Model de Kronig-Penney

L'any 1931, per il·lustrar el comportament dels electrons en un potencial periòdic, R. de L. Kronig i W. G. Penney van considerar un potencial quadrat unidimensional que s'aproximés als potencials que es troben a la pràctica i permetés obtenir una solució exacta de l'equació de Schrödinger.^[1] Aquest potencial té un període ${\displaystyle a+b}$ i consisteix en pous quadrats, distribuïts de tal manera que l'energia potencial ${\displaystyle V(x)}$ de l'electró és igual a zero quan ${\displaystyle 0<x<a}$, i és igual a ${\displaystyle V_{0}}$ quan ${\displaystyle -b<x<0}$.

La funció d'ona de l'electró satisfà l'equació de Schrödinger per a tot ${\displaystyle x\in \mathbb {R} }$:$${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} ^{2}\psi }{\mathrm {d} x^{2}}}+{\frac {2m}{\hbar ^{2}}}\,[E-V(x)]\,\psi =0}$$és a dir:No s'ha pogut entendre (funció '\begin{array}' desconeguda): {\displaystyle \begin{array}{ll} \cfrac{\mathrm{d}^2 \psi}{\mathrm{d}x^2} + \cfrac{2 m E}{\hbar^2} \, \psi = 0 & \text{per a } 0 < x < a \\ \cfrac{\mathrm{d}^2 \psi}{\mathrm{d}x^2} + \cfrac{2 m (E - V_0)}{\hbar^2} \, \psi = 0 & \text{per a } - b < x < 0 \end{array}}

Segons el teorema de Bloch, la funció d'ona d'un electró en un potencial unidimensional de període ${\displaystyle a+b}$ es pot expressar com una funció de Bloch de la forma$${\displaystyle \psi (x)=\mathrm {e} ^{\mathrm {i} kx}\,u(x)}$$on ${\displaystyle u(x)=u(x+a+b)}$.

Considerem el cas en què ${\displaystyle E<V_{0}}$. Si definim les constants ${\displaystyle \alpha }$ i ${\displaystyle \beta }$ com No s'ha pogut entendre (error de sintaxi): {\displaystyle \alpha^2 = 2 m E / \hbar^2} i No s'ha pogut entendre (error de sintaxi): {\displaystyle \beta^2 = 2 m (V_0 - E) / \hbar^2} i substituïm la funció de Bloch a l'equació de Schrödinger, s'obtenen les equacions diferencials següents:$${\displaystyle {\begin{array}{ll}{\cfrac {\mathrm {d} ^{2}u}{\mathrm {d} x^{2}}}+2\mathrm {i} k\,{\cfrac {\mathrm {d} u}{\mathrm {d} x}}+(\alpha ^{2}-k^{2})\,u=0&{\text{per a }}0<x<a\\{\cfrac {\mathrm {d} ^{2}u}{\mathrm {d} x^{2}}}+2\mathrm {i} k\,{\cfrac {\mathrm {d} u}{\mathrm {d} x}}-(\beta ^{2}+k^{2})\,u=0&{\text{per a }}-b<x<0\end{array}}}$$

Les solucions generals d'aquestes equacions són:$${\displaystyle {\begin{array}{ll}u=A\,\mathrm {e} ^{\mathrm {i} (\alpha -k)x}+B\,\mathrm {e} ^{-\mathrm {i} (\alpha +k)x}&{\text{per a }}0<x<a\\u=C\,\mathrm {e} ^{(\beta -\mathrm {i} k)x}+D\,\mathrm {e} ^{-(\beta +\mathrm {i} k)x}&{\text{per a }}-b<x<0\end{array}}}$$on ${\displaystyle A}$, ${\displaystyle B}$, ${\displaystyle C}$ i ${\displaystyle D}$ són constants arbitràries.

