固体特理学_黄尾筇三章晶格振动与朗热学陛质_20050406 §3.2一维单原子链 绝热近似条件:电子对离子运动的影响,可以通过引入一个均匀分布的负电荷所产生的常量势场 近似处理。这样就将电子的运动和离子的运动分开。 晶格具有周期性,晶格的振动具有波的形式一一格波。 格波的研究:先计算原子之间的相互作用力,再根据牛顿第二定律列岀原子的微分运动方程,最 后求解方程 一维原子链,每个原子都具有相同的质量m,平衡时原子间距——晶格常数a 如图XCH00300101所示。 原子之间的作用力 由于热运动各原子离开了它的平衡位置,Hn代表第n 个原子离开平衡位置的位移,第n个原子和第n+1个 原子间的相对位移:n+1-n An(a+n+-1) 设在平衡位置时,两个原子间的互作用势能是v(a) -产生相对位移6=Hn1-H后相互作用势能变成v(a+o) 将v(a+6在平衡位置附近展开,得到:v(a+d)=v(a)+()6+(dy 2 dr-2)a8+ High items 第一项ν(a)为常数 第二项(,)为零在平衡时势能取极小值 —当a很小,即振动很微弱时,势能展式中可只保留到二阶项。 相邻原子间的作用力:f 简谐近似 B )。——恢复力常数 REVISED TIME: 05-4 CREATED BY XCH
固体物理学_黄昆_第三章 晶格振动与晶体的热学性质_20050406 §3.2 一维单原子链 绝热近似条件：电子对离子运动的影响，可以通过引入一个均匀分布的负电荷所产生的常量势场 近似处理。这样就将电子的运动和离子的运动分开。 晶格具有周期性，晶格的振动具有波的形式 —— 格波。 格波的研究：先计算原子之间的相互作用力，再根据牛顿第二定律列出原子的微分运动方程，最 后求解方程。 一维原子链，每个原子都具有相同的质量 m，平衡时原子间距 —— 晶格常数 a。 如图 XCH003_001_01 所示。 原子之间的作用力 由于热运动各原子离开了它的平衡位置， µ n 代表第 n 个原子离开平衡位置的位移，第 n 个原子和第 n＋1 个 原子间的相对位移： µ n+1 − µ n 。 设在平衡位置时，两个原子间的互作用势能是 v(a) —— 产生相对位移δ = µ n+1 − µ n 后相互作用势能变成 v(a +δ ) 将 v(a +δ ) 在平衡位置附近展开，得到： High items dr d v dr dv v a v a + = + a + a +2 2 2 ( ) 2 1 ( δ ) ( ) ( ) δ δ —— 第一项v a( ) 为常数 —— 第二项( )a dv dr 为零_____在平衡时势能取极小值 —— 当 a 很小，即振动很微弱时，势能展式中可只保留到二阶项。 相邻原子间的作用力： βδ δ = − ≈ − d dv f —— 简谐近似 a dr d v ( ) 2 2 β = —— 恢复力常数 REVISED TIME: 05-4-9 - 1 - CREATED BY XCH
固体特理学_黄尾筇三章晶格振动与朗热学陛质_20050406 原子的运动方程 如果只考虑相邻原子的互作用,则第n个原子所受到的总作用力 B(n1-1n)-B(Hn-{n1)=B(n+1+n1-2n) 第n个原子的运动方程:m d Hn=B(un+l+Am-1-2A ),(n=1,2,3…,N) 对于每一个原子,都有一个类似上式的运动方程,因此方程的数目和原子数相同。 原子运动方程的解和振动频率 设方程组的解是一振幅为A、角频率为o的简谐振动函数:Hn=Aemm qna表示第n个原子振动的位相因子 将Hn1=Aem)、pun1=Aem)和An=Aemm)代回到运动方程 m di 2= p(n+l+Hp-1-2Hn) 消去共同因子,得到:-mo2=B(e+e-2) 利用欧拉公式后得到 2B1-cosc sin(ag 格波的波速vn=2一般是波长的函数。 ~q关系代表一维简单晶格中格波的色散关系——振动频谱。 格波An=Ae=m)的意义 连续介质波:Ae 波数:q= REVISED TIME: 05-4 CREATED BY XCH
