第三章晶格振动和晶体的热学性质
晶格振动与晶体的热学性质关系综述
晶格振动与晶体的热学性质关系综述晶格振动是晶体中原子或分子在平衡位置周围的微小振动。
它是晶体内部热学性质的基础,与晶体的热导率、热膨胀系数、比热容等热学性质密切相关。
本文将综述晶格振动与晶体热学性质的关系,并探讨晶格振动在材料科学中的应用。
晶体的热学性质与晶格振动的频率、波矢以及振幅有密切关系。
一般来说,晶格振动频率高、振幅小的晶体热导率会较高,热膨胀系数较小。
这是因为晶格振动频率高意味着晶格中原子或分子之间的相互作用强,能量传递效率高;而振幅小意味着原子或分子振动的范围小,不易导致晶格的漂移,从而减小了热膨胀系数。
晶格振动与晶体的比热容也存在一定的关系。
在低温下,晶格振动对比热容的贡献为Debye模型所描述的三维声子气模型。
而在高温下,由于激发了大量的非谐振动模式,晶格振动对比热容的贡献将显著增加。
除了热学性质,晶格振动还与晶体的光学性质相关。
例如,晶体的红外吸收谱在一定程度上反映了晶格振动的特点。
由于不同模式的晶格振动对应不同的波矢和能量,因此红外光谱可以提供关于晶体结构和振动特性的重要信息。
在材料科学中,晶格振动也被广泛应用于热电材料和热障涂层等领域。
通过调控晶格振动,可以实现材料的热导率和电导率之间的解耦,从而提高材料的热电性能。
例如,通过引入杂质、界面掺杂或纳米结构等手段,可以有效散射晶格振动,降低热导率,进而提高材料的热电效率。
总之,晶格振动与晶体的热学性质密切相关。
研究晶格振动对于深入理解晶体的热学行为、优化材料的热学性能具有重要意义。
随着计算模拟和实验技术的发展,进一步研究晶格振动与热学性质的关系将有助于推动材料科学和能源领域的进展。
这篇文章主要综述了晶格振动与晶体的热学性质的关系,并探讨了晶格振动在材料科学中的应用。
通过调控晶格振动频率、波矢和振幅等参数,可以实现热导率、热膨胀系数和比热容等热学性质的调控。
此外,晶格振动还与晶体的光学性质相关,并被广泛应用于热电材料和热障涂层等领域。
《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。
固体物理第三章
固体物理第三章班级成绩学号Chapter 3 晶格振动与晶体的热学性质姓名(lattice vibration and its heat characteristics)⼀、简要回答下列问题(answer the following questions):1、在晶格常数为a 的⼀维单原⼦晶格中,波长λ=8a 和波长λ=8a/5的格波所对应的原⼦振动状态有⽆不同? 试画图加以说明。
[答]对于⼀维单原⼦链,由q=2π/λ知,λ=8a 时,q =π/4a ,λ=8a /5时,q =5π/4a ,⼆者的aq 相差π,不是2π的整数倍,因此,两个格波所对应的原⼦振动状态不同。
如上图,当两个格波的位相差为2π的整数倍时,则它们所对应的原⼦的振动状态相同。
2、什么叫简正振动模式?简正振动数⽬、格波数⽬或格波振动模式数⽬是否是⼀回事?[答]在简谐振动下,由N 个原⼦构成的晶体的晶格振动,可等效成3N 个独⽴的谐振⼦的振动,每⼀个谐振⼦的振动模式称为简正振动模式。
格波振动通常是这3N 个简正振动模式的线性叠加。
简正振动数⽬、格波数⽬或格波振动模式数⽬是是⼀回事,其数⽬等于晶体中所有原⼦的⾃由度之和,即等于3N 。
3、晶体中声⼦数⽬是否守恒?在极低温下,晶体中的声⼦数与温度T 之间有什么样的关系?[答]频率为ωi 的格波的平均声⼦数为: 11)(/-=Tk i B en ωω即每⼀个格波的声⼦数都与温度有关,因此晶体中的声⼦数⽬不守恒,它随温度的改变⽽改变。
以德拜模型为例。
晶体中的声⼦数⽬为ωωωωd g n N D)()('0=其中令 T k x B ω= 则 123'2/033233-=x TB e dxx C T k V N D θπ在极低温度下,θD /T →∞,于是 331332332033233)2(23123'T nC T Vk e dx x C T k V N n B x B ∑∞=∞=-=ππ即在温度极低时,晶体中的声⼦数⽬与T 3成正⽐。
《固体物理学》房晓勇主编教材-思考题解答参考03第三章_晶体振动和晶体的热学性质
