Landau-Niveau

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Erlaubte Zustände von Teilchen im transversalen Impulsraum und die klassische Spiralbahn eines Teilchens im Ortsraum

Die Landau-Niveaus (nach Lew Dawidowitsch Landau) stellen eine Quantelung der Energie von geladenen Teilchen dar, die sich in homogenen Magnetfeldern bewegen. Man kann zeigen, dass die Energie eines geladenen Teilchens der Masse m (z. B. eines Elektrons) und Ladung e, das sich parallel zu einem Magnetfeld B in z-Richtung bewegt, folgendermaßen lautet:[1]


  E(n, p_z)=\hbar \omega_c \left(n + \frac{1}{2} \right) + \frac{p_z^2}{2 m},\ \ \ \ \ n\in\N_0, p_z\in\R.

Dabei ist pz der (nicht quantisierte) Impuls des Teilchens in z-Richtung, \omega_c=e\cdot B/m die Zyklotronfrequenz und \hbar das reduzierte Plancksche Wirkungsquantum. Weist das geladene Teilchen auch einen Spin auf, so führt dies zu einer zusätzlichen Aufspaltung der Niveaus nach der Quantenzahl σz für die z-Komponente (= Magnetfeldrichtung) des Spins:[2]


  E(n, p_z, \sigma_z)=\hbar \omega_c \left(n + \frac{1}{2} \right) + \frac{p_z^2}{2 m} - \frac{e \hbar }{2 m}\cdot \sigma_z\;B

Dies bedeutet, dass (wie rechts in der Abbildung angedeutet) nur bestimmte Teilchenbahnen erlaubt sind, die durch die zwei Quantenzahlen pz und n (und evtl. den Spin σz) charakterisiert werden. Man kann sich die Bewegung auch so vorstellen, dass sich das Teilchen longitudinal frei ausbreitet und transversal (radial) dazu eine harmonische Schwingungsbewegung ausführt (siehe harmonischer Oszillator (Quantenmechanik)). Dies entspricht insgesamt einer Schraubenbahn um die Magnetfeldlinien. Im transversalen Impulsraum (nur px-, py-Komponente) bleibt die Bewegung auf einen Kreis für jede Quantenzahl n beschränkt, im 3-dimensionalen Impulsraum liegen die Zustände also auf Zylindern (Landau-Zylinder).

Die Aufspaltung in Landau-Niveaus lässt sich zum Beispiel in der Festkörperphysik messen (De-Haas-van-Alphen-Effekt). Dort sind die transversalen Impulse aufgrund des Kristallgitters gequantelt. Es lässt sich dann zeigen, dass auf jedem Landau-Zylinder exakt gleich viele Zustände liegen.

Theoretische Herleitung mithilfe der Schrödingergleichung[Bearbeiten]

Die hier dargestellte Herleitung orientiert sich an den Referenzen[3] und der Originalarbeit.[1]

Voraussetzungen und Aufgabenstellung[Bearbeiten]

Man betrachte eine einfache Situation: Ein Teilchen der Masse m und der Ladung q befinde sich in einem homogenen Magnetfeld \vec{B}(\vec{r})=\left(0,0,B\right), das nur eine Komponente in z-Richtung aufweise. Dieses Feld kann auch durch folgendes Vektorpotential \vec{A}(\vec{r}) dargestellt werden:

\vec{A}(\vec{r})=B\cdot\begin{pmatrix}0\\x\\0\end{pmatrix}.

Man kann leicht zeigen, dass sich daraus über \vec{B}=\vec{\nabla}\times\vec{A} wieder obiges Magnetfeld ergibt.

Man erhält dann die (zunächst noch klassische) Hamilton-Funktion dieses Systems zu:

H(\vec{r},\vec{p})=\frac{1}{2m}\left[\vec{p}-q\cdot\vec{A}(\vec{r})\right]^2= \frac{1}{2m}\left[p_x^2+(p_y - qBx)^2+p_z^2\right]=\frac{1}{2}m\vec{V}^2.

Indem man die Orts- und Impulsvariablen durch die entsprechenden quantenmechanischen Operatoren ersetzt (→ Korrespondenzprinzip), erhält man daraus den Hamiltonoperator des Systems. Im letzten Teil der obigen Gleichung wurde eine Geschwindigkeit (im Hamilton-Operator ein „Geschwindigkeitsoperator“) definiert, die folgende Form hat:

\vec{V}=\frac{1}{m}\left[\vec{p}-q\cdot\vec{A}(\vec{r})\right]=\frac{1}{m}\begin{pmatrix}p_x\\p_y-q\cdot B\cdot x\\p_z\end{pmatrix}.

Aus der klassischen Behandlung weiß man, dass die Lösung des Problems eine schraubenförmige Bewegung (Helixbewegung, siehe Abbildung oben) in z-Richtung ist. Darum ist es sinnvoll (was sich in den späteren Rechnungen auch zeigen wird), die folgende Aufteilung des Hamilton-Operators in einen longitudinalen (entlang der Magnetfeld-Richtung) und einen dazu transversalen Teil (in der klassische Betrachtung findet in dieser Ebene eine Drehbewegung statt, die zu einer Schraubenbewegung führt) vorzunehmen:

  \hat{H}=\hat{H}_\bot+\hat{H}_\|,\ \ \ \ \ \mbox{mit:}\ \ \ \hat{H}_\bot=\frac{m}{2}\left(\hat{V}_x^2+\hat{V}_y^2\right),\ \ \ \hat{H}_\|=\frac{m}{2}\hat{V}_z^2.

