固体物理基本概念

固体物理总结 绪论 1研究对象及 内容 财务内部控制制度的内容财务内部控制制度的内容人员招聘与配置的内容项目成本控制的内容消防安全演练内容 研究固体的结构及其组成粒子间相互作用与运动规律以阐明固态物质性能和用途的学科。 2 固体物理学发展的里程碑 十八世纪： 阿羽依（R. J. Haüy法）--坚实、相同、平行六面体的“基石”有规则重复堆积. 十九世纪： 布喇菲(A.Bravais 法)--空间点阵学晶体周期性. 二十世纪初： X-射线衍射揭示晶体内部结构 量子理论描述晶体内部微观粒子运动过程 近几十年： 固体物理学(凝聚态物理：无序、尺度、维度、关联；晶体(凝聚态物质 第一部分 晶体结构 1 布喇菲点阵和初基矢量 晶体结构的特点在于原子排列的周期性质。布喇菲点阵是平移操作 所联系的诸点的列阵。布喇菲点阵是晶体结构周期性的数学抽象。点阵矢量 ，其中， ， 和 均为整数， ， 和 是不在同一平面内的三个矢量，叫做布喇菲点阵的初基矢量，简称基矢。初基矢量所构成的平行六面体是布喇菲点阵的最小重复单元。 布喇菲点阵是一个无限的分立点的列阵，无论从这个列阵中的哪个点去观察，周围点的分布和排列方位都是完全相同的。 对一个给定的布喇菲点阵，初级矢量可以有多种取法。 2 初基晶胞(原胞) 初基晶胞是布喇菲点阵的最小重复单元。初基晶胞必定正好包含布喇菲点阵的一个阵点。 对于一个给定的布喇菲点阵，初基晶胞的选取方式可以不只一种，但不论初基晶胞的形状如何，初基晶胞的体积是唯一的， 。 3 惯用晶胞(单胞) 惯用晶胞是为了反映点阵的对称性而选用的晶胞。惯用晶胞可以是初基的或非初基的。惯用晶胞的体积是初基晶胞体积的整数倍， 。其中，n是惯用晶胞所包含的阵点数。 确定惯用晶胞几何尺寸的数字叫做点阵常数。 4 维格纳-赛兹晶胞(W-S晶胞) 维格纳-赛兹晶胞是另一种能够反映晶体宏观对称性的晶胞，它是某一阵点与相邻阵点连线的中垂面(或中垂线)所围成的最小体积。维格纳-赛兹晶胞是初基晶胞。 5 晶体结构 理想的晶体结构是由相同的物理单元放置在布喇菲点阵的阵点上构成的。这些物理单元称为基元，它可以是原子、分子或分子团(有时也可以指一组抽象的几何点)。将基元平移布喇菲点阵的所有点阵矢量，就得到晶体结构，或等价地 表 关于同志近三年现实表现材料材料类招标技术评分表图表与交易pdf视力表打印pdf用图表说话 pdf 示为 基元十点阵＝晶体结构 当选用非初基的惯用晶胞时,一个布喇菲点阵可以用带有基元的点阵去描写。 第二部分 倒易点阵和晶体衍射 1．倒易点阵和倒易点阵初基矢量 和一种晶体结构相联系的点阵有两种：晶体点阵和倒易点阵．前者是真实空间中的点阵，具有[长度]的量纲．后者是在与真实空间相联系的傅里叶空间中的点阵，具有[长度]-1量纲． 一个具有晶体点阵周期的周期函数n(r)＝n(r+R)展成傅氏级数后，其傅氏级数中的波矢在傅里叶空间中表现为一系列规则排列的点，这些点排列的规律性只决定于函数n(r)的周期性而与函数的具体形式无关．我们把在傅里叶空间中规则排列着的点的列阵称为倒易点阵．倒易点阵是晶体结构周期性在博里叶空间中的数学抽象．如果把晶体点阵本身看作一个周期函数，我们可以说，倒易点阵就是晶体点阵的傅里叶变换．反之晶体点阵就是倒易点阵的傅里叶逆变换． 倒易点阵的初基矢量(简称倒易点阵基矢)定义为 (2.1) 由此式定义的倒易点阵的每个初基矢量都与晶体点阵的两个初基矢量正交： (2.2) 倒易点阵矢量定义为 ，其中 、 、 均为整数．很容易 证明 住所证明下载场所使用证明下载诊断证明下载住所证明下载爱问住所证明下载爱问 ，由倒易点阵矢量G所联系的诸点的列阵正是前面由傅里叶分析所定义的倒易点阵． 2．倒易点阵矢量与晶面指数间的关系 对于晶体中面间跃为d的任何一组平行平面(hkl)，有一组倒易点阵矢量与之垂直，其中最短的就是以晶面指数为指数的倒易点阵矢量 ，(h、k、l是整数)．且面间距等于该倒易点阵矢量长度倒数的2 倍． (2.3) 如果用与平面族(hkl)垂直的任一倒易点阵矢量G来表示， (2.4) 这里n是G与平行于它的最短倒易点阵矢量G(hkl)长度之比 (2.5) 3．