第三章晶体振动和晶体的热学性质3.1相距为某一常数(不是晶格常数)倍数的两个原子,其最大振幅是否相同?解答:(王矜奉3.1.1,中南大学3.1.1)以同种原子构成的一维双原子分子链为例, 相距为不是晶格常数倍数的两个同种原子, 设一个原子的振幅A, 另一个原子振幅B, 由《固体物理学》第79页公式,可得两原子振幅之比(1)其中m原子的质量. 由《固体物理学》式(3-16)和式(3-17)两式可得声学波和光学波的频率分别为, (2). (3)将(2)(3)两式分别代入(1)式, 得声学波和光学波的振幅之比分别为, (4). (5)由于=,则由(4)(5)两式可得,1B A=. 即对于同种原子构成的一维双原子分子链, 相距为不是晶格常数倍数的两个原子, 不论是声学波还是光学波, 其最大振幅是相同的.3.2 试说明格波和弹性波有何不同?解答:晶格中各个原子间的振动相互关系3.3 为什么要引入玻恩-卡门条件?解答:(王矜奉3.1.2,中南大学3.1.2)(1)方便于求解原子运动方程.由《固体物理学》式(3-4)可知, 除了原子链两端的两个原子外, 其它任一个原子的运动都与相邻的两个原子的运动相关. 即除了原子链两端的两个原子外, 其它原子的运动方程构成了个联立方程组. 但原子链两端的两个原子只有一个相邻原子, 其运动方程仅与一个相邻原子的运动相关, 运动方程与其它原子的运动方程迥然不同. 与其它原子的运动方程不同的这两个方程, 给整个联立方程组的求解带来了很大的困难.(2)与实验结果吻合得较好.对于原子的自由运动, 边界上的原子与其它原子一样, 无时无刻不在运动. 对于有N 个原子构成的的原子链, 硬性假定的边界条件是不符合事实的. 其实不论什么边界条件都与事实不符. 但为了求解近似解, 必须选取一个边界条件. 晶格振动谱的实验测定是对晶格振动理论的最有力验证(《固体物理学》§3.1与§3.6). 玻恩卡门条件是晶格振动理论的前提条件. 实验测得的振动谱与理论相符的事实说明, 玻恩卡门周期性边界条件是目前较好的一个边界条件.3.4 试说明在布里渊区的边界上()/q π=a ,一维单原子晶格的振动解n x 不代表行波而代表驻波。
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
)
固体物理晶格振动
3. 量子描述
1 3N 2 H = pi i2Qi2 2 i =1
根据经典力学写出的哈密顿量, 可以直接用来作为量子力学分 析的出发点, 只要把 pi 和 Qi 看作量子力学中的正则共轭算符
3N 1 2 2 2 2 i Qi (Q1 , Q2 ,, Q3 N ) 2 Qi i =1 2 = E (Q1 , Q2 ,, Q3 N )
方程的一般解: un = Aj e
j
i j t naq j
=
1 Nm
Q q, t einaq
q
Q(q, t ) = Nm A j e
i j t
线性变换系数正交条件:
1 N
e
n
ina q q
= q , q
系统的总机械能化为(详细推导过程见后面附录部分)
处理小振动问题时往往选用 位移矢量u (t) 的 3N 个分量 n 与平衡位置的偏离为宗量 写成ui (i=1,2,…,3N)
N 个原子体系的势能函数可以在平衡位置附近展开成泰勒级 数
V 1 3 N 2V V = V0 ui 2 i , j =1 ui u j i =1 ui 0
q=
2π s Na
晶格振动波矢只能取分立的值, 即是量子化的. 为了保证un的单值性, 限制q在一个周期内取值
< q
N N , 0, 1, 2, , 1), ( 2), ( 3), 1, 2 2
N N <s 2 2
2π q= s Na 波矢q也只能取 N 个不同的值, 即
1 2 晶体链的动能: T = mun 2 n 1 2 晶体链的势能: U = un un 1 2 n 1 1 2 2 系统的总机械能: H = mun un un1 2 n 2 n
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 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。
沈阳工业大学《固体物理》(李新)第三章
ni =
ni = 0 ∞
ni e − ni ℏωi / k BT ∑ e − ni ℏωi / k BT ∑
∞
ℏωi 令: k T = x B
ni =
ni = 0
ni e − ni x ∑ e − ni x ∑
∞
∞
ni = 0
