Katı hal fiziğinde, **kristal momentum** veya **kuasimomentum**, momentuma okşak, kristal örgüde elektronlarla bağlı yöneydir. Bu örgünün dalga yöneyleri {\displaystyle \mathbf {k} } ile tanımlanır:

{\displaystyle {\mathbf {p} }\_{\text{crystal}}\equiv \hbar {\mathbf {k} }}
(burada {\displaystyle \hbar } ufaltılmış Planck sabitidir).:139 Kristal momentumun sıklıkla mekanik momentum gibi korunması onu fizikçiler ve malzeme bilimçileri için analitik araç gibi gerekli edir.

Örgü simetrisinin temelleri
---------------------------

Kristal yapının ve davranışın modellenmesinin genel yöntemi elektronlara değişmez sonsuz peryodik potansiyelden geçen kuantum mekaniksel parçacıklar olarak bakmaktır, öyle ki:
{\displaystyle V({\mathbf {x} }+{\mathbf {a} })=V({\mathbf {x} }),}
burada {\displaystyle \mathbf {a} } keyfi örgü yöneyidir.
Böyle modelin makul olduğunun nedenleri: a) örgü yapısını oluşturan iyonların kütlesi elektron kütlesinden genellikle on binlerce kez daha büyüktür, bu da onların sabit potansiyelli yapıya değişmesini sağlar; b) kristalin makroskobik boyutlarının tipik olarak tek bir örgü aralığından çok daha büyük olduklarına göre kenar etkileri ihmal edilebilir. Bu potansiyel enerji fonksiyonun sonucu, elektronun başlangıç yerini, meselenin hiçbir yönünü değişdirmeden herhangi bir örgü yöneyi {\displaystyle \mathbf {a} } ile değiştirmek mümkündür; böylece ayrık simetri tanımlanır.
(Daha teknik dilde değildikde, basıt kinetik-artı-potansiyel formu varsayılmakla, sonsuz peryodik potansiyel, örgü ötelenmesi operatörünün Hamiltonyen ile değiştirimli olması anlamına gelir):134)

Bu koşullar, Bloch teoreminin anlamına gelir; o, denklemler terimleri ile aşağıdakını belirtir:
{\displaystyle \psi \_{n}({\mathbf {x} })=e^{i{\mathbf {k} {\mathbf {\cdot x} }}}u\_{n{\mathbf {k} }}({\mathbf {x} }),\qquad u\_{n{\mathbf {k} }}({\mathbf {x} }+{\mathbf {a} })=u\_{n{\mathbf {k} }}({\mathbf {x} })},
veya, kelimeler terimlerile, {\displaystyle \psi (\mathbf {x} )} tek parçacık dalga fonksiyonu gibi modellenebilen örgü elektronu, kararlılık durumları çözümlerini peryodik fonksiyonla çarpılan {\displaystyle u(\mathbf {x} )} düzlem dalga şeklinde bulur. Teorem, yukarıda dile getirilmiş, örgü simetrisi ötelenmesi operatörünün sistemin Hamiltonyeni ile değiştirimli olmasının doğru sonucudur.:261–266

Bloch teoreminin dikkata değer unsurlardan biri, onun kararlı hal çözümlerinin {\displaystyle \mathbf {k} } dalğa yöneyi ile tanımlanabildildiklerini doğrudan göstermesidir; bu da bu kuantum sayısının hareket sabiti kaldığı anlamına gelir. Sonra kristal momentum geleneksel olarak bu dalga yöneyinin Planck sabiti ile çarpım gibi belirlenir:

{\displaystyle {\mathbf {p} }\_{\text{crystal}}=\hbar {\mathbf {k} }.}
Bu, adi momentuma verilebilecek tanımla aslında özdeş olmakla 
birlikte, mühüm kuramsal farklar var. Örneğin, momentum tamamiyle korunarken kristal momentum sadece örgü yöneyi boyunca korunur. Örneğin, elektron yalnız {\displaystyle \mathbf {k} } dalga yöneyi ile değil, {\displaystyle \mathbf {k'} } herhangi diğer dalga yöneyile tanımlanabiler, öyle ki

{\displaystyle \mathbf {k'} =\mathbf {k} +\mathbf {K} ,}
burada {\displaystyle \mathbf {K} } keyfi ters örgü yöneyidir.:218 Bu, örgü simetrisinin kesintisizden farklı olarak ayrık olduğu için onun ilişkin korunum yasası Noether teoremini kullanmakla elde edilebilmemezliğin sonucudur.