X-射线衍射的布喇格定律和劳厄条件 X-射线的衍射条件有两种等价的表示法： (i)布喇格定律：布喇格假设入射波从晶体中的平行原子平面作镜面反射，每个原子平面只反射很少一部分辐射，而将大部分辐射透射到下一层原子平面．当来自平行原子平面的反射有相同位相时，发生相长干涉，于是得到尖锐的反射峰(称为布喇格峰)，由此导出X-射线反射的布喇格定律为 (2．6) 其中 是入射波波长，n为相应的反射级， 是入射束的布喇格角，d为面间距． (ii) 劳厄条件: 劳厄对X-射线衍射的处理 方法 快递客服问题件处理详细方法山木方法pdf计算方法pdf华与华方法下载八字理论方法下载 和布喇格不同，他把晶体看作由放置在布喇格点阵阵点上的微观物体所组成，每个微观物体都向各个方向将入射辐射再辐射出去．由相距r的体元散射出的射线束之间的位相差因子是 ，在 方向散射波的总振幅正比于积分： (2.7) 即 在一定的方向和入射波长下，当散射矢量 等于倒易点阵矢量G时，散射振幅有极大值，由此导出衍射的劳厄条件 (2.8) 在弹性散射中，劳厄条件又可写为 (2.9a) 或 (2.9b) 可以证明，布喇格定律和劳厄条件完全是等价的。 衍射条件的另一种表示法是劳厄方程： (2.10) 4．布里渊区 第一布里渊区定义为倒易点阵的维格纳-赛兹(w-s)初基晶胞． 高布里渊区：把一个给定的倒易点阵阵点同其它阵点都连接起来，作这些连线的中垂面，于是波矢空间被这些中垂面(满足方程 )分割成一块一块的区域，这些中垂面就构成了布里渊区的边界．第一布里渊区就是这些中垂面所围成的最小区域．第二布里渊区定义为从第一布里渊区出发只穿过一个中垂面所能到达的区域．依次类推，第n+1布里渊区定义为从第n布里渊区出发只穿过一个中垂面所能到达的但不在第n-1区内的区域．各级布里渊区有相同的体积． 布里渊区边界是波矢空间中满足衍射条件( )的点的轨迹，所以，布里渊区是衍射条件的几何表示法． 5. 实验衍射方法 常用的实验衍射方法有劳厄法，转动晶体法和粉末法。 6. 基元的几何结构因子 基元的几何结构因子是这样一个物理量，它标志着基元内部各个原子的散射波相互干涉的结果对散射波总振幅的贡献，其决定于散射矢量 ，及基元中各原子的相对位置． 基元的几何结构因子定义为 (2.11) 是第j原子的形状因子，代表基元中第j原子对散射波总振幅的贡献： (2.12) 当基元的几何结构因子为零时，空间点阵所允许的反射消失，而根据消失了的反射(即消光规则)又可以帮助我们确定晶体结构． 第三部分 晶体结合 1 内聚能 相距无限远的自由原子(或自由离子)的总能量与它们形成晶体的能量之差，称为晶体的内聚能。换句话说，内聚能也就是把晶体分离成它们的组成单元所需要的能量。 2 范德瓦耳斯互作用 范德瓦耳斯互作用是感生偶极矩-偶极矩间的相互作用．这种相互作用按 的规律变化． 分子晶体的结合就是依赖范德瓦耳斯互作用．如果由于泡利原理而产生的排斥作用有负幂次 的形式，则惰性气体晶体相距为r的原子间的相互作用能具有勒纳-琼斯势(Lennard-Jones potential)的形式 (3.1) 式中 和 是两个经验参数，由气相数据给出。 3 离子晶体的晶电能(马德隆能) 离子晶体的结合依靠异号荷电离子间的静电吸引．离子晶体内聚能的主要部分来自静电能．电荷为 的N个离子对组成离子晶体时的静电能是 (3.2) 式中r是最近邻距离， 称为马德隆常数．它决定于晶体结构． 是以最近邻距离r度量的参考离子i到任何一个离子j的距离．如果以负离子为参考离子，求和对正离子取“+”号，对负离子取“(”号． 离子间的短程排斥作用通常采取指数函数 或负幂次函数 的形式，这两种形式都表达了泡利原理所产生的短程排斥作用随距离增加而急剧下降的特点． 4 平衡最近邻距离 在平衡态下，晶体势能最低．由组成晶体的原子(离子)的总相互作用能对最近邻距离r求微商，可以得到平衡时原子(离子)的最近邻距离 ，再代回到晶体的总能量中，就可以求得晶体的内聚能． 5 晶体结合的基本形式 分子晶体，离子晶体，共价晶体．金属晶体和氢键晶体．