固体物理学_黄昆_第三章 晶格振动与晶体的热学性质_20050406 原子的运动方程 如果只考虑相邻原子的互作用，则第 n 个原子所受到的总作用力： ( ) ( ) ( 2 ) β µn+1 − µ n − β µ n − µn−1 = β µ n+1 + µn−1 − µ n 第 n 个原子的运动方程： ( 2 ), ( 1, 2, 3 , ) 2 1 1 2 n N dt d m n n n n = β µ + + µ − − µ = " µ 对于每一个原子，都有一个类似上式的运动方程，因此方程的数目和原子数相同。 原子运动方程的解和振动频率 设方程组的解是一振幅为 A、角频率为ω的简谐振动函数： i( t naq) n Ae − = ω µ —— qna 表示第 n 个原子振动的位相因子 将 、 和 代回到运动方程： [ ( 1) ] 1 i t n aq n Ae − + + = ω µ [ ( 1) ] 1 i t n aq n Ae − − − = ω µ i( t naq) n Ae − = ω µ ( 2 ) 2 1 1 2 n n n n dt d m β µ µ µ µ = + + − − 消去共同因子，得到： ( 2) 2 − = + − iaq −iaq mω β e e 利用欧拉公式后得到： [1 cos ] 2 2 aq m = − β ω ， ) 2 sin ( 2 4 2 aq m β ω = 格波的波速 q v p ω = 一般是波长 λ 的函数。 ω ~ q 关系代表一维简单晶格中格波的色散关系 —— 振动频谱。 格波 的意义 i( t naq) n Ae − = ω µ 连续介质波： ( ) ( 2 ) i t qx x i t Ae Ae − − = λ ω ω π 波数： λ 2π q = REVISED TIME: 05-4-9 - 2 - CREATED BY XCH
固体特理学_黄尾筇三章晶格振动与朗热学陛质_20050406 格波:An=Ae“m 晶体中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φ的 振动。在简谐近似下,格波是简谐平面波,如图ⅩCH003_00102所示。 图中的向上的箭头代表原子沿X轴向右振动,向下的箭头代表原子沿ⅹ轴向左振动。箭头的 长度代表原子离开平衡位置位移的大小 格波的波长:= q n 格波的波矢:qA分 n+1 代表沿格波传播方向的单位矢量 格波的相速度:p=0 不同原子间位相差:naq-mag=(n-n)aq 相邻两个原子的位相因子差:(n+1)ag-nq=aq r格波波矢的取值和布里渊区 相邻原子位相差:叫→2丌+qq时,所有原子的振动没有任何改变 如图XCH003002所示,格波1(红色标示)的波矢:q4a2a 相邻原子的位相差:a41-2 格波2(绿色标示)的波矢:42-4a2a 相邻原子的位相差:a2=2+ XCHO03 00 两种波矢下,格波描述的原子振动是完全相同 REVISED TIME: 05-4 CREATED BY XCH
固体物理学_黄昆_第三章 晶格振动与晶体的热学性质_20050406 格波： i( t naq) n Ae − = ω µ —— 晶体中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。在简谐近似下，格波是简谐平面波，如图 XCH003_001_02 所示。 —— 图中的向上的箭头代表原子沿 X 轴向右振动，向下的箭头代表原子沿 X 轴向左振动。箭头的 长度代表原子离开平衡位置位移的大小。 格波的波长： q π λ 2 = 格波的波矢： q n K K λ 2π = —— n K 代表沿格波传播方向的单位矢量 格波的相速度： q v p ω = 不同原子间位相差： n'aq − naq = (n'−n)aq 相邻两个原子的位相因子差：(n +1)aq − naq = aq 格波波矢的取值和布里渊区 相邻原子位相差： aq ⇒ 2π + aq时，所有原子的振动没有任何改变。 如图 XCH003_002 所示，格波 1（红色标示）的波矢： a a q 4 2 2 1 π π = = 相邻原子的位相差： 2 1 π aq = 格波 2（绿色标示）的波矢： a a q 2 5 5 4 2 2 π π = = 相邻原子的位相差： 2 2 2 π aq = π + —— 两种波矢下，格波描述的原子振动是完全相同。 REVISED TIME: 05-4-9 - 3 - CREATED BY XCH
固体特理学_黄尾筇三章晶格振动与朗热学陛质_20050406 波矢的取值:-丌<aq≤丌,--<q≤ 第一布里渊区。 只要硏究凊楚第一布里渊区的晶格问题就可以,其它区域不能提供新的物理信息。 玻恩一卡门(Bom- Karman)周期性边界条件 以上的讨论是将一维单原子晶格看作无 限长来处理的,这样所有原子的位置是 等价的,每个原子的振动形式都一样。 实际的晶体都为有限的,形成的链不是 无穷长,这样链两头的原子就不能用中 间原子的运动方程来描述。玻恩一卡门 oooc⊙ (Born- Karman)提出采用周期性条件可 XCH0300301 以解决上述困难。如图XCH00300301所示。 由N个原子头尾相接形成一个环链,它保持了所有原子等价的特点,而且N很大,其中的原子运动 近似为直线运动。在处理问题时要考虑到环链的循环性。 如图XCH003003_02所示,设第n个原子的位移n,那么再增加N个原子之后,第N+n个原子的 位移为4+n XCH00300302 则有:4N=4n,即Aem-nl=Ael=m N+1 要求:e=1,Mg=2mh N+n●n N+2 Xh,h为整数 波矢的取值范围:-x<g≤ <h< h 2+2,、A +3,…0 2 h只能取N个整数值,波矢q也只能取N个不同的分立值。所以在第一布里渊区包含N个状态。 第一布里渊区状态数说明:每个波矢在第一布里渊区占的线度:。_2兀,L=N REVISED TIME: 05-4 CREATED BY XCH