∞ d = − ln ∑ e − ni x dx ni =0
d = − ln(1 + e − x + e − 2 x + e −3 x …) dx
的总数就是晶体链原胞的数目N。 第一布里渊区内波数 q 的总数就是晶体链原胞的数目 。 值对应着两个频率, 每个 q 值对应着两个频率,所以
晶格振动频率数=2N=晶体的自由度数。
3. 三维晶格
N个原胞 个原胞每个原胞有n个原子 个原子的三维晶体 个原胞 个原子
晶格振动的波矢数 = 晶体的原胞数 N 波矢数 原胞数 晶格振动的模式数 = 晶体的自由度数 3nN 模式数 自由度数 晶体中格波的支数 = 原胞内的自由度数:3n 支数
1 一维原子链的振动
1.4 格波 格波: 晶格中存在着角频率为 格波: 2π q = n⋅ •格波的波矢: 格波的波矢: 格波的波矢 的平面波。 ω的平面波。 格波
λ
•格波的传播方向: 格波的传播方向: 格波的传播方向 •波速: 波速: 波速
q qa qa 当q->0时, ≈ 时 sin 2 2
= d 1 ln(1 − e − x ) = x dx e −1
ni = 0
频率为ω 频率为 i的声子平均声子数
ni =
1 e ℏωi / k BT − 1
5 确定晶格振动谱ω(q)的实验方法---格波的色散关系。 格波的色散关系。
晶格振动与晶体的热学性质-习题
第三章 晶格振动与晶体的热学性质1。
什么是简谐近似?解:当原子在平衡位置附近作微小振动时,原子间的相互作用可以视为与位移成正比的虎克力,由此得出原子在其平衡位置附近做简谐振动。
这个近似即称为简谐近似。
2.试定性给出一维单原子链中振动格波的相速度和群速度对波矢的关系曲线,并简要说明其意义.解:由一维单原子链的色散关系2sin2qamβω= ,可求得一维单原子链中振动格波的相速度为22sinqa qamaqv p βω== (1)2cos qam a dq d v g βω==. 由(1)式及结合上图3。
1中可以看出,由于原子的不连续性,相速度不再是常数。
但当0→q 时,mav p β=为一常数。
这是因为当波长很长时,一个波长范围含有若干个原子,相邻原子的位相差很小,原子的不连续效应很小,格波接近与连续媒质中的弹性波。
由(2)式及结合上图3。
1中可以看出,格波的群速度也不等于相速度.但当0→q ,mav v p g β==,体现出弹性波的特征,当q 处于第一布区边界上,即aq π=时,0=g v ,而mav p βπ2=,这表明波矢位于第一布里渊区边界上的格波不能在晶体中传播,实际上它是一种驻波。
3。
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?解: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j tN +个原子的运动情况一样,其中t =1,2,3…。
引入这个条件后,导致描写晶格振动状态的波矢q 只能取一些分立的不同值。
如果晶体是无限大,波矢q 的取值将趋于连续。
固体物理 课后习题解答(黄昆版)第三章
•
w
M M
将
us −1
d 2us = C (Vs −1 − us ) + 10C (Vs − us ) , dt 2 d 2Vs = 10C ( us − Vs ) + C ( us +1 − Vs ) , dt 2
w
a/2
o
vs −1
. e h c 3 . w
c 10c
m o c
o
•
o
•
us
vs
当 当
k = k x ,且 k y = 0 时的 ω − k 图,和 kx = k y
时的 ω − k 图,如右图所示。
3.5 已知 Nacl 晶体平均每对离子的相互作用能为 U (r ) = −
马德隆常数 α =1.75,n=9,平均离子间距 r0 = 2.82 Å 。 (1)试求离子在平衡位置附近的振动频率
(b)根据题意,
μl ,m = μ (0) exp[i (lk x a + mk y a − ωt )]
) = c[( μl +1,m + μl −1,m − 2μl ,m ) 的解, dt 2 + ( μl ,m +1 + μl ,m −1 − 2μl ,m )] M(
因为
d 2 μl , m
μl ,m = μ (0) exp[i (lk x a + mk y a − ωt )]
代回到运动方程得到
若 A、B 有非零的解,系数行列式满足:
w
两种不同的格波的色散关系:
