1
MỤC LỤC
Lời cam đoan
Lời cảm ơn
Danh mục các kí hiệu và chữ viết tắt
Danh mục các hình vẽ, đồ thị
Trang
MỤC LỤC……………………………………………………………… 1
MỞ ĐẦU ……………………………………………………………...
2
CHƯƠNG 1. CHUYỂN PHA KIM LOẠI – ĐIỆN MÔI VÀ ĐỊNH XỨ
ANDERSON……………………………………………………………. 4
1.1. Bức tranh vùng năng lượng…..………………………………… 4
1.2 Bức tranh chuyển pha kim loại – điện môi MOTT…..…………. 6
1.3. Định xứ Anderson….. ………………………………………….. 8
CHƯƠNG 2. LÝ THUYẾT MÔI TRƯỜNG ĐIỂN HÌNH CHO ĐỊNH XỨ
ANDERSON…………………………………………………………….. 15
2.1. Sơ lược về hàm Green ………………………………………… 15
2.1.1. Định nghĩa các hàm Green hai thời gian…………………… 15
2.1.2. Phương trình chuyển động cho hàm Green hai thời gian……17
2.1.3. Một ví dụ về tính hàm Green…………………………….... 18
2.2. Lý thuyết môi trường điển hình cho định xứ Anderson………… 20
2.2.1 Lý thuyết trường trung bình động cho hệ đồng nhất ……….. 20
2.2.2 Lý thuyết môi trường điển hình cho định xứ Anderson…….. 23
CHƯƠNG 3. GIẢN ĐỒ PHA ĐIỆN TỬ Ở FKM VỚI BẤT TRẬT TỰ
TUÂN THEO PHÂN BỐ GAUSS……………………………………… 29
3.1.Mô hình và hình thức luận………………………………………. 29
3.2. Kết quả tính số và thảo luận…………………………………….. 35
KẾT LUẬN………………………………………………………………. 40
TÀI LIỆU THAM KHẢO……………………………………………….. 41
2
MỞ ĐẦU
Tương tác giữa các điện tử và bất trật tự đóng một vai trò quan trọng
trong việc hình thành các tính chất của vật rắn. Mặc dù tính chất truyền dẫn
của vật rắn có thể giải thích một cách cơ bản thông qua lý thuyết vùng năng
lượng, nhưng tương tác của các điện tử là nguyên nhân hàng đầu gây nên
trong một số hiện tượng vật lý thú vị như điện môi Mott, siêu dẫn, siêu chảy
v.v. Mặt khác, bất trật tự luôn có mặt trong vật liệu thực tế như tạp chất và sai
hỏng mạng được thừa nhận có vai trò quyết định cho một loạt tính chất khác
của vật rắn như thủy tinh spin, hiệu ứng Hall lượng tử, hỗn loạn lượng tử v.v.
Vì thế, để có thể mô tả và hiểu được các tính chất điện tử của vật liệu cần xem
xét đồng thời hai hiệu ứng mất trật tự và tương quan điện tử.
Kết quả nghiên cứu mô hình liên kết chặt mất trật tự (sau này được gọi là mô
hình Anderson) cho thấy bất trật tự đủ lớn sẽ cản trở sự khuyếch tán của hạt
tải. Các quá trình tán xạ ngược kết hợp làm cho các hạt tải bị định xứ. Đặc
biệt, sự định xứ của các trạng thái tại mức Fermi gây ra chuyển pha kim loại –
điện môi, gọi là chuyển pha Anderson. Mặt khác chuyển pha kim loại – điện
môi gây ra bởi tương quan điện tử gọi là chuyển pha Mott. Sự kết hợp giữa
mô hình Anderson và mô hình Hubbard tạo nên mô hình Anderson – Hubbard
(AHM), trong lúc đó sự kết hợp giữa mô hình Anderson và mô hình Falicov –
Kimball gọi là mô hình Anderson – Falicov – Kimball (AFKM). Như vậy, so
với mô hình Hubbard (mô hình Falicov – Kimball) thì AHM (AFKM) được
bổ sung số hạng thứ ba mô tả thế bất trật tự i được phân bố một cách ngẫu
P i
nhiên trên các nút mạng theo hàm phân bố xác suất
nào đó. Các hàm
phân bố xác suất thường được xét đến là phân bố đều, phân bố Gauss, phân bố
Lorentz và phân bố nhị phân (binary distribusion). Đáng chú ý là việc tìm
kiếm thông số trật tự để có thể phân biệt được trạng thái định xứ và trạng thái
lan truyền trong chuyển pha Anderson là một thách thức trong nghiên cứu hệ
điện tử bất trật tự. Dobrosavljevic và các cộng sự đã phát triển lý thuyết môi
trường điển hình (Typical Medium Theory: TMT) để nghiên cứu các hệ
không trật tự, trong đó mật độ trạng thái điển hình (TDOS) được xấp xỉ bằng
cách lấy trung bình nhân theo các cấu hình không trật tự, thay cho mật độ
trạng thái lấy trung bình cộng [1]. Nhóm tác giả này chứng tỏ rằng TDOS triệt
3
tiêu một cách liên tục khi độ lớn của mất trật tự tiến đến giá trị tới hạn và nó
có thể dùng làm thông số trật tự hiệu dụng trung bình cho chuyển pha
Anderson. Giản đồ pha (
) tại
đối với mô hình AFKM lấp đầy một
nửa thu được từ lý thuyết môi trường điển hình TMT cho trường hợp tuân
theo phân bố đều trên đoạn
bao gồm 3 pha: kim loại, điện môi
Mott (có khe cấm) và điện môi Anderson (không có khe cấm) đã được công
bố trong công trình của Byczuk [2].
