2 \ hbar \ omega _ {0} \ left | \ cos \ left ({\ frac {\ pi -ka} {2}} \ right) \ right |}

С преобразованием q = k - π / a {\ displaystyle q = k- \ pi / a}q = k- \ pi / a и small q {\ displaystyle q}q это отношение может быть преобразовано в

E = 2 ℏ ω 0 [1 - (qa 2) 2] { \ displaystyle E = 2 \ hbar \ omega _ {0} \ left [1- \ left ({\ frac {qa} {2}} \ справа) ^ {2} \ right]}{\ displaystyle E = 2 \ hbar \ omega _ {0} \ left [1- \ left ({\ frac {qa} {2}} \ right) ^ {2} \ right]}

Изотропные дисперсионные отношения

Два упомянутых здесь примера могут быть выражены как

E = E 0 + ckkp {\ displaystyle E = E_ {0} + c_ {k} k ^ {p}}{\ displaystyle E = E_ {0} + c_ {k} k ^ {p}}

Это выражение является своего рода дисперсионным движением, потому что оно связывает два волновых свойства, и оно изотропно, потому что только длина, а не направление волнового движения появляется в выражении. Величина волнового образа движется с энергией следующим образом:

k = (E - E 0 ck) 1 p, {\ displaystyle k = \ left ({\ frac {E-E_ {0}} {c_ {k}}}) \ right) ^ {\ frac {1} {p}} \,}{\ displaystyle k = \ left ({\ frac {E-E_ {0}} {c_ { k}}} \ right) ^ {\ frac {1} {p}} \,}

Соответственно, объем n-мерного k-пространства, имеего волновые свойства меньше k, равенство:

Ω n (k) = cnkn {\ displaystyle \ Omega _ {n} (k) = c_ {n} k ^ {n}}\ Omega _ {n} (k) = c_ {n} k ^ {n}

Подстановка отношений изотропной энергии дает объем занятых состояний

Ω n (E) = cncknp (E - E 0) np, {\ displaystyle \ Omega _ {n} (E) = {\ frac {c_ {n}} {{c_ {k}} ^ {\ frac {n} {p}}}} \ left (E-E_ {0 } \ right) ^ {\ frac {n} {p}} \,}{\ display style \ Omega _ {n} (E) = {\ frac {c_ {n}} {{c_ {k}} ^ {\ frac {n} {p}}}} \ left (E-E_ {0} \ справа) ^ {\ frac {n} {p}} \,}

Дифференцирование этого объема по энергии дает выражение для плотности состояний изотропного дисперсионного соотношения

DN (E) = dd E Ω n (E) = ncnpcknp (E - E 0) np - 1 {\ displaystyle D_ {n} \ left (E \ right) = {\ frac {d} {dE}} \ Omega _ {n} (E) = {\ frac {nc_ {n}} {p {c_ {k}} ^ {\ frac {n} {p}}}} \ left (E-E_ {0} \ right) ^ {{\ frac {n} {p}} - 1}}{\ displaystyle D_ {n} \ left (E \ right) = {\ frac {d} {dE}} \ Omega _ {n} (E) = {\ frac {nc_ {n}} {p {c_ {k}} ^ {\ frac {n} {p}}}} \ left (E-E_ {0} \ right) ^ {{\ frac {n} {p}} - 1}}

Параболическая дисперсия

Рисунок 3: DOS свободных электронов в 3-мерных ks pace

В случае параболического дисперсионного соотношения (p = 2), например, применимого к свободным электронам в ферми-газе, результирующая плотность состояний D n (E) {\ displaystyle D_ {n} \ left (E \ right)}D_ {n} \ left (E \ right) , для электронов в n-мерных системах это

D 1 (E) = 1 ck (E - E 0) D 2 (E) = π ck D 3 (E) = 2 π E - E 0 ck 3. {\ displaystyle {\ begin {align} D_ {1} \ left (E \ right) = {\ frac {1} {\ sqrt {c_ {k} \ left (E-E_ {0} \ right)}} } \\ D_ {2} \ left (E \ right) = {\ frac {\ pi} {c_ {k}}} \\ D_ {3} \ left (E \ right) = 2 \ pi {\ sqrt {\ frac {E-E_ {0}} {c_ {k} ^ {3}}}} \. \ end {align}}}{\ displaystyle {\ begin {align} D_ {1} \ left (E \ right) = {\ frac { 1} {\ sqrt {c_ {k} \ left (E-E_ {0} \ right)}}} \\ D_ {2} \ left (E \ right) = {\ frac {\ pi} {c_ { k}}} \\ D_ {3} \ left (E \ right) = 2 \ pi {\ sqrt {\ frac {E-E_ {0}} {c_ {k} ^ {3}}}} \. \ end {align}}}

для E>E 0 {\ displaystyle E>E_ {0}}E>E_ {0} , где D (E) = 0 {\ displaystyle D (E) = 0}D (E) = 0 для E < E 0 {\displaystyle EE <E_ {0} .

