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固体物理 第三章 晶格振动与晶体的热力学函数

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固体物理：晶格振动与晶体的热学性质

固体物理：晶格振动与晶体的热学性质

5. k空间中点的分布密度
k 点在 k 空间中均匀分布，其分布密度为
k
b1 N1
1
b2 N2
b3 N3
N
(2 )3
V
/ (2 )3
简约布里渊区内 k 点的总数等于原胞的数目，即
N
(2 )3
(2 )3
N
相应的简正模式的数目等于体系的自由度数，为
N[(3n 3) 3] 3nN
五、离子晶体中的长光学波
解： 原子的平均平方位移为（计及相位因子的任意性）
un2
j
1 2
a
2 j
每个格波的平均能量为
Ej
N
1 2
a2j
1 2
Nm
a2 2
jj
由于 Ej kT ，所以
a
2 j
2kT
Nm
2 j
从而
un2
j
kT
Nm
2 j
四、三维晶格的振动 1. 原子位移的表示方法
第 l 个原胞的位置 R(l) l1a1 l2a2 l3a3
l s
k
动力学方程
ms2 As
s ',
D ,
k
s,
s
'
As
'
该方程共有 3n 个解，其中 3 个为声学模式，其余 3n-3 个为光学模式。
4. K的取值与倒格矢及布里渊区
玻恩-卡门边界条件要求
u(Rl N1a1) u(Rl ) u(Rl N2a2 ) u(Rl ) u(Rl N3a3 ) u(Rl )
I m / 1 2 (M M ') / M
M ' M
当 M’> M 时，就会出现一种所谓的共振模式，这是一种准局域模 式，其频率位于原来的频带之中。这种模式虽然不是局域的，但在 杂质附近表现的特别强。

固体物理--第三章 晶格振动

固体物理--第三章 晶格振动

三、周期性边界条件 周期性边界条件：
N n n
e
iNaq
1
2 q h Na
q的分布密度：
h =整数， N：晶体链的原胞数
Na L q const. 2 2
{
简约区中q的取值总数 ＝ q
2 N ＝晶体的原胞数 a 晶格振动的格波总数＝2N＝晶体的自由度数
与晶格的相互作用过程产生，在相互作用的过程中，声
子数不守恒。
§3.2 一维双原子链的振动
考虑由P、Q两种原子等距相间排列的一维双原子链
一、运动方程及其解
a
只考虑近邻原子间的弹性相互作用 运动方程：
{ m
试 解：
{
{
n
M m n-1 n n n+1
M n n n 1 2n
2 1
两个色散关系即有两支格波：（＋：光学波； －：声学波）

简约区：

a
q

a

π a
π a
对于不在简约区中的波数q’ ，一定可在简约区中 找到唯一一个q，使之满足：
2 q q G a
G 为倒格矢
二、光学波和声学波的物理图象 第n个原胞中P、Q两种原子的位移之比
1 * 2 * H Q q , t Q q , t q Q q, t Q q , t 2 q
Q(q, t)代表一个新的空间坐标，它已不再是描述某个原
子运动的坐标了，而是反映晶体中所有原子整体运动的
坐标，称为简正坐标。
运动方程：
2 Qj q, t j qQj q, t 0
N+1
1 2

《固体物理基础》晶格振动与晶体的热学性质

《固体物理基础》晶格振动与晶体的热学性质

一、三维简单格子
二、三维复式格子
三、第一布里渊区
四、周期性边界条件
◇一个原胞内有P
个不同原子，则
有3P个不同的振
动模式，其中3支 声学波。
◇具有N个原胞的 晶体中共有3PN个
振动模式，其中
3N个声学波， 3N(P-1)个光学波。
四、周期性边界条件 总结
§ 3.4 声子
声子：晶格振动中格波的能量量子
二、一维单原子链的振动
格波
二、一维单原子链的振动
色散关系
二、一维单原子链的振动
色散关系
二、一维单原子链的振动
第一布里渊区
二、一维单原子链的振动
第一布里渊区
二、一维单原子链的振动
第一布里渊区
二、一维单原子链的振动
周期性边界条件
玻恩—卡曼边界条件
二、一维单原子链的振动
周期性边界条件
即q有N个独立的取值—晶格中的原胞数第一布
◇非弹性X射线散射、非弹性中子散射、可见光 的非弹性散射。
§ 3.4 声子
§ 3.4 声子
90K下钠晶体沿三个方向的色散关系
§ 3.5 晶格热容
一、晶格振动的平均能量
热力学中，固体定容热容：
根据经典理论，每一个自由度的平均能量是kBT， kBT/2为平均动能，kBT/2为平均势能，若固体有
N个原子，总平均能量： 取N=1摩尔原子数,摩尔热容是：
二、一维单原子链的振动
一维单原子链的振动
二、一维单原子链的振动
简谐近似下的运动方程
二、一维单Hale Waihona Puke 子链的振动简谐近似下的运动方程
在简谐近似下，原子的相互作用像一个弹 簧振子。一维原子链是一个耦合谐振子，各原 子的振动相互关联传播，形成格波。

