§ 72. Операторы рождения и уничтожения фононов

Покажем теперь, каким образом введенные в предыдущем параграфе понятия появляются при последовательном проведе­нии квантования колебаний решетки. Получающиеся при этом формулы имеют и самостоятельное значение,— на них основана математическая техника для изучения элементарных актов взаимо­действия фононов.

Произвольное колебательное движение кристаллической ре­шетки может быть представлено в виде наложения бегущих плоских волн¹). Если рассматривать объем решетки как боль­шой, но конечный, то волновой вектор к будет пробегать ряд хотя и близких друг к другу, но дискретных значений. Смеще­ния атомов u_s(t, п) изобразятся тогда дискретной суммой вида

3V

идг, п)=-^££(а_кае<^а)(к)в''^кг"+ а^еГ (к)<Г''^кг") (72,1)

'™а=1 к

(N—число элементарных ячеек в решетке). Суммирование про­изводится по всем (не эквивалентным) значениям к и по всем ветвям спектра колебаний, а остальные обозначения имеют сле­дующий смысл.

Векторы eg™' в (72,1) — векторы поляризации колебаний, т. е. амплитуды, которые не только удовлетворяют уравнениям (69,7), но и предполагаются теперь нормированными определенным усло­вием. Это условие (вместе с соотношениями ортогональности (69,11)) запишем в виде

v

Х5е<«'(к)[еГ^,(к)? = баа- (72,2)

s=I

(m = 2^m«—суммарная масса атомов в одной ячейке). Усло­вия (72,2) оставляют еще произвольным общий (не зависящий от s) фазовый множитель в векторах es^a). Этот произвол позво­ляет наложить на эти векторы дополнительные условия

е«^в> (- к) = [е<°> (к)]* (72,3)

^х) Вполне аналогично тому, как это делается для свободного электромаг­нитного поля—ср. II, § 52.

(возможность такого выбора очевидна из того, что в силу соот­ношений (69,10) векторы, стоящие в обеих сторонах равенства (72,3), удовлетворяют одинаковым уравнениям).

Коэффициенты а_ка в (72,1)—функции времени, удовлетво­ряющие уравнениям

aka + <o_a(k)a_Ua=0, (72,4)

получающимся подстановкой (72,1) в уравнения (69,4). Положим

а_кас/эехр[— ico_a(k) t]\ (72,5)

тогда каждый член в сумме будет зависеть только от разности кг„ — со_аг, т. е. представит собой волну, бегущую в направ­лении к.

Колебательная энергия решетки выражается через смещения и скорости атомов формулой

Е = у Ц m_sul(n) +\£ Л?Г (n-n') u_si (n) u_s,_k (п'). (72,6)

ns пп'

SS'

Подставим сюда разложение (72,1). Все члены получающихся сумм, содержащие множители ехр [± / (к + к') г_п ] с к±к'=^=0 обращаются в нуль при суммировании по п в силу того, что

2у'«^гп ₌ ( ^{N при ч==0}' n \ 0 при ЦфО,

где q пробегает все неэквивалентные значения (см. § 133). Учи­тывая также условия (72,2—3), преобразуем кинетическую энер­гию к виду

£ mC0a I a_kaal_a + у (a_kafl.-ka + dWalka) \ . ak ' '

Потенциальная энергия в (72,6) с помощью уравнений движения (69,4) переписывается в виде

—g-S^A (п) и, (п)

ns

и затем преобразуется аналогичным образом; в результате она приводится к виду, отличающемуся от кинетической энергии лишь знаком перед вторым членом в фигурных скобках. Скла­дывая обе части энергии, найдем

£ = 22m<4(k)|a_ka|*. (72,7)

ak

Таким образом, полная энергия колебаний решетки выражается в виде суммы энергий, связанных с каждой из волн в отдель­ности.

Произведем теперь преобразование, в результате которого уравнения движения решетки примут вид канонических уравне­ний механики. Для этого вводим вещественные «канонические переменные» Qk« и Pk_tt согласно определению

Qka = V'"m(«ka + aka), (72,8)

Рка = — Ша (к) V~m (а_ка — Яка) = Qка-

Выразив отсюда Яка и al_a и подставив в (72,7), получим гамиль-тонову функцию решетки

# = |Z[K« + co*(k)QL]. (72,9)

«к

При этом уравнения Гамильтона дН/дРка—Qka совпадают с равенствами Pka=Qka> ^{а из} dH/dQ_ka = — Рка находим урав­нения

Qka + COa (к) Qka= О,

совпадающие с уравнениями движения решетки.

Таким образом, функция Гамильтона представлена в виде суммы независимых членов, каждый из которых имеет вид гамиль-тоновой функции одномерного гармонического осциллятора. Такой способ описания классического колебательного движения делает очевидным путь перехода к квантовой теории Мы должны рассматривать теперь канонические переменные — обобщенные координаты Qka и обобщенные импульсы Pka—как операторы с правилом коммутации

PkaQka-QkcAa- — Л. (72,10)

Функция Гамильтона (72,9) заменяется таким же оператором, собственные значения которого известны из квантовой механики:

£=£Uco_a(k) (лк« + у). Лк« = 0, 1, 2, ... (72,11)

ак '

*) Аналогично тому, как производится переход от классического описания свободного электромагнитного поля к квантовой картине фононов—см. IV, § 2.

Эта формула и дает возможность ввести понятие о фононах в указанном в § 71 смысле: возбужденное состояние решетки можно рассматривать как совокупность элементарных возбужде­ний (квазичастиц), каждое из которых имеет энергию %сл_а (к), являющуюся определенной функцией параметра (квазиим­пульса) к. Квантовые числа Пка становятся при этом числами заполнения различных состояний квазичастиц¹).

Согласно известным свойствам гармонического осциллятора в квантовой механике величины to_a(k) Qka ± iPka имеют матрич­ные элементы только для переходов с изменением чисел rika на единицу (см. III, § 23). Именно, если ввести операторы

Ска = ,_г } [«a (k) Qka + iPka], К2Й0)_а(к)

Cta = -F===^[co_a(k) Qka — iPka], К2&со_а(к)

(7-2,12)

то отличны от нуля матричные элементы

<Пка— 1 |Ck_a|«ka> = <«ka|Cka|nka—l> = K«k^. (72,13)

Правила коммутации этих операторов получаются из определе­ния (72,12) и правила (72,10):

CkaCto — СкаСка = 1 • (72,14)

Из (72,13) видно, что в смысле воздействия на функции чисел заполнения операторы с_ка и Ска. играют роль операторов уничто­жения и рождения фононов. При этом правило (72,14) отвечает, как и следовало, статистике Бозе.

Вместе с величинами Ска становятся операторами (в смысле вторичного квантования) также и векторы смещения²)

и*(п) =

= /^ST^t^W^' + ^r*--]. (72,15)

*) Что касается «нулевой энергии» 2^^ша^> остающейся в (72,11) при всех п_ка^=0, то ее следует включить в энергию основного состояния тела. Эта величина конечна (уже в силу конечности числа членов в сумме), и ее существование не приводит здесь к каким-либо принципиальным затрудне­ниям (в отличие от квантовой электродинамики, где сумма 2^*° расходится)

²) Из определений (72,8) и (72,12) легко убедиться, что величины c_ka от­личаются от а_ка лишь множителем.

С помощью этого выражения ангармонические члены в гамиль­тониане (члены третьего и более высоких степеней по смещениям) выражаются через произведения различного числа операторов рождения и уничтожения фононов. Эти члены и представляют собой возмущение, приводящее к различным процессам рассеяния фононов,— процессам с изменениями фононных чисел заполнения.