В одномерных системах DOS расходится в нижней части полосы поскольку E {\ displaystyle E}E снижается до E 0 {\ displaystyleE_ {0}}E_ {0} . В двумерных системах DOS оказывается независимым от E {\ displaystyle E}E . Наконец, для трехмерных систем DOS возрастает как квадратный корень из энергии.

Включая префактор s / V k {\ displaystyle s / V_ {k}}s / V_ {k} , выражение для 3D DOS:

N (E) = V 2 π 2 ( 2 м ℏ 2) 3 2 E - E 0 {\ Displaystyle N (E) = {\ frac {V} {2 \ pi ^ {2}}} \ left ({\ frac {2m} {\ hbar ^ {2 }}} \ right) ^ {\ frac {3} {2}} {\ sqrt {E-E_ {0}}}}{ \ Displaystyle N (E) = {\ frac {V} {2 \ pi ^ {2}}} \ left ({\ frac {2m} {\ hbar ^ {2}}} \ right) ^ {\ frac {3 } {2}} {\ sqrt {E-E_ {0}}}} ,

где V {\ displaystyle V}V - общий объем, а N (E - E 0) {\ di splaystyle N (E-E_ {0})}N (E-E_ {0}) включает 2-кратное вырождение спина.

Линейная дисперсия

В случае линейной зависимости (p = 1), например, применяют к фотонам, акустическим фононам или к некоторым особым видам электронных зон в твердом теле, плотность состояний в 1, 2 и 3-мерных системах стремится энергией следующим образом:

D 1 (E) = 1 ck D 2 (E) = 2 π ck 2 (E - E 0) D 3 (E) = 4 π ck 3 (E - E 0) 2 {\ displaystyle {\ begin {align} D_ {1} \ left (E \ right) = {\ frac {1} {c_ {k}} } \\ D_ {2} \ left (E \ right) = {\ frac {2 \ pi} {c_ {k} ^ {2}}} \ left (E-E_ {0} \ right) \\ D_ {3} \ left (E \ right) = {\ frac {4 \ pi} {c_ {k} ^ {3}}} \ left (E-E_ {0} \ right) ^ {2} \ end { align}}}{\ displaystyle {\ begin {align} D_ {1} \ left ( E \ right) = {\ frac {1} {c_ {k}}} \\ D_ {2} \ left (E \ right) = {\ frac {2 \ pi} {c_ {k} ^ {2 }}} \ left (E-E_ {0} \ right) \\ D_ {3} \ left (E \ right) = {\ frac {4 \ pi} {c_ {k} ^ {3}}} \ влево (E-E_ {0} \ right) ^ {2} \ end {align}}}

Функции распределения

Плотность играет важную роль в кинетической теории твердого тела. Произведение плотности состояний и распределения вероятностей представляет собой количество занятых состояний в единице объема при заданной энергии для системы, находящейся в тепловом равновесии. Это широко используется для исследования различных физических свойств вещества. Ниже показано использование двух общих функций распределения.

Рис. 4. Распределение вероятностей Ферми-Дирака, состояний и их плотность для полупроводника. Нижний зеленый лепесток отображает энергию дырки, поэтому в качестве функций распределения используется f (- x) {\ displaystyle f (-x)}f ( -x) .

Статистика Ферми - Дирака : Функция распределения вероятностей Ферми - Дирака, рис. 4, используется для определения вероятности того, что фермион определенное квантовое состояние занимает в системе, находящуюся в тепловом равновесии. Фермионы - это частицы, которые подчиняются принципу исключения Паули (например, электроны, протоны, нейтроны). Функцию распределения можно записать как

f FD (E) = 1 exp ⁡ (E - μ k BT) + 1 {\ displaystyle f _ {\ mathrm {FD}} (E) = {\ frac {1} {\ ехр \ влево ({\ гидроразрыва {E- \ mu} {k _ {\ mathrm {B}} T}} \ right) +1}}}{\ displaystyle f _ {\ mathrm {FD} } (E) = {\ frac {1} {\ exp \ left ({\ frac {E- \ mu} {k _ {\ mathrm {B}} T}} \ right) +1}}} .