固体物理基础第3章-晶格振动与晶体的热学性质

固体物理基础第3章-晶格振动与晶体的热学性质

3-2 一维单原子链模型
格波的色散关系 4 2 2 aq sin ( )
m 2 • ω取正值，则有 (3)
(q)
aq 2 sin( ) m 2 • 频率是波数的偶函数
• 色散关系曲线具有周期性， 仅取简约布里渊区的结果即可 • 由正弦函数的性质可知，只有满足 0 2 / m 的格波 才能在一维单原子链晶体中传播，其它频率的格波将被强
原子n和原子n+1间的距离
非平衡位置
原子n和原子n+1间相对位移
a n1 n
n1 n
3-2 一维单原子链模型
• 忽略高阶项，简谐近似考虑原子 振动，相邻原子间相互作用势能 1 d 2v v(a ) ( 2 ) a 2 2 dr • 相邻原子间作用力 dv d 2v f , ( 2 )a d dr • 只考虑相邻原子的作用，第n个原 子受到的作用力
• 连续介质中的波（如声波）可表示为 Ae ，则可看出 • 格波和连续介质波具有完全类似的形式 • 一个格波表示的是所有原子同时做频率为ω的振动 • 格波与连续介质波的主要区别在于(2)式中，aq取值任意加减 2π的整数倍对所有原子的振动没有影响，所以可将波数q取值 限制为 q a a
V
O
a
r
• 第n个原子的运动方程
(n1 n ) (n n1 ) (n1 n1 2n )
(1)
平衡位置
d 2 n m 2 ( n1 n 1 2n ) dt
非平衡位置
——牛顿第二定律F=ma
3-2 一维单原子链模型
• 上述(1)式的解（原子振动位移）具有平面波的形式

a
)

第三章晶格振动与晶体的热学性质PPT课件

第三章晶格振动与晶体的热学性质PPT课件

4ed
0
e
2
1
CV 1254NkBTD3T3
德拜 T3 定律 ：CV 与 T3 成比例
注意：T3 定律一般只适用于大约
1 T 30 D
的范围
这表明，Debye模型可以很好地解释在很低 温度下晶格热容CV∝ T3的实验结果。
写在最后
成功的基础在于好的学习习惯
The foundation of success lies in good habits
的色散关系，称为晶格振动的振动谱。 (q )
利用波与格波的相互作用，以实验的方法直接
测定 (q)
一、格波振动使中子流的非弹性散射 二、（可见光）光子与晶格的非弹性散射 三、X光的非弹性散射
只讨论单声子过程
因而，光散射只能和长波声子，即接近布里渊区 心的声子发生相互作用。
用可见光散射方法只能测定原点附近的很小一 部分长波声子的振动谱，而不能测定整个晶格振 动谱，这是光可见散射法的最根本缺点。
<<1
(1)★ 声学波
2m m M M 11m 4 m M M 2si2n aq 1/2
2m m M M 11m 4 mM M2sin2aq1/2
简化
m4mMM2sin2aq1 1m 4 m M 2 M si2a n 1 q /2 11 2m 4 m M 2 M si2a nq
32
谢谢聆听
·学习就是为了达到一定目的而努力去干, 是为一个目标去 战胜各种困难的过程,这个过程会充满压力、痛苦和挫折
Learning Is To Achieve A Certain Goal And Work Hard, Is A Process To Overcome Various Difficulties For A Goal

固体物理(第三章 晶格振动与晶体的热学性质)

固体物理(第三章 晶格振动与晶体的热学性质)

µi 之间，通过如下形式的正交变
mi µ i = ∑ aij Q j
j =1
3N
= ai1Q1 + ai 2Q2 + L + ai 3 N Q3 N
m1 µ1 = a11Q1 + a12Q2 + L + a13 N Q3 N
§3-1 简谐近似和简正坐标 8 / 17
& i2 µ
mi µ i = ∑ aij Q j = ai1Q1 + ai 2Q2 + L + ai 3 N Q3 N
15 / 17 11/11
§3-1 简谐近似和简正坐标
由上所述，只要能找到体系的简正坐标，或者说振动模， 问题就解决了。
§3-1 简谐近似和简正坐标
16 / 17
§3-1 简谐近似和简正坐标
17 / 17
Qi = A sin(ωi t + δ )
§3-1 简谐近似和简正坐标 10 / 17
任意简正坐标的解为：
Qi = A sin(ωi t + δ )
ωi
是振动的圆频率，ωi
= 2πν i
表明：一个简正振动是表示整个晶体所有原子都参与的振 动。而且它们的振动频率相同。一个简正振动并不是表示某一 个原子的振动。 由简正坐标所代表的体系中所有原子一起参与的共同振动 常常称为一个振动模。
能量本征值
ε i = (ni + )hωi
ϕ n (Qi ) =
i
1 2
本征态函数
ωi
ξ=
Qi h H ni (ξ ) 表示厄密多项式
14 / 17
ω
ξ2 exp H ni (ξ ) − 2 h

固体物理第三章 晶格振动与晶体热学性质

固体物理第三章 晶格振动与晶体热学性质

固体物理第三章晶格振动与晶体热学性质第三章晶格振动与晶体的热学性质晶格振动是描述原子在平衡位置附近的振动，由于晶体内原子间存在着相互作用力，各个原子的振动也不是孤立的，而是相互联系的，因此在晶体内形成各种模式的波。