其结合力的主要特点及特征性质如下表所示． 第四章 点阵振动（声子I） 1 格波与声子 点阵振动的简正模式是具有一定频率 和波矢 的平面波，通常称为格波． 值是第一布里渊区内的一系列分立值 共有N个，等于晶体中初基晶胞的数目．不同的 代表格波的不同模式，给定了波矢K，频率 由点阵振动的第s支色散关系 相应地确定．波矢为 、频率为 的格波，其能量是量子化的， (4.1) 函数 又称为声子的色散关系或声子能谱，一个波矢为K的第s支振动模式处于它的第 个激发态，我们就说，在晶体中存在有 个波矢为K的第s种声子． 2 点阵振动的色散关系 简谐近似是处理点阵振动问题的理论基础．简谐近似下，如果只计入最近邻原子间的互作用，一维单原子点阵简正模式的色散关系是 (4.2) 初基晶胞含有两个原子的一维点阵，简正模式的色散关系分为声学支和光学支．在布里渊区边界上声学支和光学支之间有一频率间隙(声子的能隙)． 三维点阵简正模式的色散关系是一维情况的推广．波矢K是三维矢量，频率 是波矢大小的函数，又是波矢方向的函数． 单原子点阵的色散关系有三个声学支，其中两个代表横偏振，一个代表纵偏振．对带有基元的点阵，色散关系有3p支，这里p是基元中所包含的原子数．其中有3个声学支(晶体中有N个初基晶胞，共有3N个声学模式)，有3p-3个光学支(共有(3p-3)N个光学模式)。总的模式数为 ，等于晶体中原子的总自由度数。 简正模式的色散关系在波矢空间具有平移对称性质： (4.4) 同时也具有中心反演的对称性 (4.5) 3 第一布里渊区的振动模式 对于点阵振动色散关系的同一支而言，K和K+G代表同一振动模式，因而格波的波矢是限制在第一布里渊区内的．第一布里渊区外的波矢所代表的振动模式只不过是第一布里渊区内的波矢所代表的模式的重复或再现而已．当格波的波矢超出第一布里渊区时，必须平移一个适当的倒易点阵矢量，用第一布里渊区内的波矢来描写．点阵振动的最大波矢是布里渊区边界所对应的波矢，相应的波长也就是点阵振动的最短波长． 4 声学支和光学支 对初基晶胞含有不只一个原子的点阵，色散关系分为声学支和光学支．长声学波描写同一初基晶胞中原子(连同它们的质心)的整体运动，色散关系近似为直线 (4.6) 其性质类似声波，具有恒定的声速v。 长光学波描写同一初基晶胞中原子的相对运动(质心固定不动)．离子晶体的长光学波可以用光波激发，如果它们具有相同的频率和波矢，可以发生共振，这决定了离子晶体的红外光学性质． 5 中子的非弹性散射 声子对中子的非弹性散射可以用来测量声子能谱．该实验方法所依据的基本原理是散射过程遵守能量守恒和波矢守恒定律． 能量守恒定律要求： (4.16) 式中 和 是散射前后中子的能量， 是吸收或发射的声子的频率． 波矢守恒定律要求： (4.17) 和 是散射前后中子的波矢，K是吸收或发射的声子的波矢，G是一个倒易点阵矢量，G的选取必须使声子波矢不超出第一布里渊区。 以上二式中“+”号对应发射声子的过程，“(”号对应吸收声子的过程。 第五部分 热学性质（声子II） 1 简正模式密度(声子能级密度) 每单位体积的简正模式密度 定义为在频率 附近单位频率间隔内的简正模式数除以该晶体的体积．或者说， 表示单位体积的晶体在 到 无穷小频率间隔内的简正模式数． 由于一个简正模式对应于单个声子的一个可能的能级，所以，模式密度又称为声子的能级密度．引入模式密度概念，在计算点阵的平衡态性质时，可以将对模式K的求和化为对频率 的积分．模式密度依赖于色散关系，不同的物理模型，就在于假定了不同的色散关系，相应也有不同的模式密度． 模式密度的一般表达式是 (5.1) s表示色散关系的第s支. 积分对第一布里渊区进行. 式(5.1)又可写为 (5.2) 积分沿第一布里渊区中 的频率等值面进行. 是波矢为K的第s支格波的群速度. 对于一维情况，模式密度为 2 爱因斯坦模型和德拜模型 爱因斯坦模型假定晶体中所有简正模式都具有相同的频率： ．于是爱因斯坦模型的模式密度为 (5.4) 式中n是单原子点阵的原子密度 . 德拜模型把晶体看作连续介质，色散关系为直线 ，声速v为常数．