Ở đề tài này chúng tôi sẽ nghiên cứu giản đồ pha ở mô hình AFKM lấp đầy
một nửa khi bất trật tự tuân theo phân bố Gauss bằng lý thuyết TMT và so
sánh với kết quả của Byczuk nhằm đánh giá ảnh hưởng của các loại phân bố
tạp lên giản đồ pha tìm được.
Đề tài luận văn của tôi là: Giản đồ pha điện tử ở mô hình Falicov –
Kimball với bất trật tự tuân theo phân bố Gauss
Đề tài hướng tới những kết quả sau đây:
1) Tìm hiểu về chuyển pha kim loại – điện môi và định xứ Anderson, lý
thuyết trường trung bình động và lý thuyết môi trường điển hình cho định xứ
Anderson
2) Xây dựng giản đồ pha điện tử ở FKM với bất trật tự tuân theo phân bố
Gauss và so sánh với giản đồ pha ở trường hợp phân bố đều.
Luận văn áp dụng lý thuyết môi trường điển hình, trong đó kết hợp giữa
DMFT và việc lấy trung bình nhân mật độ trạng thái định xứ. Để đơn giản
hóa việc tính toán DMFT tuyến tính cũng được áp dụng ở đây.
Nội dung luận văn có bố cục như sau
Chương 1: Chuyển pha kim loại – điện môi và định xứ Anderson
Chương 2: Lý thuyết môi trường điển hình cho định xứ Anderson
Chương 3: Giản đồ pha điện tử ở FKM với bất trật tự tuân theo phân bố Gauss
4
CHƯƠNG 1: CHUYỂN PHA KIM LOẠI – ĐIỆN MÔI VÀ ĐỊNH XỨ
ANDERSON
Điện môi hoặc chất dẫn điện kém có khả năng cho ánh sáng đi qua do sự
tồn tại của khe năng lượng, Eg . Bởi vì năng lượng của ánh sáng nhìn thấy
1.7 3.1 eV nhỏ hơn năng lượng của khe Eg 4 10 eV trong chất điện môi, hấp
thụ photon không xảy ra và vật liệu cho ánh sáng truyền qua. Kim cương, là chất
cách điện tốt, trong suốt và có điện trở suất 1011 1018 m . Kim loại hoặc
chất dẫn điện tốt hấp thụ một phần và phản xạ ánh sáng. Sự phản xạ và hấp thụ
xảy ra do kim loại có vùng dẫn không bị lấp đầy. Bạc là một chất dẫn
điện tốt có điện trở suất 10 8 m và hệ số phản xạ của nó là
đối
R 0.90
với ánh sáng nhìn thấy. Khi vật liệu trải qua chuyển pha kim loại – điện môi
(MIT) điện trở suất của nó thay đổi một vài bậc về độ lớn. Ví dụ với V 2O3 ,
giản đồ điện trở suất - áp suất được trình bày trong Hình 1.2a. Tại áp suất
ngoài 20Kbar chuyển pha bậc nhất xảy ra, khi đó điện trở suất của V 2O3 thay
đổi 9 bậc. Khi chưa xét đến bất trật tự, hai tham số điều khiển MIT là cường
độ tương quan điện tử và độ lấp đầy dải điện tử. Cả hai tham số này đều được
điều khiển thông qua điện trường, từ trường ngoài, áp suất và sự pha tạp hạt
tải. Trong các vật liệu, nơi lý thuyết vùng năng lương áp dụng tốt, điều khiển
tính dẫn điện rất khó, chẳng hạn như đưa hạt tải vào kim cương. Ở một số vật
liệu khác tương quan điện tử đóng vai trò chủ đạo trong việc điều khiển MIT.