Man erhält für den „Geschwindigkeitsoperator“ \hat{\vec{V}} folgende Vertauschungsrelation:


  \left[\hat{V}_x, \hat{V}_y\right]=\frac{1}{m^2}\left(\left[\hat{P}_x, \hat{P}_y\right]-qB\cdot\left[\hat{P}_x, \hat{X}\right]\right)=i\hbar\frac{qB}{m^2}=-i\cdot\frac{\hbar\omega_c}{m}.

Dabei wurde die Zyklotronfrequenz \omega_c=-\frac{q\cdot B}{m} eingesetzt. Des Weiteren sieht man in der Definition von \hat{\vec{V}} leicht, dass


  \left[\hat{V}_x, \hat{V}_z\right]=\left[\hat{V}_y, \hat{V}_z\right]=0.

Damit vertauschen auch \hat{H}_\bot und \hat{H}_\| miteinander und es gibt eine Basis von gemeinsamen Eigenvektoren zu \hat{H}_\bot und \hat{H}_\|.

Eigenwerte von H||[Bearbeiten]

Es gilt folgende Vertauschungsrelation:


  m\cdot\left[\hat{Z}, \hat{V}_z\right]=\left[\hat{Z}, \hat{P}_z\right]=i\hbar.

Damit ist ein Satz über Operatoren, die nach obiger Relation vertauschen (also die wie die kanonischen Orts- und Impulsoperatoren vertauschen), anwendbar und wir können schließen, dass \hat{V}_z ein kontinuierliches Spektrum von Eigenwerten vz aufweist. Weiterhin sind alle Eigenvektoren von \hat{V}_z ebenfalls Eigenvektoren zu \hat{H}_\|. Die Eigenwerte E_\| von \hat{H}_\| können damit in folgender Form geschrieben werden:


  E_\|=\frac{m}{2}v_z^2.

Damit beschreibt also \hat{H}_\| in Analogie zur klassischen Mechanik die freie Propagation eines Teilchens in z-Richtung.

Eigenwerte von H[Bearbeiten]

Um die Energieeigenwerte von H_\bot (und damit die sog. Landau-Niveaus) zu erhalten, führt man folgende Operatoren mit ihrer Vertauschungsrelation ein:


  \hat{Q}=\sqrt{\frac{m}{\hbar\omega_c}}\cdot \hat{V}_y,\ \ \ \ \ \ \hat{S}=\sqrt{\frac{m}{\hbar\omega_c}}\cdot \hat{V}_x,\ \ \ \ \ \left[\hat{Q}, \hat{S}\right]=\frac{m}{\hbar\omega_c}\cdot\left[\hat{V}_y, \hat{V}_x\right]=i.

Damit hat dann \hat{H}_\bot die Form eines quantenharmonischen Oszillators, der mit der Zyklotronfrequenz ωc schwingt.


  \hat{H}_\bot=\frac{\hbar\omega_c}{2}\left(\hat{Q}^2+\hat{S}^2\right)

Die Energieeigenwerte von H_\bot sind daher


  E_\bot(n)=\left(n+\frac{1}{2}\right)\hbar\omega_c,\ \ \ \ \ n\in\N_0.

Eigenwerte von H[Bearbeiten]

Die Gesamtenergie ergibt sich aus der Summe der Eigenenergien von \hat{H}_\| und \hat{H}_\bot:


  E(n, v_z)=\left(n+\frac{1}{2}\right)\hbar\omega_c+\frac{1}{2}\;m\;v_z^2,\ \ \ \ \ n\in\N_0, v_z\in\R.

Diese Niveaus bezeichnet man als Landau-Niveaus. Sie sind durch das kontinuierliche Geschwindigkeitsspektrum unendlichfach entartet.

Je nach angelegtem Magnetfeld erhält man damit für eine feste Geschwindigkeit v_z unterschiedliche Niveauabstände:


  \Delta E=\hbar\omega_c=\frac{q\cdot B\cdot\hbar}{m}.


Weiteres[Bearbeiten]

Es lässt sich zeigen, dass die Entartung D der Landau-Niveaus proportional zur magnetischen Flussdichte ist: D\propto B.[4] Mit der obigen Erkenntnis, dass die Niveauabstände \Delta E=\hbar\omega_c=\frac{e\cdot B\cdot\hbar}{m} ebenfalls proportional zu B sind, kann man die im De-Haas-van-Alphen-Effekt auftretenden Oszillationen in physikalischen Größen, die von der Zustandsdichte abhängen, erklären: Wird das Magnetfeld erhöht, so steigt die Energie der Landauniveaus an, während gleichzeitig ihre Entartung ansteigt. Elektronen werden daher in ein tiefer gelegenes Niveau wandern. Daher wird, falls das oberste zunächst besetzte Landau-Niveau (also das ehemalige Fermi-Niveau) vollständig geleert wurde, das nächsttiefere Landau-Niveau plötzlich zum Fermi-Niveau.[5]

Literatur[Bearbeiten]

Einzelnachweise[Bearbeiten]

  1. a b  L. Landau: Diamagnetismus der Metalle. In: Zeitschrift für Physik. 64, Nr. 9-10, September 1930, ISSN 1434-6001, S. 629–637, doi:10.1007/BF01397213.
  2. L. D. Landau, E. M. Lifschitz: Quantum Mechanics: Non-relativistic theory 3. Auflage, Pergamon Press, Oxford, 1977, S. 455ff
  3. Claude Cohen-Tannoudji, Bernard Diu, Franck Laloë: Quantenmechanik 1. 3. Auflage. Walter de Gruyter, Berlin 2005, ISBN 3-11-013592-2.
  4. Kittel, Festkörperphysik, Auflage 9, S. 286.
  5. Kittel, Festkörperphysik, Auflage 9, S. 287.