只有当振动微弱时，原子间非谐的相互作用可以忽略，即在简谐近似下，这些模式才是独立的。

由于晶格的周期性条件，模式所取的能量值不是连续的而是分立的。

对于这些独立而又分立的振动模式，可以用一系列独立的简谐振子来描述。

和光子的情形相似，这些谐振子的能量量子称为声子。

这样晶格振动的总体就可以看成声子系综。

若原子间的非谐相互作用可以看作微扰项，则声子间发生能量交换，并且在相互作用过程中，某些频率的声子产生，某些频率的声子湮灭。

当晶格振动破坏了晶格的周期性，使电子在晶格中的运动受到散射而电阻增加，可以看作电子受到声子的碰撞，晶体中的光学性质也与晶格振动有密切关系，在很大程度上可以看作光子与声子的相互作用乃至强烈耦合。

晶格振动最早是用于研究晶体的热学性质，其对晶体的电学性质、光学性质、超导电性、磁性、结构相变等一系列物理问题都有相当重要的作用，是研究固体宏观性质和微观过程的重要基础。

ωη§3-1 简谐近似和简正坐标由原子受力和原子间距之间的关系可以看出，若离开平衡位置的距离在一定限度，原子受力和该距离成正比。

这时该振动可以看成谐振动.用n μϖ表示原子偏离平衡位置（格点）位移矢量，对于三维空间，描述N 个原子的位移矢量需要3N 个分量，表为)3,,2,1(N i i Λ=μ将体系的势函数在平衡位置附近作泰勒展开:高阶项+∑⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂∂+∑∂∂+===j i N j i j i i N i i V V V V μμμμμμ031,2031021)(第一项为平衡位置的势能，可取为零，第二项为平衡位置的力，等于零。

若忽略高阶项，因为势能仅和位移的平方成正比，即为简谐近似。

23121i N i i m T μ&∑==引入合适的正交变换，将动能和势能用所谓的简正坐标表示成仅含平方∑==N j j ij i i Q a m 31μ项而没有交叉项，即：由分析力学，基本形式的拉格朗日方程为：)32,1(,N i q Q T Q T dt d i i i Λ&==∂∂-⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂其中)32,1(,1N i q f q i j N j j i Λϖϖ=∂∂⋅∑==μ朗日方程：)32,1(,0N i Q L Q L dt d i i Λ&==∂∂-⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂则正则方程为：)3,2,1(,02N i Q Q i i i Λ&&==+ω其解为：)sin(δω+=t A Q i i 当考察某一个j Q 时，则：)sin(δωμ+=t A m a j i iji 晶体参与的振动，且它们的振动频率相同。

固体物理学：第三章 晶格振动和晶体的热学性质2

固体物理学：第三章 晶格振动和晶体的热学性质2

可以写为
第1式取复共轭得
因为位移为实数，所以
Q * (q) Q(q)
1 N
当
e
n 0
N 1
ina ( q q )
qq
当q=q’时，每一项等于1，共有N项，显然成立。
q q
1 N
isna e n 0 iNa N 1
q q s, q h 2 Na
j 1
3N
引入简正坐标的目的是使系统的势能函数和动能函数都 具有简单的形式，即化为平方项之和，而无交叉项。
2 1 T Qi 2 j 1 2 2 1 V i Qi 2 j 1 3N 3N
拉格朗日函数为 定义正则动量为
L T V L Pi Q i Qi
3.2 简正振动
声子
上面讨论的方法对于进一步的理论分析并不适用，如固 体比热问题，晶格散射问题。本节采用分析力学的方法处 理晶格振动问题。
基本方法：写出晶格的动能和势能，利用正则方程建立 一组新的方程。
特点：可以直接过渡到量子理论。
如果晶体包含N个原子，平衡位置分别为Rn，偏离 平衡位置的位移为μ，把位移矢量用分量表示，N个 原子的位移矢量共有3N个分量，
1 ( 2 2 2Q 2 ) (Q ) (Q ) i i i i i 2 2 Qi i 1,2,,3N
Байду номын сангаас 本征值
i ( n 1 ) i
2
本征态为
ni (Qi ) exp(

2
2
) H ni ( )
其中
Qi
1 E i (ni )i 2 i 1 i 1
写出哈密顿量

固体物理第三章 晶格振动与晶体的热学性质

固体物理第三章 晶格振动与晶体的热学性质

注意：
（1）振子并不是组成固体的真实粒子，振子的振动代表简正坐标 的振动，并不是真实粒子的振动。格波的振动频率—简正坐标振 动的圆频率。 （2）简正变换的物理实质可以作以下解释： N个独立粒子——3N个无相互作用的简谐振子。 固体中每一个粒子受到其它N-1个粒子的作用。当作用力近似为 简谐力时，可将固体看成近似由3N个谐振子组成。条件： （a）简谐力近似，若不是，则格波不独立——声子由湮没，产生 （b）简正坐标的振动——集体运动的描述。
事实上：
晶格动力学的发展是在研究热学性质中建立起来的。 晶格动力学是固体物理学中的重要组成部分。晶格动力学 的前身就是比热理论。 从固体比热的发展阶段看： * 从Einstein模型 ，Debye模型，——格波模型，最后形成 晶格动力学，并用来进一步处理其它问题。 * 关于固体比热的研究，不单是解决固体比热的问题。而 是具有更重要的意义。 * 为使比热理论值与实验值相符合，能对固体晶格运动方 式有比较正确的认识，提出一些模型，而这些认识模型成 为固体许多领域的重要基础。 比如：声子的概念，元激发 概念等。在固体物理学的其他领域有更广泛的应用。 结论：晶格振动与固体的力、热、声、光、电、磁等各种性 质有着密切的关系。
mi i
Qi i2Qi 0
a
j
ij
Q j aij A sin( i t )
由此可见，全部原子都以一种频率运动，差别仅在于振幅和 相位的不同. 而且每个原子的真正位移是各种简正振动的叠加。 也可以这样理解：N个原子的热振动可看作是一个有３N个独 立简谐振动的叠加系统，系统总能量是３N个相互独立的谐振子的 能量和，即可以把N个粒子组成的相互作用能为V的固体看成是相 互独立的3N个谐振子的集合。