另外，假定波矢K取在波矢空间中半径为 的球(称为德拜球)内，而不是取第一布里渊区中的所有K值．于是三维晶体的德拜模式密度为 (5.5) 其中 称为德拜截止频率，也就是晶体中可能存在的简正模式的最高振动频率． 由单原子点阵中N个原子的3N个自由度决定， (5.6) 对初基晶胞含有两个原子的点阵而言，色散关系的光学支在长波极限下近似有 为常数，适于用爱因斯坦模型；而对色散关系的声学支，长波极限下近似有直线型色放关系， ，适于用德拜模型. 3 点阵热容 经典模型把原子看作一组独立的经典谐振子．从而得到点阵热容的杜隆珀替定律； (5.7) 热容 与温度T无关. 这个结论只在高温情况下才和实验结果相符. 用量子统计方法得到的点阵热能为 (5.8) 用爱因斯坦模型得到的点阵热容为 (5.9) 式中 ，称为爱因斯坦温度. 用德拜模型得到的点阵热容为 (5.10) 式中 ，称为德拜温度，它是表征固体热学性质的特征温度．在德拜温度以上，几乎所有模式都被激发，而在德拜温度以下，有的模式开始转入“冻结”．爱因斯坦热容和德拜热容在高温下都趋近于经典值3NkB，，在低温下，爱因斯坦热容按 规律变化，德拜热容按T3规律变化．后者与实验结果符合甚好． 4 非简谐效应 简谐近似下，点阵振动的简正模式是独立的，声子气体是理想气休．考虑到非简谐效应，各格波可以有相互作用，声子气体是非理想气体，但在势能的非简谐项比简谐项小得多的情况下，声子气体仍可近似地当作理想气体处理，不过这时要考虑声子与声子的碰撞．这是因为没有声子与声子之间的碰撞，点阵就不可能过渡到热平衡分布，同时也没有点阵热阻． 5 热膨胀 热膨胀是由于非简谐效应所引起的一种重要的热现象．它可以用原子势能曲线的不对称性得到解释． 6 点阵热导率 将气体分子运动论用于声子气体，可以导出点阵热导率为 (5.11) 式中c是每单位体积的点阵热容，v是声速，l是声子的平均自由程，它取决于声子与声子的碰撞、声子与杂质缺陷的碰撞和声子与样品边界的碰撞． 7 倒逆过程 声子与声子的碰撞过程分为正规过程(或N过程)即G=0的碰撞过程和倒逆过程(U过程)．倒逆过程是如下形式的三声子碰撞过程： (5.12) 其中G是不为零的倒易点阵矢量．由于倒逆过程可以大幅度地改变声子团的总动量，因而可以建立起声子的热平衡分布，并决定在高温下的点阵热阻． 第六部分 自由电子费米气体 1 金属自由电子论的物理模型 金属自由电子论对于解释金属，特别是简单金属的许多重要物理性质非常成功．其基本假定是 (a) 自由电子近似：当金属原子聚集成为金属晶体时，原子的价电子脱离了母体原子而在金属晶体中自由运动．金属自由电子论认为，离子实对电子的作用是可以忽略不计的，离子实的作用仅仅是维持整个金属晶体的电中性． (b) 独立电子近似: 金属自由电子论忽略了电子与电子间的相互作用． (c) 弛豫时间近似：假定电子在单位时间内受到一次碰撞的几率为 ， 称为弛豫时间．电子通过碰撞和周围环境达到热平衡，电子经过每次碰撞后，其速度的方向是随机的，速率的大小由碰撞处的局部温度决定．碰撞的后果和碰撞时电子的状态无关． 早期的金属自由电子论[特鲁德(Drude)模型]把金属中的传导电子看作自由电子经典气体，服从麦克斯韦-玻尔兹曼统计；近代自由电子论[索末菲(Sommerfeld)模型]把金属中的传导电子看作自由电子费密气体，服从费密-狄喇克统计． 2 费密-狄喇克统计 在温度T下，能量为 的状态被电子占据的几率为 (6.1) 式中 是电子气体的化学势，它是温度的函数。在绝对零度时， ， 是电子气体的费米能. 3 三维自由电子气体的能级和状态密度 自由电子波函数 满足单电子薛定谔方程 (6.2) 在周期性边界条件下，波函数具有行波形式 (6.3) 式中V是晶体体积，波矢k取一系列分立值 (6.4) 自由电子的能量为 (6.5) 动量为 (6.6) 速度为 (6.7) 自由电子在波矢空间中的等能面是球面．波矢空间中的一个点[平均占体积 ]代表自旋相反的两个状态，可容纳自旋相反的两个电子． 