w
. e h c 3 . w
-2-
m o c
——第一布里渊区
解答(初稿)作者 季正华
固体物理:第三章 晶格振动和晶体的热学性质
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
—— 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
《固体物理学》讲义(34章)
第三章晶体振动和晶体的热学性质(12学时)晶体内的原子并非在各自的平衡位置上固定不动,而是围绕其平衡位置作振动,并且由于原子之间存在着相互作用力,因而各个原子的振动是相互联系着的,这样在晶体中就形成了各种模式的机械波。
晶格振动对固体的比热、热膨胀、热导等性质有重要的影响。
本章将向大家介绍晶格振动的一般性质。
基本要求:掌握一维晶体振动模式的色散关系,晶格振动的量子化、声子的概念。
爱因斯坦模型和德拜模型解释固体的比热性质。
了解非谐效应,确定振动谱的实验方法以及晶格的自由能。
基本内容:1、一维原子链的振动,色散关系、格波2、晶格振动的量子化、声子,长波近似3、固体比热,爱因斯坦模型和德拜模型4、非简谐效应5、确定振动谱的实验方法,晶格的自由能重点:一维晶体振动模式的色散关系,晶格振动的量子化、声子的概念,爱因斯坦模型和德拜模型。
难点:晶格振动的量子化、声子的概念。
§3.1 一维原子链的振动晶格振动最简单的情形就是一维晶格的振动,本节将介绍一维原子链的振动情况及其色散关系。
通过简单情形的讨论,把所得的一些主要结论和主要方法加以推广,应用到复杂的三维晶格的振动。
一、一维简单格子的情形1、一维简单格子的振动晶体内的原子围绕其平衡位置在不停地振动,由于原子间存在着相互作用力,各个原子之间的振动相互关联,从而在晶体中形成了各种模式的机械波。
(1)、简谐近似和最近邻近似一维简单格子是最简单的情形,考虑一个一维原子链,每个原子具有相同的质量m,平衡时原子间距为a。
由于热运动各原子离开了平衡位置,用x n代表第n个原子离开平衡位置的位移,第n个和第n+1个原子间的相对位移就为x n+1-x n,和第n-1个原子间的相对位移就为x n-x n-1。
只考虑最近邻原子间的简谐相互作用,其恢复力常数为 。
(2)、运动方程对第n 个原子进行受力分析,列牛顿定律方程可得运动方程为:)()(1122-+---=n n n n nx x x x dtx d m ββ )2(1122n n n nx x x dtx d m -+=-+β(n=1、2、…、N ) 式中β为原子间简谐相互作用的恢复力常数。
《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
⎧ 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 = ±
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2
O
m
A
2
M
π
o
πq
a
a
长声学波
长声学支格波相邻原子都是沿着同一方向振动的。
长声学波,相邻原子的位移相同,原胞内的不同原子 以相同的振幅和位相作整体运动。因此,长声学波代表了 原胞质心的运动。
长光学波:
(
A B
)
m M
;
MA mB 0
长光学波,原胞的质心保持不动。所以定性地说, 长光学波代表原胞中两个原子的相对振动。
由于周期性,考虑 0q / a 的区间
当 q 2 / 0
2
m
sin
qa 2
m
sin
qa 2
ma / 2q
与 之间是线性关系
速度 v ma / 2
(弹性波的特点)
声学支格波(声学波): 长声学波为弹性波;频率较低
q 0, 0
(2)q空间的周期对称性
色散关系
2 sin qa
其余的(3p-3)支格波的频率比声学波的最高频率还要高
-------光学支格波
波矢q的取值和范围
设晶体有N个原胞,原胞的基矢为: a1, a2 , a3;
沿基矢方向各有N1、N2、N3个原胞, N N1 N 2 N 3 (可和晶体的体积类比)
根据玻恩---卡门周期性条件:
u
n s
u
n1, n2, n3 s
2
(2 cos qa)A (2 M 2 )B 0
2
(2 m 2 )A (2 cos qa)B 0
2
(2 cos qa)A (2 M 2 )B 0
2 上式看成是以A、B为未知数的线性齐次方程.