固体物理基础学：第3章 晶格振动与晶体的热学性质

固体物理基础学：第3章 晶格振动与晶体的热学性质

晶格振动在晶体中形成了各种模式的波（格波），这些模式 是相互独立的，各模式的波所取的能量是分立的 简谐近似下，通过一些数学手段处理，可以用一系列独立的 简谐振子来描述这些相互独立、能量分立的振动模式 这些谐振子的能量量子，成为声子 晶格振动的总体可看做是声子的系宗
3-0 本章导读
热容量 热运动在宏观性 质的表现
v f （ n1 - n） （ n - n 1） n
平衡位置
牛顿第二定律 F=ma
力与两个原 子的位移有关
d 2 n （ n1 - n） （ n - n 1） m dt 2
(1)
非平衡位置
这即是第n个原子的运动方程！
3-2 一维单原子链模型
dv f d
d 2v 其中 ( 2 )a dr
3-1 一维单原子链模型
现考虑第n-1和第n+1个原子对第n个原子的双重作用 同样，写出简谐近似后的相互作用势v，如下：
v
1 2 2 （ ） （ ） n n 1 n 1 n 2
对位移求偏导，得到力：
杜隆－珀替经验规律： 一摩尔固体有N个原子，有3N个振动自由度，按能量均分 定律，每个自由度平均热能为kT，摩尔热容量 3Nk＝3R
—— 实验表明在较低温度下，热容量随着温度的降低而下降 爱因斯坦模型与德拜模型
研究晶格振动的意义远不限于热学性质。晶格振动是 研究固体 宏观性质和微观过程的重要基础。对晶体的热学性质、电学性 质、光学性质、超导电性、磁性、结构相变有密切关系。
其中任意一个简正坐标方程解
Qi Asin(it )
可化为 i
—— ωi是振动的圆频率，当只考察某一个 的振动时：
方程

固体物理 课后习题解答(黄昆版)第三章

固体物理 课后习题解答(黄昆版)第三章

黄昆固体物理习题解答第三章晶格振动与晶体的热学性质3.1 已知一维单原子链，其中第j个格波，在第个格点引起的位移为，μ= anj j sin(ωj_j+ σj) ，σj为任意个相位因子，并已知在较高温度下每个格波的平均能量为，具体计算每个原子的平方平均位移。

解：任意一个原子的位移是所有格波引起的位移的叠加，即μn= ∑ μnj=∑ a j sin(ωj t naq j+σj)j j（1）μ2 n =⎛⎜⎝∑μjnj⎞⎛⎟⎜⎠⎝∑μj*nj⎞⎟⎠= ∑μj2nj+ ∑ μ μnj*nj′j j′由于μ μnj⋅nj数目非常大的数量级，而且取正或取负几率相等，因此上式得第2 项与第一项μ相比是一小量，可以忽略不计。

所以2= ∑ μ 2njn j由于μnj是时间的周期性函数，其长时间平均等于一个周期内的时间平均值为μ 2 = 1 T∫0 2 ω+σ 1 2j aj sin( t naqjj j)dt a=j（2）T0 2已知较高温度下的每个格波的能量为KT，μnj的动能时间平均值为1 L T ⎡1 ⎛dμ⎞2 ⎤ρw a2 T 1= ∫ ∫dx0⎢ρnj⎥= j j∫0 2 ω+ σ= ρ 2 2 T⎜⎟dt L a sin( t naq)dt w Lanj T0 0 0 ⎢ 2 ⎝dt⎠⎥2T0 j j j j 4 j j其中L 是原子链的长度，ρ 使质量密度，T0为周期。

1221所以Tnj= ρ w La j j=KT（3）4 2μKT因此将此式代入（2）式有nj2 = ρ ωL 2 jμ所以每个原子的平均位移为2== ∑ μ 2= ∑KT= KT∑1n njρ ωL2ρLω2j j j j j3.2 讨论 N 个原胞的一维双原子链（相邻原子间距为 a），其 2N 格波解，当 M=m 时与一维单原子链的结果一一对应.解答（初稿）作者季正华- 1 -黄昆固体物理习题解答解：如上图所示，质量为M 的原子位于2n-1，2n+1，2n+3 ……质量为m 的原子位于2n，2n+2，2n+4 ……牛顿运动方程：..mμ2n= −β μ(22n−μ2n+1 −μ2n−1)..Mμ2n+1 = −β μ(22n+1 −μ2n+2 −μ2n)体系为N 个原胞，则有2N 个独立的方程i na q方程解的形式：iμ2n=Ae[ωt−(2 ) ] μ2n+1=Be[ω−(2n+1)aq]na qμ=将μ2n=Ae[ωt−(2 ) ]2n+1 Be i[ωt−(2n+1) aq]代回到运动方程得到若A、B 有非零的解，系数行列式满足：两种不同的格波的色散关系：——第一布里渊区解答（初稿）作者季正华- 2 -第一布里渊区允许 q 的数目黄昆 固体物理 习题解答对应一个 q 有两支格波：一支声学波和一支光学波。