Ví dụ V2O3.Trạng thái điện môi của nó được gọi là điện môi Mott. Sau đây là
phần giới thiệu vắn tắt về bức tranh vùng năng lượng, bức tranh chuyển pha
kim loại – điện môi Mott và định xứ Anderson.
1.1. BỨC TRANH VÙNG NĂNG LƯỢNG
Xét một khí Fermi được đặt vào thế mạng tinh thể tuần hoàn. Nếu thế
Hình.1.1. Bức tranh sơ đồ vùng
năng lượng. EF là năng lượng
Fermi, Eg là khe cấm, k là véc tơ
mạng đảo. Nếu EF cắt với vùng
năng lượng hệ là kim loại. Nếu
EF cắt khe cấm thì hệ là điện
môi [3].
5
mạng không đổi trong không gian và thời gian, các điện tử được phân bố đều
trong không gian và tuân theo phân bố Fermi-Dirac trong không gian xung
lượng. Khi thế mạng tinh thể tuần hoàn yếu được đưa vào V(r) = V(r+R),
trong đó R là véc tơ mạng, các điện tử với véc tơ sóng k nhất định bị phản xạ
Bragg bởi các mặt mạng trong tinh thể, từ đó một khe năng lượng (khe cấm)
Eg = 2|V| trong vùng lân cận năng lượng Fermi được hình thành, phân tách
vùng điện tử thành vùng dưới (vùng hóa tri) và vùng trên (vùng dẫn). Nếu
trạng thái trống thấp nhất được tách ra khỏi trạng thái đầy cao nhất bởi khe
năng lượng (khe cấm) thì hệ là điện môi. Trong trường hợp này, điện trường
ngoài yếu không làm thay đổi sự phân bố điện tử và do đó không thể gây ra
dòng điện. Khi số lượng điện tử trên mỗi ô cơ sở là chẵn (lẻ) vùng hóa trị luôn
bị lấp đầy hoàn toàn (một phần). Nếu Eg 0 và mức Fermi cắt với một trong
các vùng năng lượng thì hệ là kim loại. Khi mức Fermi nằm trong khe cấm hệ
là điện môi và Eg càng lớn thì tính cách điện của vật liệu càng tốt. Lược đồ
cấu trúc vùng đơn giản được trình bày ở Hình1.2. Năng lượng điển hình của
khe cấm khoảng vài eV và năng lượng nhiệt k BT 1 / 40 eV không đủ để tạo ra
dòng điện tử.
Sự chuyển pha kim loại – điện môi xảy ra nếu một vật liệu được pha tạp
bởi các hạt tải điện hoặc nếu cấu trúc mạng được sắp xếp lại do một áp lực
ngoài. Ở trạng thái điện môi, mức Fermi nằm trong khe cấm, sự pha tạp vừa
đủ của các điện tử làm cho mức Fermi EF dịch chuyển lên trên vùng điện tử
lấp đầy thấp nhất và hệ trở thành kim loại, hoặc ngược lại. Sự tác động của áp
lực ngoài làm thay đổi đáng kể thế mạng hiệu dụng và dẫn tới sự thay đổi độ
rộng của khe cấm. Khi khe cấm nằm trong vùng lân cận mức Fermi bị triệt
tiêu hoặc phát sinh, MIT xảy ra.
Lý thuyết vùng năng lượng không tiên đoán được cách hành xử của các ôxit
kim loại chuyển tiếp (V2O3, NiO, Fe3O4 …) và điện môi Mott. Một số ôxít kim
loại chuyển tiếp là chất cách điện mặc dù chúng có số lẻ điện tử trên mỗi ô cơ sở.
Điều này không phù hợp với lý thuyết vùng. Ví dụ các oxit Fe 3O4 và Fe2O3 có
cấu trúc mạng như nhau và có 5.5 và 5 điện tử tương ứng trên mỗi ô cơ sở. Tuy
11
thế chất đầu tiên dẫn điện tốt hơn 10 lần so với chất thứ hai. Lý thuyết vùng
không thể giải thích được pha điện môi khi vùng năng
6
lượng bị lấp đầy một phần, cũng như ở trường hợp sự lấp đầy không nguyên.