μ {\ displaystyle \ mu}\ mu - химический потенциал (также обозначается как E F и называется уровнем Ферми, когда T = 0), k B {\ displaystyle k _ {\ mathrm {B}}}k _ {\ mathrm {B}} - постоянная Больцмана, а T {\ displaystyle T}T - температура. На рис. 4 показано, как такое распределение функций Ферми-Дирака и трехмерные плотности состояния для полупроводника может дать представление о физических свойствах, как носителей и энергетические запрещенные зоны.

Статистика Бозе - Эйнштейна : функция распределения вероятностей Бозе - Эйнштейна используется для определения вероятности того, что бозон занимает определенное квантовое состояние в системе, находящейся в тепловом равновесии. Бозоны - это частицы, которые не подчиняются принципу исключения Паули (например, фононы и фотоны). Функцию распределения можно записать как

f BE (E) = 1 exp ⁡ (E - μ k BT) - 1 {\ displaystyle f _ {\ mathrm {BE}} (E) = {\ frac {1} {\ exp \ left ({\ frac {E- \ mu} {k _ {\ rm {B}} T}} \ right) -1}}}{\ displaystyle f _ {\ mathrm {BE}} (E) = {\ frac {1} {\ exp \ left ({\ frac {E- \ mu } {k _ {\ rm {B}} T}} \ right) -1}}}

Из этих двух распределений можно вычислить такие свойства, как внутренняя энергия U {\ displaystyle U}U , количество частиц N {\ displaystyle N}N , удельная теплоемкость C {\ displaystyle C}C и теплопроводность k {\ displaystyle k}k . Отношения между этими характеристиками и распределением вероятностей, определяющие состояния как плотность g (E) {\ displaystyle g (E)}g(E)вместо D (E) {\ displaystyle D ( E)}D (E) , даются по формуле

U = ∫ E f (E) g (E) d EN = ∫ f (E) g (E) d EC знак равно ∂ ∂ T ∫ E е (E) г (E) d EK знак равно 1 d ∂ ∂ T ∫ E f (E) g (E) ν (E) Λ (E) d E {\ displaystyle {\ begin {выровнено} U = \ int E \, f (E) \, g (E) \, {\ rm {d}} E \\ N = \ int f (E) \, g (E) \, {\ rm {d}} E \ \ C = {\ frac {\ partial} {\ partial T}} \ int E \, f (E) \, g (E) \, {\ rm {d}} E \\ k = {\ frac {1} {d}} {\ frac {\ partial} {\ partial T}} \ int Ef (E) \, g (E) \, \ nu (E) \, \ Lambda (E) \, {\ rm {d}} E \ end {align}}}{\ displaystyle {\ begin {align} U = \ int E \, f (E) \, g (E) \, {\ rm {d}} E \\ N = \ int f (E) \, g (E) \, {\ rm {d}} E \\ C = {\ frac { \ partial} {\ partial T}} \ int E \, f (E) \, g (E) \, {\ rm {d}} E \\ k = {\ frac {1} {d}} {\ frac {\ partial} {\ partial T}} \ int Ef (E) \, g (E) \, \ nu (E) \, \ Lambda (E) \, {\ rm {d}} E \ end { выровнено}}}

d {\ displaystyle d}d - размерность, ν {\ displaystyle \ nu}\ nu - скорость звука, а Λ {\ displaystyle \ Lambda}\ Lambda - длина свободного пробега.

Приложения

Плотность состояния проявляется во многих области физики, и помочь объяснить ряд квантово-механических явлений.

Квантование

Расчет плотности состояний для небольших показателей показывает, что распределение электронов изменяется по мере уменьшения размерности. Для квантовых проводов DOS для определенных энергий фактически выше, чем DOS для квантовых точек электроны квантуются до определенных энергий.

Фотонные кристаллы

Плотностью состояний фотонов можно управлять, используя периодические структуры с масштабами длины процедуры длины волны света. Некоторые структуры могут препятствовать распространению света определенных цветов (энергий), создавая фотонную запрещенную плотность: плотность равна нулю для этих энергий фотонов. Другие структуры препятствуют распространению света в определенных направлениях, создавая зеркала, волноводы и полости. Такие периодические структуры известны как фотонные кристаллы. В наноструктурированных средах концепция плотности плотности (LDOS) более актуальна, чем часто DOS, концепция DOS значительно отличается от точки к точке.