自由电子的状态密度 定义为单位体积的晶体在单位能量间隔中的状态数，故 [在能量范围 中的状态数] (6.8) 三维自由电子的状态密度为 (6.9) 4 自由电子在基态下的性质 对于由N个自由电子组成的系统，基态(绝对零度)下被电子占据的状态可以用波矢空间中一个球内的点来表示，这个球称为费米球．费密球的半径 称为费米波矢量， (6.10) 仅决定于电于浓度n．通常我们用无量纲量 表示电子浓度， 定义为体积等于每个自由电子平均所占体积的球体的半径，即 (6.11) 是玻尔半径， . 于是, 式(6.10)又可写为 Å-1 (6.12) 费密面是基态下电子所填充到的最高等能面．自由电子费密面是球面．费密面把基态下波矢空间中已被电子占据的状态和未被电子占据的状态分开．由于泡利原理的限制，远离费密面的电子被冻结，只有费密面附近的电子才在低能激发中是活跃的．所以，只有费密面附近的电子才决定金属的动力学性质． 费密面上电子的能量称为费密能 ， (6.13) (6.14) 费密面上电子的速度称为费密速度， (6.15) (6.16) 费密温度由费密能定义 (6.17) 费密面附近电子的状态密度为 (6.18) (6.19) 用自由电子的状态密度 和分布函数 ，很容易计算出基态下三维自由电子气体的能量密度， (6.20) 自由电子气的压强为 (6.21) 体弹性模量为 (6.22) 5 自由电子气体的热学性质 引用自由电子的状态密度和费密分布函数，自由电子的能量密度为 (6.23) 电子浓度为 (6.24) 通常可以借助索末菲展开式(见例题6.3中的附注)计算以上的积分. 由u和n的积分，计算出自由电子的热容为 (6.25) 约为经典值的0.01倍. 式中N是自由电子数， . 低温下金属的热容可以写为电子热容和点阵热容之和， (6.26) 其中 和A是两个常量. 6 电导和欧姆定律 在外加恒定电场下，波矢空间中的自由电子费密球以均匀的速率漂移．考虑到电子所遭遇的碰撞，稳态下费密球的位移为 (6.27) 其中 为弛豫时间. 决定电子的漂移速度（平均速度）v (6.28) 由此可以导出自由电子的电导率为 (6.29) 其中弛豫时间 主要由电子-声子和电子-杂质缺陷间的碰撞决定。根据马提生(Matthiessen)定则，在杂志缺陷浓度不太高时，各种碰撞机制可以独立处理， (6.30) 其中 和 分别是电子-声子，电子-杂质缺陷的碰撞几率. 于是对含有少量杂志缺陷的金属，电阻率可以写为两部分之和 (6.31) 其中 是热声子所引起的电阻率， 是剩余电阻率，由静态缺陷决定． 7 电子在外加磁场中的运动 经典近似下，电子在外加电磁场中的漂移动量p满足如下方程式 (6.32) 其中 是电子的漂移速度， 是弛豫时间， 是外力. 相当于电子遭受碰撞而引入的摩擦阻力. 在外加电磁场下 (6.33) 自由电子漂移速度所满足的方程式为 (6.34) 由此方程可以导出金属的霍尔系数， (6.35) 用电子的漂移速度方程，联同麦克斯韦方程组，可以导出自由电子气体的等离子振荡频率 ，并讨论金属的光学性质． 8 金属热导率 用自由电子模型，可以导出自由电子的热导率 (6.36) 并求出洛伦兹数L， (6.37) 第七部分 能带 1．布洛赫(Bloch)定理 周期势场中，单电子哈密顿量 (对布喇菲点阵的所有R，有 )的本征因数可以这样选取，使得和每个 相联系的有一个波矢 ，对于布喇菲点阵的所有R有 (7.1) 此即布洛赫定理。布洛赫定理要求本征函数 具有如下的特殊形式 (7.2) 这里， 是具有布喇菲点阵周期性的函数，对布喇菲点阵的所有点阵矢量R有 (7.3) 称为布洛赫函数，它具有调幅波的特性。 布洛赫定理是由晶体的平移对称性导出的，凡属周期结构中的波都应具有布洛赫函数的形式。 2．周期场中电子的波动方程 周期场中单电子薛定谔方程为 (7.4) 在周期性边界条件下，将波函数 展成平面波的线性组合 (7.5) K取周期性边界条件所容许的值 (7.6) 其中mi为整数，Ni是数量级为N1/3的整数，N=N1N2N3是晶体中初基晶胞的数目。将周期势U(r)用倒易点阵矢量G展开， (7.7) 适当选择势的零点，使U0=0，对中心反演对称的晶体，由于U(r)是实函数，应有 。