Một ví dụ khác là V2O3 lẽ ra phải là một kim loại trong giản đồ pha, trong khi
nó lại thể hiện chế độ điện môi (xem Hình.2b) ở nhiệt độ thấp
Hình.1.2: a) Điện trở suất như là hàm của áp suất ở V 2O3 tại các độ pha tạp
khác nhau .Sự thay đổi đột ngột của điện trở suất là hệ quả của chuyển pha
kim loại – điện môi. b) Sơ đồ pha cho V 2O3. Lý thuyết vùng dự đoán là pha
kim loại trên cả sơ đồ pha, tuy nhiên số liệu thực nghiệm chứng minh sự tồn
tại của pha điện môi tại nhiệt độ thấp [4]
1.2. BỨC TRANH CHUYỂN PHA KIM LOẠI – ĐIỆN MÔI MOTT
Các chất điện môi hình thành do tương quan điện tử được gọi là điện môi
Mott. Xét một hệ điện tử được lấp đầy một nửa với các vùng năng lượng hẹp,
được mô tả bởi Hamiltonian Hubbard sau đây:
H t
ij
ij ,
f i† f j nˆi U nˆi nˆi
i
i
(1.2.1)
7
†
Trong đó, f i , fi là toán tử sinh hủy điện tử tại nút i có spin ; tij là tham
số nhảy nút của điện tử từ nút j sang nút i xét trong lân cận gần nhất và số hạng
đầu của Hamiltonian mô tả động năng của hệ điện tử; là thế hóa học; U là tương
tác Coulomb địa phương của hai điện tử trên cùng một nút trong mạng
và số hạng sau của Hamiltonian mô tả thế năng của hệ; ni f i† fi là toán tử số
hạt tại nút i. Mặc dù mô hình Hubbard rất đơn giản, nó cho phép mô tả pha
điện môi Mott và chuyển pha MIT giữa pha điện môi Mott và pha kim loại.
Thật vậy, hệ là kim loại hay điện môi phụ thuộc vào tỉ lệ giữa khe năng lượng
và cường độ của tương quan điện tử - điện tử, 2t / U . Khi tương quan điện tử điện tử là không đáng kể , t / U 1, điện tử nhảy giữa các nguyên tử và hệ là kim
loại. Trong giới hạn nguyên tử, t / U 1, tương quan điện tử - điện tử chiếm ưu
thế, các điện tử được định xứ mạnh và hệ là điện môi.
Hình.1.3. a) Sơ đồ chuyển pha Mott, trong đó khi tương quan điện tử giảm phân
vùng Hubbard dưới (LHB) và phân vùng Hubbard phía trên (UHB) bắt đầu phủ
nhau và hệ trở thành kim loại. b) Phổ phát xạ và các tính toán của lý thuyết
trường trung bình động cho V2O3 . Đỉnh chuẩn hạt ( E EF 0 ) và LHB được
nhìn thấy rõ ràng, tuy nhiên đỉnh chuẩn hạt rộng hơn nhiều so với dự đoán của
mô phỏng theo lý thuyết trường trung bình động [5]. Đỉnh chuẩn hạt ( E EF 0
) và LHB được nhìn thấy rõ ràng, tuy nhiên đỉnh chuẩn hạt rộng hơn nhiều so
với dự đoán của mô phỏng theo lý thuyết trường trung bình động.
Sơ đồ chuyển pha Mott được trình bày trong Hình 1.3.a. Chúng ta hãy xem
xét một hệ lấp đầy một nửa và xen phủ nhỏ của các quỹ đạo nguyên tử, tức là
độ rộng vùng 2D U . Năng lượng E0 N 1 E0 N cần để tăng
8
thêm một điện tử được cho bởi N L U D (N là số điện tử và L là số
nút mạng), ở đây kích thích điện tích với năng lượng U được xem là linh
động, sao cho chúng tạo thành một vùng rộng D như trong trường hợp các
điện tử không tương tác. Vùng này gọi là phân vùng Hubbard trên, nói chung
không phải là vùng đơn điện tử và nó mô tả phổ kích thích điện tích khi một
điện tử được thêm vào trạng thái cơ bản. Năng lượng cần thiết để loại bỏ một
điện tử là N L E0 N E0 N 1 2D . Phổ tương ứng tạo thành
phân
vùng Hubbard dưới. Cả hai phân vùng được trình bày trong Hình.1.3a. Khi
D U chúng ta chờ đợi rằng thế hóa học không liên tục và khe năng lượng
N L U D 0 , hai phân vùng tách nhau, do đó hệ là điện môi. Nếu độ
xen phủ nhau của các quỹ đạo nguyên tử tăng U D , hai phân vùng bắt đầu
chạm nhau, chuyển pha kim loại – điện môi xảy ra. Khi U D các phân vùng
phủ nhau, khe cấm biến mất và hệ là kim loại.