固体物理学_黄昆_第三章 晶格振动与晶体的热学性质_20050406 波矢的取值： −π < aq ≤ π ， q a a π π − < ≤ —— 第一布里渊区。 —— 只要研究清楚第一布里渊区的晶格问题就可以，其它区域不能提供新的物理信息。 玻恩－卡门（Born-Karman）周期性边界条件 以上的讨论是将一维单原子晶格看作无 限长来处理的，这样所有原子的位置是 等价的，每个原子的振动形式都一样。 实际的晶体都为有限的，形成的链不是 无穷长，这样链两头的原子就不能用中 间原子的运动方程来描述。玻恩－卡门 （Born-Karman）提出采用周期性条件可 以解决上述困难。如图 XCH003_003_01 所示。 由 N 个原子头尾相接形成一个环链，它保持了所有原子等价的特点，而且 N 很大，其中的原子运动 近似为直线运动。在处理问题时要考虑到环链的循环性。 如图 XCH003_003_02 所示，设第 n 个原子的位移 µ n ，那么再增加 N 个原子之后，第 N+n 个原子的 位移为 µ N+n 则有： µ N +n = µ n ，即 i[ t (n 1)aq] i[ t naq] Ae Ae − + − = ω ω 要求： =1， −iNaq e Naq = 2πh h Na q = × 2π ，h 为整数 波矢的取值范围： a q a π π − < ≤ 所以： 2 2 N h N − < ≤ ， 2 1, 2 2, 2 3, 0, 2 2, 2 1, 2 N N N N N N h = − + − + − + " " − − h 只能取 N 个整数值，波矢 q 也只能取 N 个不同的分立值。所以在第一布里渊区包含 N 个状态。 第一布里渊区状态数说明：每个波矢在第一布里渊区占的线度： L q 2π = ， L = Na REVISED TIME: 05-4-9 - 4 - CREATED BY XCH
固体特理学_黄尾筇三章晶格振动与朗热学陛质_20050406 第一布里渊区的线度:q= XCH00300401 第一布里渊区状态数:2xa=N 2丌/L 色散关系2=4Bsm2() 由于频率是波数的偶函数,O=2 m学 色散关系曲线是周期性的,关于Oo轴对称的。 在q空间的周期为 频率的极小值:Om=0,频率的股大值:=21 当0≤q≤x,与其相应频率的变化范围:0≤022 有频率在0≤ω≤2之间的格波才能在晶体中传播,其它频率的格波被强烈衰减。因此可 以将一维单原子晶格看作成低通滤波器。 r长波极限(q→0,>>a)情况 Elastic Wave Elastic wave 当q→0.即波长很长时,sin(()≈ amax 2T 2n 色散关系如图XCH00300402所示 在长波极限下一维单原子晶格格波的色散关系和连续介质中弹性波的色散关系O= MElati 9-致 REVISED TIME: 05-4 CREATED BY XCH
固体物理学_黄昆_第三章 晶格振动与晶体的热学性质_20050406 第一布里渊区的线度： a q 2π = 第一布里渊区状态数： N L a N = = 2 / 2 / ' π π 色散关系 ) 2 sin ( 2 4 2 aq m β ω = 由于频率是波数的偶函数， ) 2 2 sin(aq m β ω = 色散关系曲线是周期性的，关于Oω 轴对称的。 在 q 空间的周期为： a 2π 频率的极小值： 0 ω min = ，频率的极大值： max 2 m β ω = 当 a q π 0 ≤ ≤ ，与其相应频率的变化范围：0 2 m β ≤ ≤ ω —— 只有频率在0 2 m β ≤ ≤ ω 之间的格波才能在晶体中传播，其它频率的格波被强烈衰减。因此可 以将一维单原子晶格看作成低通滤波器。 长波极限(q → 0, λ >> a) 情况 当 q → 0，即波长很长时， 2 ) 2 sin(qa qa ≈ —— q m a β ω = 色散关系如图 XCH003_004_02 所示。 在长波极限下一维单原子晶格格波的色散关系和连续介质中弹性波的色散关系 V q ω = Elastic 一致。 REVISED TIME: 05-4-9 - 5 - CREATED BY XCH