Fiziksel anlamı
---------------

{\displaystyle \psi \_{n}({\mathbf {x} })=e^{i{\mathbf {k} {\mathbf {\cdot x} }}}u\_{n{\mathbf {k} }}({\mathbf {x} })} Bloch durumunun evre kipilenimi, {\displaystyle \hbar k} momentumu olan serbest parçacığdaki ile aynıdır, yani {\displaystyle k}, örgü peryodikliği ile aynı olmayan durum peryodikliğini verir. Bu kipilenim kinetik enerjiye katkı getirir (oysa kipilenim serbest parçacığın kinetik enerjinin tamamiyle sorumlusudur).
Bant yaklaşık olarak parabolik olan bölgelerde, kristal momentum, serbest parçacığa parabolanın eğriliğile ilişkin olan etkin kütleni atarsak, 
serbest parçacığın {\displaystyle \hbar k} momentumuna eşittir.

### Hıza ilişkinliği

Grup hızı ile evre hızının farklı olduklarının nedini olan dağılıma sahip dalga treni. Bu görüntü 1-boyutlu real dalgadır, ama elektron dalga trenleri 3-boyutlu karmaşık dalgalardır.
Kristal momentum, aşağıdaki formüle göre, fiziksel olarak ölçülebilir hız kavramına karşılık gelir:141

{\displaystyle {\mathbf {v} }\_{n}({\mathbf {k} })={\frac {1}{\hbar }}\nabla \_{\mathbf {k} }E\_{n}({\mathbf {k} }).}
Bu, dalganın grup hızı ile aynı formüldür. Özellikle, Heisenbergin belirsizlik ilkesine göre, kristaldaki elektronun kesin olarak tanımlanmış **k** ve kristalda kesin konumu aynı zamanda olabilmez.
Oysa, o, **k** momentumu merkez (hafif belirsizlikle) olan ve belirli konumu merkez (hafif belirsizlikle) olan dalga trenini oluşturabiler. Dalga treninin merkez konumu dalga yayılırken değişir, kristal boyunca formülü yukarıda verilmiş
**v** hızı ile hareket eder. Real kristalde, elektron bu şekilde - belirli bir doğrultuda belirli hız ile - yalnız kısa süre boyunca hareket eder, sonra ise kristaldeki kusuru ile çarpışıp başka, rastgele bir doğrultuda hareket eder. Elektron saçılması adlanan bu çarpışmaların sebebi genellikle kristallografik kusurlar, kristalın yüzeyi ve kristaldeki atomların rastgele ısıl titreşimleridir (fononlardır).:216

### Elektrik ve manyetik alanlara ilişkinlik

Kristal momentum, hareket denklemlerine (C.G.S. birimlerinde) uyduğu elektron dinamiğin yarıklassik modelinde yeni ufuklar açan rol oynayır::218

{\displaystyle {\mathbf {v} }\_{n}({\mathbf {k} })={\frac {1}{\hbar }}\nabla \_{\mathbf {k} }E\_{n}({\mathbf {k} }),}
{\displaystyle {\mathbf {\dot {p}} }\_{\text{kristal}}=-e\left({\mathbf {E} }-{\frac {1}{c}}{\mathbf {v} }\times {\mathbf {H} }\right)}
Burada kristal momentum ile asl momentumu arasındaki benzeyiş en güçlüdür, çünkü bu, boş uzaydaki elektronun herhangi bir kristal yapısı olmadıkda uyduğu denklemlerdir. Kristal momentum, bu tür hesaplamalarda parlama şansını da kazanır, çünkü, yukarıdaki denklemleri kullanarak bir elektronun hareket yörüngesini hesaplamak için, sadece dış alanlar dikkata alınmalıdır; asl momentuma dayanan hareket denklemler kümesinden hesaplama çalışmaları ise, hem her bir tek örgü iyonun bireysel Coulomb ve Lorentz kuvvetlerinin, hem de dış alanın dikkata alınmasını gerektirir.

Başvurular
----------

1. ↑  Gurevich V.L.; Thellung A. (Ekim 1990). "Quasimomentum in the theory of elasticity and its conversion". *Physical Review B*. **42** (12). ss. 7345-7349. Bibcode:1990PhRvB..42.7345G. doi:10.1103/PhysRevB.42.7345.
2. 1 2 3 4 5 6  Neil Ashcroft; David Mermin (1976). *Solid State Physics*. Brooks/Cole Thomson Learning. ISBN 0-03-083993-9.
3. ↑  J. J. Sakurai (1994). *Modern Quantum Mechanics*. Addison-Wesley. s. 139. ISBN 0-201-53929-2.