Năng lượng khe cấm của chất điện môi vào cỡ eV, trong đó 1 eV ~ 104K,
vượt quá thang năng lượng (nhiệt độ Neel) được dự đoán bởi Slater, E g k
BTN . Nếu lực đẩy trong chất điện môi là lớn so với động năng, độ ổn định của
điện môi được đảm bảo.
Mặc dù lý thuyết Mott-Hubbard đã mô tả tốt các trạng thái điện môi,
nhưng nó không mô tả được chính xác các trạng thái kim loại. Trong các kim
loại tương quan, đỉnh chuẩn hạt nằm tại mức Fermi, ngoài phân vùng
Hubbard dưới, được quan sát thấy trong các thí nghiệm phát quang. Ví dụ phổ
của V2O3 được thể hiện trong Hình.1.3.b. Lưu ý rằng các thí nghiệm phát
quang chỉ phân giải các trạng thái bị chiếm đóng và do đó không thể phân giải
phân vùng Hubbard trên. Ngoài ra, ở bức tranh MIT trên đây bất trật tự chưa
được đề cập đến. Phần tiếp theo sẽ giới thiệu chuyển pha kim loại – điện môi
Anderson.
1.3. ĐỊNH XỨ ANDERSON
Chuyển tiếp định xứ Anderson là chuyển pha kim loại – điện môi được
gây ra bởi mất trật tự.
Khi một điện tử lan truyền trong một thế tuần hoàn, sự giao thoa của các
thành phần phản xạ và truyền qua của hàm sóng tạo ra các dải và khe cấm
trong phổ năng lượng của điện tử. Với năng lượng xác đinh ở một dải, nếu
9
mật độ trạng thái khác không, hàm sóng điện tử tương ứng trải rộng trên toàn bộ
cấu trúc. Trong một tinh thể thực, sự tán xạ của hàm sóng điện tử với các tạp
chất làm xuất hiện điện trở và độ dẫn điện hữu hạn. Theo vật lý cổ điển, điện tử
lan truyền trong kim loại theo cơ chế khuếch tán và có thể mô tả nó như là sự
dịch chuyển ngẫu nhiên: sau mỗi va chạm điện tử không còn ghi
nhớ chuyển động trước đó của nó, và do đó mật độ hạt
n r , t tuân theo
phương trình
n
D 2n,
t
(1.3.1)
trong đó D là hệ số khuếch tán. Mật độ n r , t có thể được hiểu như mật độ
hạt, nhưng cũng có thể hiểu là xác suất tìm thấy một hạt ở tọa độ r tại thời
điểm t. Nếu điện tử bắt đầu dịch chuyển từ một điểm xác định ở thời điểm ban
đầu ( t 0 ), độ dịch chuyển bình phương trung bình tại thời điểm t, khi thời
gian đủ dài là
r t 2 2Dt,
t .
(1.3.2)
Từ biểu thức (1.3.2), gọi l là quãng đường tự do trung bình và là thời
gian giữa hai lần va chạm liên tiếp, ta có thể viết được hằng số khuếch tán
như sau
D
trong đó vF
k
F
l2
2
v l
F
2
kF l
2m
,
(1.3.3)
là tốc độ của điện tử ở bề mặt Fermi, m là khối lượng của m
nó, kF là véc tơ sóng Fermi.
Khi vật dẫn được đặt trong một điện trường E, điện tử nhận xung lượng từ
trường ngoài, và nó có tốc độ cuốn: theo mô tả cổ điển, hạt được giả định có
xung lượng hoàn toàn xác định trên quãng đường tự do trung bình l và xung
lượng của nó giảm xuống sau mỗi lần tán xạ với tạp chất. Ở trạng thái cân
bằng, tốc độ mà điện tử được gia tốc nhờ trường ngoài bằng tốc độ mà nó bị
tán xạ do tạp chất . Lưu ý rằng chỉ có các điện tử ở gần với mức Fermi EF
10
mới tham gia vào quá trình dẫn điện và biểu thức của độ dẫn điện là
ne 2 / m , với mật độ điện tử linh động n liên hệ với mật độ trạng thái tại
mức Fermi được tính theo công thức: E F n / E F 2 n / mvF2 . Kết hợp 2
công thức này với công thức của hằng số khuếch tán và thời gian phục hồi ở
(1.1.3), chúng ta thu được liên hệ giữa độ dẫn điện với hằng số khuếch tán
như sau:
e 2 D EF ,
(1.3.4)
trong đó e là điện tích của điện tử. Theo bức tranh này, khi mất trật tự của hệ
tăng, tức là nồng độ tạp chất tăng, quãng đường tự do trung bình của điện tử
giảm, dẫn tới D giảm và độ dẫn điện giảm. Với mất trật tự mạnh, tuy nhiên
chúng ta vẫn chờ đợi một độ dẫn điện hữu hạn. Tuy nhiên, trong báo cáo
hội thảo năm 1958, Anderson cho rằng, khi mất trật tự vượt qua một giá trị tới
hạn, thì biểu thức (1.3.4) không còn đúng nữa, điện tử bị bẫy và sự chuyển
động khuếch tán của nó bị dừng hoàn toàn [6]. Ý tưởng này ban đầu được đưa
ra để giải thích một số kết quả thực nghiệm của nhóm của Feher, theo đó thời
gian phục hồi của các spin điện tử trong chất bán dẫn pha tạp dài một cách bất
thường. Đặc biệt, Anderson đưa ra giả thuyết rằng, khi quãng đường tự do
trung bình của điện tử nhỏ hơn chiều dài bước sóng Fermi F 2 / kF , thay vì
cho rằng các điện tử như là các sóng lan truyền với thời gian sống ngắn,
chúng có thể được xem như các sóng bị giam cầm trong không gian với thời
gian sống dài. Hàm sóng r của điện tử được định xứ theo hàm mũ xung
quanh một tâm r0 , trên một khoảng cách , được gọi là độ dài định xứ, và
chúng ta có
r
2
A exp
rr
0
.