将上式代入式(7.4)得到单电子薛定谔方程在动量空间的形式： (7.8) 用第一布里渊区内的波矢 ，式(7.8)又可写为 (7.9) 对于第一布里渊区内指定的波矢k，式(7.9)对所有倒易点阵矢量G代表一组方程式，这组方程式把那些波矢和k相差一个倒易点阵矢量的系数 ， ， ， …联系起来，于是求解周期势场中单电子薛定谔方程(7.4)的问题化为对第一布里渊区内的N个k值独立求解方程(7.9)的问题。对每一个k值，解的形式都是波矢和k只相差一个倒易点阵矢量的一组平面波的迭加，即 (7.10) 如果我们把上式写作 (7.11) 令周期函数u(r)为 (7.12) 则式(7.10)就具有布洛赫形式(7.2)。 3．弱周期势场中的电子[1] 对弱周期势场中的电子(近自由电子)，我们可以从索末菲的自由电子论出发，加上弱周期势的修正来处理。分以下两种情况来讨论。 (a)非简并情况 固定一个波矢k，考虑一个特定的倒易点阵矢量G1，使得相应的自由电子能量满足 ，对固定的k和所有 这里 ，表示波矢为K的自由电子能量。U表示势的典型傅里叶分量。由此(7.9)可以得到修正到U2的电子能量为 (7.13) 弱周期势对非简并自由电子能级 的影响是U的二级小量。 (b)近简并情况 如果所选取的k值使得有几个倒易点阵矢量G1，……，Gm满足 EMBED Equation.DSMT4 ，…… 彼此都相差在U的数量级内，而和其它 之差则远大于U，即 ，由式(7.9)可以得到 (7.14) 于是求解U的二级近似下m个简并能级的能量修正问题化为求解m个 的联立方程(7.14)的问题。如果仅仅修正到U的首项，则方程(7.14)简化为 (7.15) 这正是m个量子能级体系的一般方程式。 用式(7.14 )、(7.15)可以求解几个布喇格平面(G的中垂面)交点附近的电子能级。 对于近简并的二能级体系，式(7.15)简化为 (7.16) 引用符号K=k-G1，G=G2-G1，式(7.16)又可写为 (7.17) 这里有 ，对 ，由式(1.17)可得能量的两个根为 (7.17′) 用式(7.17′)可以求解一级近似下单个布喇格平面附近的电子能级。 由于近简并情况下一级能量修正和U有线性关系，和非简并情况相比较，我们看到，只有近简并能级才受到弱周期势最强烈的影响。也就是说，弱周期势的主要影响只表现在对那些波矢靠近布喇格平面的自由电子能级上。 4．能隙 在某些能量范围内，波动方程不存在布洛赫解，这些能量值构成所谓能量禁区，即能隙。在此区内，波函数在空间被阻尼，波矢k为复值。绝缘体的出现正是由于能隙所引起。 在近自由电子模型下，单个布喇格平面上的能隙近似为2|UG|。只有在同一能带内，能量随波矢的变化才是准连续的。当电子的波矢穿过布喇格平面时，从一个能带到另一个能带，能量要发生突变。 5．能带的简约区、扩展区和周期(重复)区图 描写固体的能带结构 有三种图示法： (a) 简约区图 将不同能带平移一个适当的G，平移到第一布里渊区来表示，即在第一布里渊区画出所有能带。 (b) 扩展区图 在不同的布里渊区画出相应的能带。 (c) 周期区图 在每一个布里渊区周期性地画出所有能带，强调任一特定的波矢k可以用和它相差一个G的波矢来描写。 6．状态密度 和自由电子的状态密度类似，第n能带中的电子，单位体积的状态密度为 , (7.19) 或写为 . (7.20) 积分沿第n能带能量为 的等能断进行。总的状态密度为各能带状态密度之和， (7.21) 当 =0时，一维状态密度 中的积分发散，但在三维空间中这样的奇点仍是可积的，可以得到有限的 ，但导数发散。这些奇点称为范·霍夫奇点。 7．金属和绝缘体 如果价电子刚好填满一个或几个能带，其余的能带仍然全空，由于能隙的隔开，外加电场不会引起电流(如果电场不致引起能带结构的破坏)，这样的晶体将是绝缘体。由于一个能带有2N个状态 (N是初基晶胞数)，仅当初基晶胞中的价电子数是偶数时，方可形成绝缘体。绝缘体的能带隙远大于kBT，本征半导体 (绝对零度时是绝缘体) 的能带隙则可以和kBT相比较。 如果初基晶胞中的价电子数为偶数，但有能带重迭发生，则将得到部分填充的能带，于是形成导电性能不好的金属(例如碱土金属)。 