2015年固体物理第三章 晶格振动与晶体的热学性质(全部课件)

2015年固体物理第三章 晶格振动与晶体的热学性质(全部课件)

18
3
2015/4/13
3. 波数q：
nq Ae i (t naq)
(3-22)
所以： aq只需取值：
格波波数 q具有 2π/λ格式，量纲为 [L]-1。 aq改变 2π的整 数倍，即aq2→ n2π + aq1 时所有原子振动没有不同。 如： 格波1（红色）： 2 q1 相位差aq1 4a 2 格波2（绿色）：
：力常数
a
n-2 n-1
a
n
( n 1 n 1 2n )
(3-21)


n+1
n+2
由于每个原子对应一个上述方程，N个原子则有N个 方程。N个联立线性齐次方程代表原子链的运动。
I. 左边第（n-1）个原子与它的相对位移为： δ ＝ μn － μn-1 ，作用力:－β ( μn － μn-1) II. 右边第（n+1）个原子与它的相对位移为： δ ＝ μn＋1－ μ，作用力 －β（ μn＋1－ μn ）
Ae
i (t q x )
(3-24)
x: 任意一点，ω: 园频率，λ: 波长，2πx/λ: 位相
b) 格波
nq Ae i (t naq)
(3-22)
位置只取一系列周期性排列的格点na 。 格波解表示所有原子同时做频率为 ω的振动。不同原 子有位相差，相邻原子位相差为aq。 17
2

m
1 sin aq 2


a
q

a
N个不同值，共有
N
在q << π/a（ q →0，意味波长很长）, 也就是相当波 长 λ >> a 时，sin(aq/2)~ aq/2

固体物理：第三章 晶格振动和晶体的热学性质

固体物理：第三章 晶格振动和晶体的热学性质
m
2 sin aq
m
2
2π / a π / a
0
π/ a
2π / a
是波矢q的周期性函数,且(-q)= (q)。
m
2 sin aq
m
2
2π a
π a
o
πa
2π a
当 q , q 2π s ( s为 整 数), a
(q) (q)
且
i t na ( q 2π s )
xn (q) Ae
x2n Beit2naq
其他原子位移可按下列原则得出:
(1)同种原子周围情况都相同，其振幅相同；原子不同，其振幅 不同。
(2)相隔一个晶格常数2a的同种原子，相位差为2aq。
x2n1 Aeit 2n1aq
x Be 2n2
[t ( 2n2 )aq]
..
x M 2n x2n1 x2n1 2 x2n
2
2
2
2
波矢 q
2π Na
s
也只能取N个不同的值。
晶格振动波矢只能取分立的值
波矢的数目(个数)=晶体原胞的数目
6. 长波极限:
q 2π 0
2 sin aq 2 aq a q
m2
m2
m
Vp q
vp a m
弹性波
m
2π a
π a
o
πa
Vp q
vp a m
由连续介质波
弹性模量
x
格波 不能在晶体中传播，实际上此时它是一种驻波。因为 此时相邻原子的振动位相相反，
模型 运动方程
试探解
色散关系
波矢q范围 B--K条件
波矢q取值
一维无限长原子链，m，a，
n-2 n-1 n mm

固体物理(第3章)讲解

固体物理(第3章)讲解
2
—— 每一个原子运动方程类似 —— 方程的数目和原子数相同
§ 3-2简谐近似和简正坐标 一维单原子链 —— —— 晶格振动与晶体的热学性质 § 3-1 晶格振动与晶体的热学性质
方程解和振动频率 设方程组的解 naq — 第n个原子振动相位因子
得到 应用三角公式
4 2 aq sin ( ) m 2
—— 常数
—— 平衡条件
§ 3-2简谐近似和简正坐标 一维单原子链 —— —— 晶格振动与晶体的热学性质 § 3-1 晶格振动与晶体的热学性质
dv 1 d v v (a ) v (a ) ( )a ( 2 )a 2 High items dr 2 dr
简谐近似 —— 振动很微弱，势能展式中只保留到二阶项
2 1 2 2 任意一个简正坐标 [ 2 i Qi ] (Qi ) i (Qi ) 2 2 Qi
1 能量本征值 i ( ni ) i 2
本征态函数
—— 谐振子方程
n (Qi )
i
i

exp(

2
2
) H ni ( )
— 厄密多项式
§3-1 简谐近似和简正坐标 ——
格波 波矢的取值和布里渊区 相邻原子相位差 格波1的波矢
—— 原子的振动状态相同
相邻原子相位差
§ 3-2简谐近似和简正坐标 一维单原子链 —— —— 晶格振动与晶体的热学性质 § 3-1 晶格振动与晶体的热学性质
格波 格波2的波矢
aq1 / 2
相邻原子的位相差
—— 两种波矢q1和q2的格波中，原子的振动完全相同
原子位移宗量
N个原子的位移矢量 —— 体系的势能函数在平衡位置按泰勒级数展开

固体物理-第三章 晶格振动及晶体的热学性质-10(新疆大学李强老师课件)

固体物理-第三章 晶格振动及晶体的热学性质-10(新疆大学李强老师课件)
P dU dV V
(
q, j

1 q, j 2 1 e
q , j e
q , j / kBT
q , j / kBT
)
?
) 1
nq , j 1 e
q , j / k B T
dU P dV V
P dU dV V
1 ( q, j e q, j 2
F P --- 由此可得体系的状态方程 V T
体系的内能 U U (V ) EL (T ,V )
F (T ,V ) U (V ) EL (T ,V ) TS U (V ) FL (T ,V )
晶格振动对自由能的贡献
根据统计物理 FL kBT ln Z
1 dV 1 dV V dT V0 dT