(1.3.5)
Để giải thích hiện tượng định xứ xuất hiện như thế nào, Anderson đã sử
dụng mô hình liên kết chặt trong một mạng tinh thể mất trật tự, mô hình này
đã trở thành mô hình mẫu trong nghiên cứu hiện tượng định xứ. Trong mô
hình Anderson, điện tử chịu ảnh hưởng của một thế ngẫu nhiên i tại mỗi nút
i của mạng tinh thế, và nó có thể nhảy qua các nút lân cận nhờ số hạng nhảy
11
nút t. Sự tương tác giữa điện tử với điện tử được bỏ qua. Hamiltonian của mô
hình này có dạng [6]
H
c i †c i
i
i
t c i†c j h.c.,
(1.3.6)
ij
trong đó tham số ngẫu nhiên i được phân bố độc lập và đồng nhất, chẳng hạn
với dạng phân bố hộp (đều) sau đây:
1
W , i
p i
0,
i
W W
2 , 2
W , W
.
(1.3.7)
2
2
Nếu W = 0 hàm riêng của mô hình là các trạng thái Bloch, còn trong
trường hợp ngược lại, nếu t 0 Hamiltonian là chéo và mỗi trạng thái riêng
đều định xứ hoàn toàn trên mỗi nút của mạng tinh thể. Điều gì xảy ra giữa hai
Hình 1.4. Các hàm sóng định xứ ở vật liệu bất trật tự 2 chiều [7]
trường hợp giới hạn này căn cứ vào tỉ số W / t : nếu nó lớn, có rất ít khả năng
để điện tử tìm thấy một mức năng lượng sát nhau và không quá xa nhau trong
không gian, và như thế sự chồng chập của hàm sóng ở các nút tương ứng là
12
t
12
không đáng kể. Để hiểu rõ hơn điều này chúng ta xét một Hamiltonian gồm 2
nút mạng, với số hạng chéo 1 , 2 và số hạng nhảy nút t.
Dễ dàng thực hiện việc chéo hóa nó. Rõ ràng trong trường hợp này độ lệch
của các trạng thái riêng với các véc tơ trên nút ban đầu t chịu sự chi phối của
tỉ số
cho bởi
và sự chênh lệch giữa các giá trị năng lượng riêng E1 và E2 được
1 2 2 t2 . Bởi vậy, nếu
12
hàm sóng trên nút ban đầu, trong khi nếu
t , hàm riêng gần đúng bằng các
12
t chúng ta thu được hai
trạng thái riêng trong đó xác xuất được chia sẻ giữa các nút (cộng hưởng).
Trong mô hình Anderson chúng ta có thể tưởng tượng rằng, nếu mất trật tự
mạnh W t sẽ có một vài cộng hưởng cô lập và các hàm sóng gần đúng
bằng các véc tơ sóng trên nút. Trong trường hợp này điện tử bị bẫy xung
quanh một tâm và hàm sóng của nó được cho bởi hàm bao. Ngược lại khi số
hạng nhảy nút đủ mạnh so với mất trật tự, chúng ta sẽ có nhiều cộng hưởng
phủ nhau và hệ sẽ có thuộc tính kim loại.