碱金属和贵金属的初基晶胞各含有一个价电子，能带的填充是半满的，在外加电场下有良好导电性。 8、费密面 能带中的费密面是自由电子费密面对布洛赫电子的推广。当能带是部分填充时，被占据的最高能级的能量(即费密能量 )可以处于一个或几个能带中，对每个部分填充的能带，波矢空间有一个面把已占据的状态和未被占据的状态隔开，所有这些面都称为费密面，并属于费密面的各支。具有费密面的固体表现金属性质。在许多重要情况下，费密面就在一个或少数几个能带中。第n个能带的费密面就是波矢空间中 (7.22) 所决定的等能面。 9．紧束缚近似 当自由原子相互接近时，原子实和电子之间的库仑互作用使自由原子每一给定量子数的能级在晶体内扩展为一个能带，带宽正比于相邻原子之间交迭相互作用的强度。紧束缚近似是以自由原子波函数为出发点，考虑到原子间的相互作用而加以修正。对s态电子能级，计算得最近邻近似下的紧束缚能带为 , (7.23) 其中， 是自由原子s能级的能量， 和 是两个积分： ， (7.24) 。 (7.25) 其中， ，H是晶体哈密顿量， 是原子哈密顿量， 是自由原子的s电子波函数。式(7.23)中的求和仅对最近邻阵点进行。 10 能带中电子的半经典运动 半经典模型描述没有碰撞时布洛赫电子在外加电场或磁场下的运动。一个能带指数为n的电子其位置和波矢随时间的变化由下述方程决定 ， (7.26) 。 (7.27) 这里，半经典电子的速度式(7.26)就是波的群速度。 由半经典模型可以得到，一个填满的能带在外加电场或磁场下对电流没有贡献。一个几乎填满的能带中的电流可以看作由一种假想的带正电的粒子所携带，这些粒子填充了能带中那些未被电子占据的所有状态，这种假想的粒子称为空穴。空穴是几乎充满的能带中未被电子占据的空状态，是描述近满能带中电子集体运动的等效方法。 11有效质量 有效质量倒数张量(m)-1的分量由下式定义 。 (7.28) 引入有效质量张量后，电子的运动方程为 EMBED Equation.DSMT4 。 (7.29) 其中Fj是外力。有效质量决定于能带结构，在能带极值附近，如果能带结构近似可以看作是各向同性的，则有效质量是标量，电子(空穴)对外加电场或磁场的响应就有如它是具有有效质量的自由粒子一样。 12 均匀磁场下电子的半经典运动 均匀磁场下电子的运动方程(7.26)和(7.27)简化为 ， (7.30) 。 (7.31) 电子在波矢空间运动所沿的曲线决定于等能面和垂直于磁场的平面的交线(图7.7)。电子在波矢空间运动的轨道分为空穴轨道(闭合轨道所包围的状态比轨道上的状态有更高的能量)、电子轨道(闭合轨道所包围的状态比轨道上的状态有更低的能量)和开放轨道。后者介于前两者之间(图7.8)。这三种类型的轨道在强磁场下贡献的电流很不相同。 13 德·哈斯-范·阿耳芬(de Haas-van Alphen)效应 费密面的形状直接和金属的输运性质有关，并直接决定金属的平衡态性质和光学性质。德·哈斯-范·阿耳芬效应是测量金属费密面的有力工具。 在恒定磁场下，电子沿闭合轨道的迴旋频率 是完全确定的，电子气的能量是量子化的， 。 (7.33) 其中，n是不为负值的整数， 是相常数。波矢空间中，状态密度聚集在横截面积为常数的“管子”上，这些“管子”相应的能级称为磁能级。由于能量为 的轨道所包围的面积为 ， (7.34) 磁场愈强，面积An愈大。即随着磁场的增强，磁能级将向外扩展，它将不时地在最大截面积处脱离费密面。每当磁能级和费密面上的极值轨道接触时，状态密度就出现尖锐的峰值，于是引起系统能量随磁场周期性的振荡。振荡周期为 。 (7.35) 这里 是费密面上垂直于磁场的平面内任一极值(极大，极小)面积。这种振荡可以作为磁化率的振荡而被检测出来。 改变磁场方向，使不同极值面积起作用就可以测量出费密面的各个极值面积，从而得到有关金属费密面的实际知识。 第八部分 点缺陷与位错 1．肖脱基(Schottky)和夫伦克耳(Frenkel)缺陷 肖脱基缺陷是晶体内部阵点上的原子或离子移到晶体表面阵点位置所产生的点阵空位．