K 0V
dEL EL CV T V dT
Xinjiang University
CV --- 格临爱森定律
Solid State Physics, Dr. Q. Li
2015-4-2
§3.10 晶格的状态方程和热膨胀
1 q, j U (V ) kBT ([ ln(1 e q , j 2 k BT
Xinjiang University Solid State Physics, Dr. Q. Li
q , j / kBT
)]
2015-4-2
§3.10 晶格的状态方程和热膨胀

1 q, j ln(1 e 体系自由能函数 F U (V ) kBT [ q , j 2 k BT
Xinjiang University
（Z是配分函数）

《固体物理学》房晓勇主编教材-习题解答参考03第三章 晶体振动和晶体的热学性质

《固体物理学》房晓勇主编教材-习题解答参考03第三章 晶体振动和晶体的热学性质

⎧ d 2 xn m = β 2 ( xn +1 − xn ) − β1 ( xn − xn −1 ) ⎪ ⎪ dt 2 ⎨ 2 ⎪m d xn +1 = β ( x − x ) − β ( x − x ) 1 2 n n+2 n +1 n +1 ⎪ dt 2 ⎩
设格波的解分别为
n i [( ) aq −ωt ] ⎧ ⎪ xn = Ae 2 ⎨ n ⎪ x = Bei[( 2 ) aq + qb −ωt ] ⎩ n +1
A 2β cos qa / m = =0 B 2β / m − 2β / M
由此可知，声学支格波中所有轻原子 m 静止。 而在光学支中，重原子 M 与轻原子 m 的振幅之比为
B 2β cos qa / M = =0 A 2β / M − 2β / m
由此可知，光学支格波中所有重原子 M 静止。 此时原子振动的图像如下图 3.6 所示：
v弹 =
ω
q
=
c
ρ
，c = βa ， ρ =
1
⎡ ⎢ v弹 = ⎢ β a ⎛ m+M ⎢ ⎜ ⎢ ⎝ 2a ⎣
⎤2 1 ⎥ ⎛ 2β ⎞ 2 ⎥ =⎜ ⎟ a ⎞⎥ ⎝m+M ⎠ ⎟ ⎠⎥ ⎦
由此可以看出，弹性波的波速与长声学波的波速完全相等，即长声学波与弹性波完全一样。 长声学波，格波可以看成连续波，晶体可以看成连续介质。 3.5 设有一维原子链 （如图） ， 第 2n 个原子与第 2n + 1 个原子之间的力常数为 β ； 而第 2n 个原子与第 2n − 1 个原子的力常数为 β ' （ β ' < β ） 。设两种原子的质量相等，最近邻间距均为 a，试求晶格振动的振动谱以 及q = 0 和q = ±

固体物理第三章晶格振动与晶体的热力学函数

固体物理第三章晶格振动与晶体的热力学函数

固体物理第三章晶格振动与晶体的热力学函数第三章晶格振动与晶体的热力学函数一、填空体1. 若在三维空间中，晶体由N 个原胞组成,每个原胞有一个原子,则共有_ 3 N_个独立的振动,_ N__个波矢, 3N_支格波。

2. 体积为V 的ZnS 晶体，如果晶胞的体积为Ω，则晶格振动的模式书为24N/Ω 。

3. 三维绝缘体晶体的低温比热Cv 与温度T 的关系为Cv~T 3。

4. 某三维晶体由N 个原胞组成，每个原胞内有3个原子。

考虑晶体的晶格振动，其色散关系共有 9N 支，其中 3N 支声学波，包括 2N 支横声学波， 1N 支纵声学波；另有 6N 支光学波。

5. 二维绝缘体晶体的低温比热Cv 与温度T 的关系为Cv~T 2。

6. 一维绝缘体晶体的低温比热Cv 与温度T 的关系为Cv~T 。

7. 三维绝缘体晶体的低温平均内能与温度T 的关系为U~T 4。

8.二维绝缘体晶体的低温平均内能与温度T 的关系为U~T 3。

9. 一维绝缘体晶体的低温平均内能温度T 的关系为U~T 2。

10.绝缘体中与温度有关的内能来源于晶格振动能。

11.导体中与温度有关的内能来源于晶格振动能和价电子热运动动能。

12. 某二维晶体由N 个原胞组成，每个原胞内有2个原子。

考虑晶体的晶格振动，其色散关系共有4N 支，其中2N 支声学波，包括N 支横声学波， N 支纵声学波；另有 2N 支光学波。

13. 某一维晶体由N 个原胞组成，每个原胞内有3个原子。

考虑晶体的晶格振动，其色散关系共有 3N 支，其中 N 支声学波，包括 N 支横声学波， 0 支纵声学波；另有 2N 支光学波。

14.晶格振动的元激发为声子，其能量为ω ，准动量为 q。

15德拜模型的基本假设为：格波作为弹性波、介质是各向同性介质。

16.对三维体积为V 的晶体，波矢空间中的波矢密度为：3)2(Vπ ；对二维面积为S 的晶体，波矢空间中的波矢密度为：2)2(S π ；对一维长度为L 的晶体，波矢空间中的波矢密度为：π2L 。