Các trạng thái riêng định xứ được chờ đợi xuất hiện trong đuôi phổ năng
lượng. Lý do trực quan đầu tiên là những trạng thái này có nguồn gốc từ năng
lượng ngẫu nhiên lớn, và do đó, có thể trông đợi chúng bị ảnh hưởng bởi mất
trật tự nhiều hơn các trạng thái tại tâm phổ. Lý do thứ hai được đề xuất bởi
Lifshitz: như đã đề cập ở trên, sự khuếch tán có thể xảy ra nếu bước sóng
Fermi F của điện tử nhỏ hơn rất nhiều quãng đường tự do trung bình. Do đó,
một tiêu chuẩn trực quan cho xuất hiện định xứ là điều kiện
F
l.
(1.3.8)
13
Vì các trạng thái thuộc đuôi phổ có chiều dài bước sóng lớn hơn so với các
trạng thái ở trung tâm, chúng ta kì vọng sự định xứ xảy ra đầu tiên ở đuôi phổ.
Đối với mỗi giá trị mất trật tự W có một năng lượng giới hạn Ec, được gọi là
biên độ linh động (mobility edge), chia tách các trạng thái định xứ với các
trạng thái phi định xứ. Trong trường hợp của mô hình Anderson, chúng được
Trạng thái định xứ
Trạng thái định xứ
Trạng thái
lan truyền
Hình.1.5. Các trạng thái định xứ xuất hiện đầu tiên ở đuôi vùng, như chờ
đợi trực quan. Với một giá trị ấn định của bất trật tự W < W c, bằng cách
thay đổi mức Fermi so với đuôi vùng, chuyển pha kim loại – điện môi có
thể
E
xảy ra trong hệ.
biểu diễn định tính trong Hình.1.5. Mật độ trạng thái
đối xứng và hai
biên độ linh động Ec1 và Ec2 tách biệt, với mỗi giá trị của W các trạng thái
định xứ nằm từ phần đuôi vùng đến các trạng thái lan truyền ở phần tâm vùng.
Bằng cách thay đổi mức Fermi EF so với biên độ linh động có thể thu được
quá trình chuyển pha kim loại – điện môi tại nhiệt độ bằng không (T = 0K).
Đặc biệt, nếu EF > Ec1 hệ vận hành như kim loại, trong trường hợp ngược lại
thì như một chất điện môi. Tồn tại một giá trị tới hạn Wc của bất trật tự để Ec1
= Ec2 , và tất cả các trạng thái trong phổ được định xứ như được chỉ ra ở Hình
1.6.
14
Điện môi
Kim loại
Khe
Khe
E
Hình 1.6. Giản đồ pha định tính của mô hình Anderson trên mặt phẳng W-E.
Với mỗi giá trị của bất trật tự W, có 2 biên vùng đối xứng và khi bất trật tự
tăng quá giá trị tới hạn W c thì toàn bộ phổ đều bị định xứ. Các đường đứt
nét chỉ các biên vùng mà phía ngoài nó mật độ trạng thái bằng không [7].
Trực giác của Anderson và khám phá cơ chế của định xứ Anderson thể hiện
sự phá vỡ bức tranh khuếch tán thông thường: chất điện môi của Anderson
không liên quan đến việc lấp đầy các dải mà liên quan đến sự hình thành các
bẫy điện tử trong mạng do có bất trật tự [7].
15
CHƯƠNG 2. LÝ THUYẾT MÔI TRƯỜNG ĐIỂN HÌNH CHO ĐỊNH
XỨ ANDERSON
2.1.
SƠ LƯỢC VỀ HÀM GREEN
Vào những năm 1950 - 1960 các hàm Green lượng tử được Feynman
và Schwinger đề xuất như là các hàm truyền trong lý thuyết trường lượng tử.
Ngay sau đó chúng được mở rộng cho vật lí thống kê và hệ nhiều hạt. Hàm
Green vật lý có thể là hàm Green một hạt hay hàm Green nhiều hạt. Khi hàm
Green được xác định thì các tính chất vật lý của hệ tương ứng cũng được xác
định theo. Trong phần này sẽ đưa ra các định nghĩa về hàm Green trong vật lý
lượng tử được Zubarev đưa ra vào năm 1960 để giải gần đúng các bài toán
trong hệ tương quan mạnh.
2.1.1 Định nghĩa các hàm Green hai thời gian.
Hàm Green trễ Gr.
t'
G r t , t ' i t t ' A t , B
r
t
A t B
(2.1.1)
.
Hàm Green sớm Ga.
(2.1.2)
G a t , t ' i t ' t
a
t
At,Bt'
A t B
.
(2.1.3)
Hàm Green nhân Gc
G
c
t , t ' i
'
At,B t
†
G (t, t').