如果原子或离子不是移到表面而是移到间隙位置，则所形成的空位和间隙原子总称夫伦克耳缺陷． 对于离子晶体，肖脱基缺陷常以空位对(一个正离子空位和一个负离子空位)的形式出现，以保持晶体局部区域的电中性． 对于肖脱基缺陷，在单原子晶体中 (8.1) 式中N为阵点数，Ev为将一个原子由晶体内阵点移至表面阵点所需的能量，称为空位形成能．在离子晶体中用n和N分别代表空位对和离子对的数目．用Ep表示一个空位对的形成能，则有 (8.2) 对于夫伦克耳缺陷 (8.3) 式中N和N(分别为阵点数和间隙位置数， 表示将一个原子从阵点移到间隙位置所需的能量。 2．F心 色心是能吸收可见光的晶体缺陷，其最简单者是F心．F心是由一个负离子点阵空位束缚一个电子构成，这个电子主要分布在紧邻点阵空位的诸正离子上． 在完整的周期点阵中，一个负离子空位的作用有如一个孤立的正电荷，它能吸引一个电子并将其束缚．F心的光吸收是由于中心通过电偶跃迁至一个束缚激发态所引起． 卤化碱晶体在碱金属蒸气中加热，然后使之快速冷却，或经X-光、 -射线照射，可得到F心． 3．位错模型与柏格斯(Burgers)矢量 (a)晶体多以滑移的方式进行范性形变．滑移是晶体相邻两部分沿一定的晶面和晶向作相对平移．实验证明，该晶面为密堆积面，称滑移面．该晶向是滑移面内的密排方向，称滑移方向。滑移面和其内的滑移方向组成滑移系统，用(hkl)[uvw]表示． 当外加应力在滑移系统上的分量达到一定值 时，该滑移系统就开动，产生滑移． 称临界切应力．理想晶体的临界切应力 的理论估算值比实际晶体的测量值大103~ 104倍，这种大的差别是由于在实际晶体中存在着线缺陷位错所致． (b)位错有两种基本形态、一种是刃型位错；一种是螺型位错．刃型位错是晶体中多余半原子面的边缘线，见图8．3．螺型位错是晶体中螺旋面的中心轴线，见图8．4．这两种位错型也可由滑移产生，如图8．5(a)、(b)所示．晶体右半部的滑移面两侧，沿箭头所指方向相对滑移一个原子间距后，在沿移区与未滑移区的交界处，分别形成刃型和螺型位错． 由上知，位错并非实体，而是一种原子组态，是原子的严重错排区． 可以规定位错的正、负．对图8．3中所示的刃型位错，其多余半原子面在滑移面的上方，规定为正；反之，在沿移面的下方则规定为负．对图8．4所示的螺型位错，沿右手螺旋方向绕位错线一周，若上升一个原子面，则为右螺型位错(正)；反之，若下降一个原子面则为左螺型位错(负)． (c)描述位错的基本参量是帕格斯矢量b，它表示位错运动时所掠过的晶体部分发生的相对平移量(滑移方向上的最短原子间距)，也就是一定条件下的滑移矢量，其物理意义是位错所引起的晶格畸变的大小． 3 _1274118226.unknown _1274120291.unknown _1274190942.unknown _1274195375.unknown _1337545534.unknown _1337545981.unknown _1337546511.unknown _1337546984.unknown _1337547170.unknown _1337547713.unknown _1337547756.unknown _1337547160.unknown _1337546595.unknown _1337546606.unknown _1337546556.unknown _1337546389.unknown _1337546501.unknown _1337546374.unknown _1337545768.unknown _1337545870.unknown _1337545884.unknown _1337545829.unknown _1337545728.unknown _1337545756.unknown _1337545714.unknown _1335726514.unknown _1335727113.unknown _1335727544.unknown 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