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第三章 晶格振动与晶体的热力学函数一、填空体1. 若在三维空间中，晶体由N 个原胞组成,每个原胞有一个原子,则共有_ 3 N_个独立的 振动,_ N__个波矢, 3N_支格波。

2. 体积为V 的ZnS 晶体，如果晶胞的体积为Ω，则晶格振动的模式书为24N/Ω 。

3. 三维绝缘体晶体的低温比热Cv 与温度T 的关系为Cv~T 3。

4. 某三维晶体由N 个原胞组成，每个原胞内有3个原子。

考虑晶体的晶格振动，其色散关系共有 9N 支，其中 3N 支声学波，包括 2N 支横声学波， 1N 支纵声学波；另有 6Nπ2L 。

二、基本概念 1. 声子晶格振动的能量量子。

2.波恩-卡门条件即周期性边界条件，设想在实际晶体外，仍然有无限多个相同的晶体相连接，各晶体中相对应的原子的运动情况都一样。

3.波矢密度波矢空间单位体积内的波矢数目，三维时为3c)2(V ，Vc 为晶体体积。

4. 模式密度单位频率间隔内模式数目。

5.晶格振动。

答：由于晶体内原子间存在着相互作用，原子的振动就不是孤立的，而要以波的形式在晶体中传播，形成所谓格波，因此晶体可视为一个互相耦合的振动系统，这个系统的运动就叫晶晶体都存在声学支格波, 但简单晶格(非复式格子)晶体不存在光学支格波.3. 晶体中声子数目是否守恒?答：频率为的格波的(平均) 声子数为,即每一个格波的声子数都与温度有关, 因此, 晶体中声子数目不守恒, 它是温度的变量.4. 温度一定，一个光学波的声子数目多呢, 还是声学波的声子数目多? 答：频率为 的格波的(平均) 声子数为.因为光学波的频率比声学波的频率高, ()大于(), 所以在温度一定情况下, 一个光学波的声子数目少于一个声学波的声子数目.5. 对同一个振动模式, 温度高时的声子数目多呢, 还是温度低时的声子数目多?的格波的因2cos qam qa dq d g βωυ==9. 周期性边界条件的物理含义是什么？引入这个条件后导致什么结果？如果晶体是无限大，q 的取值将会怎样？答：由于实际晶体的大小总是有限的，总存在边界，而显然边界上原子所处的环境与体内原子的不同，从而造成边界处原子的振动状态应该和内部原子有所差别。

考虑到边界对内部原子振动状态的影响，波恩和卡门引入了周期性边界条件。

其具体含义是设想在一长为Na 的有限晶体边界之外，仍然有无穷多个相同的晶体，并且各块晶体内相对应的原子的运动情况一样，即第j个原子和第Nt+j个原子的运动情况一样，其中t ＝1，2，3…。

q只能取一些分立的不同值。

如果晶体是无引入这个条件后，导致描写晶格振动状态的波矢q的取值将趋于连续。

限大，波矢10.下图表示一维双原子复式晶格振动的两支格波的色散关系。

请简要分析并判断：在长波极限下，图中哪一条曲线反映了初基元胞内两个原子的质心振动？图中哪一条曲线反映了初基元胞内两个原子的相对振动？做整体运动, 振动频率较低, 它包含了晶格振动频率最低的振动模式, 波速是一常数。

任何晶体都存在声学支格波, 但简单晶格(非复式格子)晶体不存在光学支格波。

14. 长声学格波能否导致离子晶体的宏观极化?答：长光学格波所以能导致离子晶体的宏观极化，其根源是长光学格波使得原胞内不同的原子(正负离子)产生了相对位移。

长声学格波的特点是, 原胞内所有的原子没有相对位移. 因此，长声学格波不能导致离子晶体的宏观极化。

15.爱因斯坦模型在低温下与实验存在偏差的根源是什么?1013, 属于答:按照爱因斯坦温度的定义, 爱因斯坦模型的格波的频率大约为Hz 光学支频率. 但光学格波在低温时对热容的贡献非常小, 低温下对热容贡献大的主要是长声学格波. 也就是说爱因斯坦没考虑声学波对热容的贡献是爱因斯坦模型在低温下与实验存在偏差的根源。

16. 在甚低温下, 德拜模型为什么与实验相符? 答：在甚低温下, 不仅光学波得不到激发, 而且声子能量较大的短声学格波也未被激发,得到激发的只是声子能量较小的长声学格波. 长声学格波即弹性波. 德拜模型只考虑弹性波对热容的贡献. 因此, 在甚低温下, 德拜模型与事实相符, 自然与实验相符。

四、证明计算1. 证明一维单原子链的运动方程，在长波近似下，可以化成弹性波方程，)2()(2222ln l n u q a tu m ++-=∂∂β观上的质点位移u ，从宏观上看，原子的位置可视为准连续的，原子的分离a l n )(+可视为准连续坐标x ，即uAe Ae u t qx i t l n q i l n ===--++][])([ωω于是（2）化成22222x u v tu ∂∂=∂∂ 其中m av β=2. 在一维双原子链中，如1>>m M ，求证qa M sin 21βω=)cos 21(222qa M mm +=βω()()}]c o s [(12/12222qa m M m M m M m+++-++≈}]c o s 4)[(12/122qa M mm M m M m++-+≈β}c o s 42111{2qa M mm++≈β}c o s 1{22qa M m m +≈βqa M m m 22cos 12+=∴βω)c o s 21(22qa M mm +≈β220=-=M m A B ββ 故B ＝0， 重原子静止。