Trong các công thức trên:
Toán tử sắp xếp thứ tự thời gian từ lớn đến nhỏ:
' tt'AtBt't'tB
At,B t
t'At.
Hàm Heaviside (hàm bước)
.
16
Ở đây
... là
là X 1 Tr e
Z
H
kí hiệu lấy trung bình
thống kế của hệ, tức
X , với H là Hamiltonian của hệ, 1 là nhiệt độ
T
nghịch đảo và Z Tr e
H
là hàm phân hoạch của hệ.
'
B t
A t và
là
toán tử phụ thuộc thời gian trong biểu diễn
A t e
Heisenberg và tiến hóa theo quy luật
iHt
Ae
iHt
' eiHt BeiHt
;B t
Tùy theo các hạt là Fermion ( 1) hoặc boson
A, B AB BA là giao hoán tử hay phản giao hoán tử.
'
t > t’ thì t t 0 , tức là G
'
’
a
t , t' 0.
Từ định nghĩa ta có: Khi t < t thì t t
Khi
( 1) mà
0 , tức là G r t , t' 0 .
Xét hàm Green đối với hệ cân bằng ( tức là Hamiltonian không phụ
thuộc vào thời gian) thì hàm Green hai thời gian chỉ phụ thuộc vào hiệu số
giữa hai thời gian G t ,t G t t.
Chứng minh: xét hàm Green trễ:
G
r
t , t i t t At,Bt
i t t
(2.1.4)
A t B t B t A t .
Mặt khác ta có:
1
H
A t B t Tr e AtBt
1
Tr e H e iHt Ae iHt e iHt BeiHt
1
Tr e H e iH t t Ae iH t tB .
Như vậy hàm Green trễ (2.1.4) chỉ phụ thuộc vào hiệu t t.
Vì vậy ta có thể sử dụng phép biến đổi Fourier thuận nghịch
(2.1.5)
17
G t t
d
G e it t.
2
(2.1.6)
i t
G dtG t e .
(2.1.7)
2.1.2. Phương trình chuyển động cho hàm Green hai thời gian.
Phương trình chuyển động cho hàm Green hai thời gian có thể nhận
được bằng cách lấy đạo hàm theo thời gian cho hàm Green.
Xét phương trình chuyển động cho hàm Green trễ:
i G
r
t t
t t
,
A t B t
t
t
t
G t t
i t t '
A t ,
B t
i
t
t
r
i
t
i
G
r
t t
t
t t
A t , B t ' i t t A, H t , B t
,
A t B t '
A, H t B t .
(2.1.8)
Với hàm Green sớm ta cũng thu được kết quả tương tự.
Vậy phương trình chuyển động cho hảm Green hai thời gian có dạng:
,
G t t
i
t t A t B
t
t'
A,
H
t B t
.
(2.1.9)
Lấy ảnh Fourier cho phương trình (2.1.9) ta thu được
A B A,B A,H
B .
(2.1.10)
Phương trình (2.1.10) được gọi là phương trình chuyển động cho hàm
Green viết dưới dạng tần số.
18
2.1.3.
Một ví dụ về tính hàm Green.
Bài toán: Tính hàm Green của hệ điện tử trong mô hình Hubbard ở các
trường hợp riêng U = 0 và t = 0
Hamiltonian Hubbard trong tập thống kê lớn
†
H H 0 H1 tij ij ci c j 1 U n n .
i i
2
ij
i
(2.1.11)
†
Với ni ci ci là toán tử số hạt; tij là thông số nhảy nút của điện tử từ
nút j sang nút i; U là tương tác Coulomb địa phương của hai điện tử trên nút i.
Ta có :
c , H
k '
t
ij
tij
ij
c
ij k '
, c † c 1 U c , n n
2 i
i
k '
j
i i
1
ij c j ki ' U ci ci† ci ki ' ci† ci ci ki ' (2.1.12)
2 i
ij
t kj kj c j ' Unk ' ck ' .
j
Ta có phương trình chuyển động cho hàm Green của hệ :
Gij ij Gij tim Gmj U
ci† c i ci c†j ,
m
ilm,j
ci† c l cm c†j
.
(2.1.13)
(2.1.14)
Phương trình (2.1.13) trở thành:
( )Gij
ij
tim Gmj U iii , j .
m
(2.1.15)
Xét giới hạn U = 0 . Phương trình (2.1.15) với lưu ý tim t với lân
cận gần nhất ta được:
( )Gij ij t Gmj .
m
Chuyển sang biểu diễn Fourier theo tọa độ:
(2.1.16)
- Xem thêm -