Com que la funció d'ona i la seva derivada han de ser contínues en tot ${\displaystyle x\in \mathbb {R} }$, aleshores ${\displaystyle u}$ i ${\displaystyle u'}$ també han de ser contínues en tot ${\displaystyle x\in \mathbb {R} }$. Per tant, tenint en compte la periodicitat de ${\displaystyle u}$, les condicions de contorn han de ser les següents:$${\displaystyle {\begin{array}{cc}\lim \limits _{x\to 0^{+}}u(x)=\lim \limits _{x\to 0^{-}}u(x)&\lim \limits _{x\to 0^{+}}u'(x)=\lim \limits _{x\to 0^{-}}u'(x)\\\lim \limits _{x\to a^{-}}u(x)=\lim \limits _{x\to {-b}^{+}}u(x)&\lim \limits _{x\to a^{-}}u'(x)=\lim \limits _{x\to {-b}^{+}}u'(x)\end{array}}}$$és a dir:$${\displaystyle {\begin{array}{c}A+B=C+D\\\mathrm {i} (\alpha -k)\,A-\mathrm {i} (\alpha +k)\,B=(\beta -\mathrm {i} k)\,C-(\beta +\mathrm {i} k)\,D\\A\,\mathrm {e} ^{\mathrm {i} (\alpha -k)a}+B\,\mathrm {e} ^{-\mathrm {i} (\alpha +k)a}=C\,\mathrm {e} ^{-(\beta -\mathrm {i} k)b}+D\,\mathrm {e} ^{(\beta +\mathrm {i} k)b}\\\mathrm {i} (\alpha -k)\,A\,\mathrm {e} ^{\mathrm {i} (\alpha -k)a}-\mathrm {i} (\alpha +k)\,B\,\mathrm {e} ^{-\mathrm {i} (\alpha +k)a}=(\beta -\mathrm {i} k)\,C\,\mathrm {e} ^{-(\beta -\mathrm {i} k)b}-(\beta +\mathrm {i} k)\,D\,\mathrm {e} ^{(\beta +\mathrm {i} k)b}\end{array}}}$$

Aquest sistema d'equacions té, com a mínim, una solució determinada si:$${\displaystyle {\begin{vmatrix}1&1&-1&-1\\\mathrm {i} (\alpha -k)&-\mathrm {i} (\alpha +k)&-(\beta -\mathrm {i} k)&(\beta +\mathrm {i} k)\\\mathrm {e} ^{\mathrm {i} (\alpha -k)a}&\mathrm {e} ^{-\mathrm {i} (\alpha +k)a}&-\mathrm {e} ^{-(\beta -\mathrm {i} k)b}&-\mathrm {e} ^{(\beta +\mathrm {i} k)b}\\\mathrm {i} (\alpha -k)\,\mathrm {e} ^{\mathrm {i} (\alpha -k)a}&-\mathrm {i} (\alpha +k)\,\mathrm {e} ^{-\mathrm {i} (\alpha +k)a}&-(\beta -\mathrm {i} k)\,\mathrm {e} ^{-(\beta -\mathrm {i} k)b}&(\beta +\mathrm {i} k)\,\mathrm {e} ^{(\beta +\mathrm {i} k)b}\end{vmatrix}}\,=0}$$

Desenvolupant aquest determinant, s'obté, després d'un càlcul llarg i laboriós:$${\displaystyle {\frac {\beta ^{2}-\alpha ^{2}}{2\alpha \beta }}\,\sinh \beta b\,\sin \alpha a+\cosh \beta b\,\cos \alpha a=\cos k(a+b)}$$

A partir d'aquí, Kronig i Penney consideren el cas en què les barreres de potencial s'aproximen a funcions delta, és a dir, ${\displaystyle b\to 0}$ i ${\displaystyle V_{0}\to \infty }$. En aquest cas, si es defineix$${\displaystyle P=\lim _{\begin{array}{c}b\to 0\\[-5pt]V_{0}\to \infty \end{array}}{\frac {mV_{0}ab}{\hbar ^{2}}}}$$aleshores l'equació anterior s'escriu com:$${\displaystyle {\frac {P}{\alpha a}}\,\sin \alpha a+\cos \alpha a=\cos ka}$$

Com que ${\displaystyle k}$ és real, el membre de la dreta només pren valors entre ${\displaystyle -1}$ i ${\displaystyle 1}$. Per tant, per tal que l'equació es satisfaci, el membre de l'esquerra només pot prendre valors entre ${\displaystyle -1}$ i ${\displaystyle 1}$.

• A. J. Dekker. Solid state physics. Reimpr. 1a ed. Londres: MacMillan, 1990.
• J. P. McKelvey. Solid state and semiconductor physics. Reimpr. 1a ed. Florida: Krieger, 1984.
• F. Seitz. The modern theory of solids. 1a ed. Nova York: McGraw-Hill, 1940.