3.在一维无限长的简单晶格中，原子质量为M ，若只考虑近邻原子之间的相互作用，恢复力系数为β，试求格波的色散关系。

解：设原子的质量为 M ，第n 个原子对平衡位置的位移为un 第n+1和n-1个原子对平衡⎭⎝B 讨论当温度很高时，结果又会怎样？ 证明：按照量子理论，一个谐振子的能级是ωε ⎪⎭⎫ ⎝⎛+=n n 21式中，ω为谐振子的角频率；n 取正整数。

在热平衡条件下，谐振子的平均能量为 ∑=n nn P εε式中nP 为谐振子处于能级n ε的几率。

若按玻耳兹曼统计计算，上式写成∑∑∞=∞=⎥⎦⎤⎢⎣⎡⎪⎭⎫ ⎝⎛+-⎥⎦⎤⎢⎣⎡⎪⎭⎫⎝⎛+-⎪⎭⎫ ⎝⎛+=00/21exp /21exp 21n B n B T k n T k n n ωωωε[]∑∞-/exp BT k n n ωω 在高温下，B ，有 ωω T k T k cth B B 22≈⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛ 故得 T k B ≈ε可见，在高温下，一个量子谐振子的平均能量与经典理论的结论相同。

5.在一维无限长的简单晶格中，若考虑原子间的长程作用力，第 n 个与第 n +m 或 n-m 个原子间的恢复力系数为m β，试求格波的色散关系。

解：设原子的质量为 M ，第n 个原子对平衡位置的位移为un 第n+m 和n-m 个原子对平衡位置的位移分别为un+m 与 un-m ，则第n+m 和n-m 个原子对第n 个原子的作用力为)2()()(,n m n m n m m n n m n m n m m n u u u u u u u f -+=---=-+-+βββ第 n 个原子受力的总合为∑∑∞=-+∞=-+==11,)2(m n m n m n m m m n n u u u f F β因此第 n 个原子的运动方程为0z y x 解：2220z y x Cq Bq Aq ++=-ωω则 1020202=-+-+-Cq B q A q zy x ωωωωωω这是q 空间的一个椭球面，其体积为abc π34，而2/10Aa ωω-=，2/10Bb ωω-=，2/10Cc ωω-=q 空间内的波矢密度()33)2(2ππρVL q =⎪⎭⎫ ⎝⎛= ，故椭球内的总状态数N 为 ()2/302/131342ωωππ-⎪⎭⎫⎝⎛⋅=ABC V N所以)21sin()21cos()21sin(21)21cos()21sin(2122qa qa qa qa qa qa qa dq d m m m ωωωωω==222221)]21(sin 1[21)21cos(21ωωωωω-=-==m m m a qa a qa a dq d 模式密度为2222122122)(ωωπωωπω-=-=mm Na L D7. 已知一个频率为i ω的简谐振动在温度T 下的平均能量 121/-+=T k ii i B i e ωωωε 试用爱因斯坦模型求出由N 个原子组成的单原子晶体晶格振动的总能量，并求其在高温和低温极限情况下的表达式。

解:由N 个原子组成的单原子晶体共有3N 个自由度，独立晶格振动方式数也等于因斯坦模型下的零点振动能。

在低温极限下，x>>1，x x e e ≈-1，从(1)式得T E B E B x B E e Nk k Nxe x T Nk E /323)21(3Θ--Θ+Θ=+=8. 设晶格中每个振子的零点振动能为2ω，试用德拜模型求三维晶格的零点振动能解：状态密度()()32223v V V g ωπωωρ== 则()ωωπωωωρεωωd v V d E DD 3220002321 ⎰⎰==DD v V d v V ωωωπωωπ04320332163143 ==⎰ 432163D v V ω =解：按照德拜模型, 晶体中的声子数目N’为..是德拜温度,即高温时, 晶体中的声子数目与温度成正比. 低温时,,,即低温时, 晶体中的声子数目与T 3成正比.10. 有N 个相同原子组成的面积为S 的二维晶格，在德拜近似下计算比热，并论述在低温极限比热正比与2T 。

证明：在k 到k dk +间的独立振动模式对应于平面中半径n 到n dn +间圆环的面积2ndn π，且()22532222L s ndn kdk kdk d v ρωπρωωπππ===即则()()233220//22222333212121mDDB B x B B B B k Tk T x DDd s k T s k T k T k T s d x dxE E v ev e v e ωωωωρρρωωωωπππ⎛⎫⎛⎫⎪ ⎪⎝⎭⎝⎭=+==---⎰⎰⎰20,()v s ET E T C T T ∂→∝∴=∝∂3时，,,,,,12.有N 个相同原子组成的体积为L 的一维晶格，在德拜近似下计算比热，并论述在低温极限比热正比与T 。

.13. 在一维无限长的简单晶格中，原子质量为M ，若只考虑近邻原子之间的相互作用，恢复力系数为β，试求格波的色散关系。

解：设原子的质量为 M ，第n 个原子对平衡位置的位移为un 第n+1和n-1个原子对平衡位置的位移分别为un+1与 un-1，则第n+m 和n-m 个原子对第n 个原子的作用力为)2()()(4111n n n n n n n u u u u u u u f -+=---=-+-+βββ因此第 n 个原子的运动方程为)2(1122n n n nu u u t d u d M -+=-+β将格波的试解)(t qna i n Ae u ω-=代入运动方程，得计算色散关系为2cq =ω的模式密度一维的模式密度。