以A、B为未知数的线性齐次方程有非零解的条件为系数 行列式为零:
2 m 2 2 cos qa
第三章 晶格振动和晶体的热学性质
晶格振动:组成晶体的原子并非固定于格点位置,而是以 格点为平衡位置作热振动
晶格振动的强弱依赖于温度,对晶体热学性质起重要作用 (热容、热膨胀和热传导等)。另外,对晶体的光学性质 和电学性质等也有重要影响。
点阵动力学的建立
1907年,Albert Einstein发表了题为“Planck辐射理论与比热 的理论”,第一次提出比热的理论。更重要的,第一次提出经典 力学的点阵振动和量子力学的谐振子能级可以对应。 1912年,Peter Joseph William Debye认识到,Einstein提出 的比热公式在极低温下与实验不符合,是因为没有考虑到晶体 中的原子振动频率不是单一的。后来德拜通过谐振理论求得近 似的原子振动的频率分布,得到与实验更加符合的比热公式。 1912年,Max Born和Theodore von Karman发表了题为“论空间 点阵的振动的论文”。提出晶体中原子振动应该是以点阵波的形 式存在,是点阵动力学的奠基之作。 1920-1950年,点阵动力学被应用到晶体的热力学性质、热传导、 电导、介电、光学和X射线衍射等诸多方面。比较完整地总结在 Max Born和黄昆的书“晶体点阵的动力理论”中。 1950年以后,发展了测量点阵动力学性质的实验:中子衍射。
sin 2
1 2
qa
2
波矢q范围 B--K条件
π q π
a
a
un,1 u(n N ),1
波矢q取值
q 2 l
aN
(N / 2l N / 2)
格波的支数=原胞内原子的自由度数, 晶格振动的波矢数目 =晶体的原胞数N, 格波振动频率数目=晶体的自由度数。
一维单原子链,设晶体有N个原胞。
u
n
s
表示顶点位矢为
Rn
的原胞内
第s个原子离开平衡位置在方向的位移。
(=x, y, z)
rs Rn
运动方程和解
仿照一维的运动情况,我们可以写出每个原子的振动方程:
n
msu
s
(=x, y, z;s=1,2,3,···,p)
[共有3p个方程]
在简谐近似下,上式的右端是位移的线性代数式。
试探解: u
2
(q)
mM mM
1
1
4mM (m M
)2
sin2
1 2
1
qa
2
q的取值采用波恩-卡门边界条件(周期性边界条件)来定:
得:qNa 2l l =0,±1,±2……等整数
在第一布里渊区,q取值在区间 ( , )
aa
对应于 N / 2l N / 2 ( l 只能取N个值)
与单原子链比较可知,对应于每个波矢q,一维双原子链出现 了两个频率不同的振动模式。由于不等价的q的数目与原胞数 目相等,因此,双原子链共有2N个不同的振动模式。(N个波 矢数,2N个频率数)
m 2
具有周期对称性,周期为2 / a ,即
在晶格中具有物理意义的波矢仅存在于 / a q / a 的区间
举例说明 un Ae i(qnat)
第一布里渊区
(1) (2)
对格点振动有贡献的是原 子,两原子之间的振动在 物理上没有意义。
/ a q / a 第一布里渊区(倒格子空间)
倒格子空间-波矢空间
n1,
n2,n3 s
N3
e e i
(
Rn
q
t
)
i
(
Rn
q
N
2
q
a
2
t
)
e e i
(
Rn