Вычислительный расчет

Интересные системы в сложном комплексе, например соединения, биомолекулы, полимеры и т. Д. Из-за сложности этих систем аналитического расчета плотности состояний в большинстве случаев невозможны. Компьютерное моделирование предлагает набор алгоритмов для оценки плотности состояния с высокой точностью. Один из этих алгоритмов называется алгоритмом Ванга и Ландау.

. В схемы Ванга и Ландау требуется предварительное знание плотности состояний. Действуют следующим образом: функция стоимости (например, энергию) системы дискретизируется. Каждый раз, когда ячейка i, гистограмма обновляется для плотности состояния, g (i) {\ displaystyle g (i)}г (я) , на

g (i) → g (i) + f {\ displaystyle g (i) \ rightarrow g (i) + f}{\ displaystyle g (i) \ rightarrow g (i) + f}

, где f называется коэффициентом модификации. Как только каждая ячейка в гистограмме посещается определенное количество раз (10-15), коэффициент изменения уменьшается по некоторому критерию, например,

fn + 1 → 1 2 fn {\ displaystyle f_ {n + 1} \ rightarrow {\ frac { 1} {2}} f_ {n}}{\ displaystyle f_ {n + 1} \ rightarrow {\ frac {1} {2}} f_ {n}}

где n обозначает n-й шаг обновления. Моделирование завершается, когда коэффициент модификации меньше определенного порога, например fn < 10 − 8 {\displaystyle f_{n}<10^{-8}}{\ displaystyle f_ {n} <10 ^ { -8}} .

Алгоритм Ванга и Ландау имеет некоторые преимущества перед другими распространенными алгоритмами, такими как многоканоническое моделирование и параллельное закалка. Например, плотность состояний получается как основной продукт моделирования. Кроме того, моделирование Ванга и Ландау полностью не зависит от температуры. Эта функция позволяет вычислять плотность систем с очень грубым энергетическим ландшафтом, таких как белки.

Математически плотность состояний формулируется в терминах башни покрывающих карт.

Локальная плотность состояний

Важной особенностью определения DOS является то, что его можно распространить на любую систему. Из его свойств является трансляционная неизменность, что означает, что плотность состояний однородна и одинакова в каждой точке системы. Но это всего лишь частный случай, и LDOS дает более широкое описание с ерогенной плотностью состояний в системе.

<317 Концепция>

Локальная плотность состояний (LDOS) плотность положения с пространственным разрешением. В материалах, например, этот термин полезен при интерпретации данных со сканирующего туннельного микроскопа (СТМ), поскольку этот метод позволяет отображать электронные состояния плотности с атомным разрешением. В кристаллической структуре это количество может быть предсказано вычислительными методами, например, с помощью теории функционала плотности.

Общее определение

В зависимости от плотности состояния каждого состояния взвешивается как плотность его волновой функции. в точке. N (E) {\ displaystyle N (E)}{\ displaystyle N (E)} становится n (E, x) {\ displaystyle n (E, x)}{\ displaystyle n (E, x)}

n (E, x) = ∑ n | ϕ n (x) | 2 δ (E - ε N) {\ displaystyle n (E, x) = \ sum _ {n} | \ phi _ {n} (x) | ^ {2} \ delta (E- \ varepsilon _ {n})}{\ displaystyle n (E, x) = \ sum _ {n} | \ phi _ {n} (x) | ^ {2} \ delta (E- \ varepsilon _ {n})}

коэффициент | ϕ n (x) | 2 {\ displaystyle | \ phi _ {n} (x) | ^ {2}}{\ displaystyle | \ phi _ {n} (x) | ^ {2}} означает, что каждое состояние вносит больший вклад в регионах с высокой плотностью. Среднее значение этого выражения за x {\ displaystyle x}x восстановит обычную формулу для DOS. LDOS полезен в неоднородных системах, где n (E, x) {\ displaystyle n (E, x)}{\ displaystyle n (E, x)} содержит больше информации, чем n (E) {\ displaystyle n (E)}{\ displaystyle n (E)} отдельно.

Для одной системы со стенкой синусоидальные волны дают

n 1 D (E, x) = 2 π ℏ 2 m E sin 2 ⁡ kx {\ displaystyle n_ {1D} (E, x) = { \ frac {2} {\ pi \ hbar}} {\ sqrt {\ frac {2m} {E}}} \ sin ^ {2} {kx}}{\ displaystyle n_ {1D} (E, x) = {\ frac {2} {\ pi \ hbar} } {\ sqrt {\ frac {2m} {E}}} \ sin ^ {2} {kx}}

где k = 2 м E / ℏ {\ displaystyle k = {\ sqrt {2mE}} / \ hbar}{\ displaystyle k = {\ sqrt {2mE}} / \ hbar} .

В трехмерной системе с x>0 {\ displaystyle x>0}x>0 выражение равно

n 3 D (E, Икс) знак равно ( 1 - грех ⁡ 2 kx 2 kx) n 3 D (E) {\ displaystyle n_ {3D} (E, x) = \ left (1 - {\ frac {\ sin {2kx)}} {2kx}} \ right) n_ {3D} (E)}{\ displaystyle n_ {3D} (E, x) = \ left (1 - {\ frac {\ sin {2kx}}) {2kx}} \ right) n_ {3D} (E)}

Фактически, мы можем определить локальную плотность состояний до

n (E, x, x ′) = ∑ n ϕ n (Икс) ϕ N * (Икс ′) δ (E - ε N) {\ Displaystyle N (E, x, x ') = \ sum _ {n} \ phi _ {n} (x) \ phi _ {n} ^ {*} (x') \ delta (E- \ varepsilon _ {n})}{\displaystyle n(E,x,x')=\sum _{n}\phi _{n}(x)\phi _{n}^{*}(x')\delta (E-\varepsilon _{n})}

это называется спектральной функцией, и это функция с каждой функцией отдельно в своей стандартной. iable. Грина и обеспечивает компактное представление некоторых результатов, как оптическое поглощение.

Локальная плотность состояний с пространственным разрешением. Последовательность изображений с различным смещением затвора в полевом МОП-транзисторе с нанопроволокой при смещении стока Vd = 0,6 В. Обратите внимание на ограниченные уровни энергии, поскольку они перемещаются с увеличением смещения затвора.

Твердотельные устройства

LDOS можно использовать для получения прибыли в твердотельном устройстве. Например, рисунок справа иллюстрирует LDOS транзистора , когда он включается и выключается при баллистическом моделировании. LDOS имеет четкую границу между истоком и стоком, что соответствует положению края полосы. В канале DOS увеличивается по мере увеличения напряжения затвора и снижения потенциального барьера.

Оптика и фотоника

В оптике и фотонике понятие локальной плотности состояний относится к состояниям, которые могут быть заняты фотоном. Свет обычно измеряется флуоресцентными методами, методами сканирования ближнего поля или катодолюминесцентными методами. Для разных фотонных структур LDOS имеют разное поведение и по-разному контролируют спонтанное излучение. В фотонных кристаллах ожидаются близкие к нулю LDOS, которые вызывают подавление спонтанного излучения. LDOS все еще находятся в фотонных кристаллах, но теперь они находятся в полости. В этом случае LDOS может быть значительно увеличен, и они пропорциональны усилению Парселла спонтанного излучения. Подобное усиление LDOS также ожидается в плазмонной полости. Однако в неупорядоченных фотонных наноструктурах LDOS ведут себя иначе. Они колеблются в пространстве, их статистика пропорциональна силе рассеивания структур. Кроме того, взаимосвязь с средней длиной свободного пробега рассеяния тривиальна, поскольку на LDOS все еще могут сильно влиять краткие детали сильных нарушений в виде сильного увеличения Парселла излучения. и, наконец, для плазмонного беспорядка этот эффект намного сильнее для флуктуаций LDOS, поскольку его можно наблюдать как сильную локализацию ближнего поля.

См. также

Ссылки

Дополнительная литература

  • Chen, Gang. Наномасштабный перенос и преобразование энергии. Нью-Йорк: Оксфорд, 2005
  • Streetman, Бен Г. и Санджай Банерджи. Твердотельные электронные устройства. Река Аппер Сэдл, Нью-Джерси: Prentice Hall, 2000.
  • Мюллер, Ричард С. и Теодор И. Каминс. Приборная электроника для интегральных схем. Нью-Йорк: Джон Вили и сыновья, 2003.
  • Киттель, Чарльз и Герберт Кремер. Теплофизика. Нью-Йорк: W.H. Фримен и компания, 1980
  • Сзе, Саймон М. Физика полупроводниковых приборов. Нью-Йорк: John Wiley and Sons, 1981

Внешние ссылки

Последняя правка сделана 2021-05-17 13:34:57
Содержание доступно по лицензии CC BY-SA 3.0 (если не указано иное).
Обратная связь: support@alphapedia.ru
Соглашение
О проекте