q
t
)
i
(
Rn
q
N
3q
a3
t
)
N1q a1 2l1
N 2q a2 2l2
N3q a3 2l3
q
a1
2l1 N1
q a3
2l3 N3
q a2
光学波
声学波
光学支格波,相邻原 子振动方向是相反的。
声学支格波,相邻原子振 动方向是相同的。
模型
一维问题的处理步骤:
运动方程 试探解
Mun,1 un,2 un1,2 2un,1 mun,2 un1,1 un,1 2un,2
色散关系
1
2 (q)
mM mM
1
1
4mM (m M )2
2 cos qa
2
2
2 M 2
0
Mm 4
2
(M
m) 2
4
2
sin 2
1 2
qa
0
Mm 4
2 (M
m) 2
4
2
sin 2
1 2
qa
0
解关于2的一元二次方程得:
2
(q)
mM mM
1
1
4mM (m M )2
sin2
1 2
1
qa
2
—最简单的一维双原子链的色散关系
1)色散曲线
un Ae i(qnat)
代入运动方程得:
利用
,和
得:
即: 2
m
sin
qa 2
m
sin
qa 2
其中
m 2
m
一维Bravais格子的色散关系
(频率与波矢之间的关系)
色散概念来自于光学,不同频率的光在同一介质中的传播速 度不同,于是产生色散,频率与波矢之间的关系叫色散关系
讨论:
(1)长波极限
(3)相邻原子的振幅之比
(2 m 2 )A (2 cos qa)B 0
2
(2 cos qa)A (2 M 2 )B 0
2
A
2
cos qa 2
B 2 m 2
对于q
0时:将
(
2
)
1 2
和
a( 2
mM
1
)2
q
分别代入原方程:
得两原子的振幅之比为:
2
A
m
( B) M ;
长光学波
A ( B) 1.
i[q( N 1)at ]
eiqNa 1
得: qNa 2l l =0,±1,±2……等整数
q 2 l
Na
在第一布里渊区,q取值为
/a q /a
对应于 N / 2l N / 2 ( l 只能取N个值----模数 )
结论:在第一布里渊区内的q值唯一地描述了所有的晶格 振动模式,这些值的数目等于晶格的自由度数N。
aa
面积为: 2 2
a
第一BZ为一个原胞的大小
§3.2 三维晶格的振动
模型: 设三维无限大的晶体,每个原胞中有p个原子,相当于每个
基元有p个原子,各原子的质量分别为 m1, m2 ,, mp ; 原胞中 这p个原子平衡时的相对位矢分别为 r1, r2,, rp 。
Rn rs 表示平衡时顶点位矢为 Rn 的原胞内第s个原子的位矢;
π
o
πq
a
a
在q 0时长波近似的情况下,声学支格波与弹性波的
情况类似。
光学支名字的由来,是由于在离子晶体中,可用远红外 光波的电磁场激发此格波。
光学支频率的变化不大;在声学支的频率极大值和光 学支的频率极小值之间,存在一个频率空隙。
2
2
O
m
A
2
M
π
o
πq
a
a
2)周期性边界条件、第一布里渊区中的模数
n
s
A eiRn rs .qt s
AseiRn .qt
将试探解代入运动方程中,指数项可消去,得到3p 个线性
齐次方程:ms 2 As (=x, y, z;s=1,2,3,···,p)
A s有非零解,必须其系数行列式为零
3p个的实根
在3p个实根中,其中有3个当波矢q 0时,