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1、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3=,可求得一维单原子链中振动格波的相速度为2而其群速度为qa2由(1)式和(2)式可做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如下列图3.1所示：Sinqcl上图中A=aj2,=-。曲线1代表%,=色2-,曲线2代表Nma1qmqaT由(1)式及结合上图3.1中可以
2、看出，由于原子的不连续性，相速度不再是常数。但当g0时,为一常数。这是因为当波长很长时，一个波长范围含有假设干个原子，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。=”口,这说明波 V in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40,7=N表达出弹性波的特征，当夕处于第一布区边界上，即4=2时，O=O,而PP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，g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
3、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异。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7个原子和第fN+/个原子的运动情况一样，其中f=l,2,30引入这个条件后，导致描写晶格振动状态的波矢g只能取一些分立的不同值。如果晶体是无限大，波矢g的取值将趋于连续。4 .什么叫声子？对于一给定的晶体，它是否拥有一定种类和定数目的声子？解：声子就是晶格振动中的简谐振子的能量量子，它是一种玻色子，服从玻色一爱因斯坦统计，即具有能量
4、为力WZ（夕）的声子平均数为对于一给定的晶体，它所对应的声子种类和数目不是固定不变的，而是在一定的条件下发生变化。5.试比拟格波的量子声子与黑体辐射的量子光子；“声子气体”与真实理想气体有何相同之处和不同之处？解：格波的量子声子与黑体辐射的量子光子都是能量量子，都具有一定的能量和动量，但是声子在与其它粒子相互作用时，总能量守恒，但总动量却不一定守恒；而光子与其它粒子相互作用时，总能量和总动量却都是守恒的。“声子气体”与真实理想气体的相同之处是粒子之间都无相互作用，而不同之处是“声子气体”的粒子数目不守恒，但真实理想气体的粒子数目却是守恒的。6 .晶格比热容的爱因斯坦模型和德拜模型采用了什么简化
5、假设？各取得了什么成就？各有什么局限性？为什么德拜模型在极低温度下能给出精确结果？解：我们知道晶体比热容的一般公式为由上式可以看出，在用量子理论求晶体比热容时，问题的关键在于如何求角频率的分布函数夕（口）。但是对于具体的晶体来讲，夕（口）的计算非常复杂。为此，在爱因斯坦模型中，假设晶体中所有的原子都以相同的频率振动，而在德拜模型中，那么以连续介质的弹性波来代表格波以求出p（0）的表达式。爱因斯坦模型取得的最大成就在于给出了当温度趋近于零时，比热容Cy亦趋近于零的结果，这是经典理论所不能得到的结果。其局限性在于模型给出的是比热容CV以指数形式趋近于零，快于实验给出的以趋近于零的结果。德拜模型取得
6、的最大成就在于它给出了在极低温度下，比热和温度尸成比例，与实验结果相吻合。其局限性在于模型给出的德拜温度。应视为恒定值，适用于全部温度区间，但实际上在不同温度下，德拜温度0。是不同的。在极低温度下，并不是所有的格波都能被激发，而只有长声学波被激发，比照热容产生影响。而对于长声学波，晶格可以视为连续介质，长声学波具有弹性波的性质，因而德拜的模型的假设根本符合事实，所以能得出精确结果。7 .声子碰撞时的准动量守恒为什么不同于普通粒子碰撞时的动量守恒？U过程物理图像是什么？它违背了普遍的动量守恒定律吗？解：声子碰撞时，其前后的总动量不一定守恒，而是满足以下的关系式其中上式中的G“表示一倒格子矢量。对
7、于G=0的情况，即有内q+人q2=力q3,在碰撞过程中声子的动量没有发生变化，这种情况称为正规过程，或N过程，N过程只是改变了动量的分布，而不影响热流的方向，它对热阻是没有奉献的。对于G“WO的情况，称为翻转过程或U过程，其物理图像可由下列图3.2来描述：图3.2U过程物理示意图在上图3.2中，q+q2是向“右”的，碰撞后q.,是向“左”的，从而破坏了热流的方向，所以U过程对热阻是有奉献的。U过程没有违背普遍的动量守恒定律，因为声子不是实物量子，所以其满足的是准动量守恒关系。8 .简要说明简谐近似下晶体不会发生热膨胀的物理原因；势能的非简谐项起了哪些作用？解：由于在简谐近似下，原子间相互作用能
8、在平衡位置附近是对称的，随着温度升高，原子的总能量增高，但原子间的距离的平均值不会增大，因此，简谐近似不能解释热膨胀现象。势能的非简谐项在晶体的热传导和热膨胀中起了至关重要的作用。N个相同原子组成的一维单原子晶格格波的态密度可表示为P(G)=(tfl-)2。式中例是格波的最高频率。求证它的振动模总数恰好等于No解：由题意可知该晶格的振动模总数为(O=cq2和G=g-cq2,试导出它们的状态密度表达式。解：根据状态密度的定义式可知p)=Iim(1)oAG其中加表示在GG+Ag间隔内晶格振动模式的数目。如果在q空间中，根据。(q)=ct作出等频率面，那么在等频率面/和/+0之间的振动模式的数目就是
9、4?。由于晶格振动模在q空间分布是均匀的，密度为V(2)3(V为晶体体积)，因此有Ie十A=?dSdq(2)(2万)T将(2)式代入(1)式可得到状态密度的一般表达式为夕(G)=y7(3)(2;T)-JI/I(3)式中,g3)|表示沿法线方向频率的改变率。当G=Cq2时，将之代入(3)式可得当。=OO-C将之代入(3)式可得加,原子间距为/2,力常数交错为四，2的一维原子链振动的色散关系。当夕2=lA时，求在4=()和4=工处的火夕)，并粗略画出色散关系。在最近邻近似和简谐近似下，第2n和第(2nl)个原子的运动方程为wzl=A+-)一A区一x2z,-),月(1)fn=&2+2-+l)-鱼2%
10、)at当月2=1OA时，上述方程组(1)可变为d2m-JTl=10AU2n+-)-(积-h-i)中(2)md*=B*2/2一兀2+1)-10用(!-)为求格波解，令|(2怨-砌Ae(3)H(2n+D岑-M2,1=Be将(3)式代入(2)式，可导出线性方程组为-2)A-(Ov2+e-iqa/2)B=O,2m(4)-*(eiqa,2+10ez2)A+(叫-2)B=0mm令2L=说，从A,8有非零解的系数行列式等于零的条件可得m(Il口；-2)2-说(IOe碗a+e-驷/2e碗/2+Ne-驷/2)=0由(5)式可解出d?=G：(Uj20cos4a+101)当夕=0时，cosqa=1,+=V220，M
11、=O当g=工时，cosq=-l,+=V269oco_=y2coa其色散关系曲线如下列图3.4所示：图3.4原子间的力常数不相噂的双原子链的晶格振动色散关系曲线12.如有一维布喇菲格子，第2个原子与第2+1个原子之间的力常数为6；而第2个原子与第2-1个原子的力常数为夕(1)写出这个格子振动的动力学方程；(2) 说明这种情况也有声学波和光学波；(3) 求q=0时，声学波和光学波的频率；TT(4) 求g=(。为晶格常数)时，声学波和光学波的频率。解：(1)此题与(11)题根本相似，在最近邻近似和简谐近似下，同样可以写出第2和第2+1个原子的动力学方程为wzl=伙巧”+1-)一,(2l.-x2l,-
12、)理(1)w-=-+l)-U2n+l-x2n)(2)为求出方程组(1)的格波解，可令,Adg)Wex2n+_Be(2+i)缈-于是将(2)式代入(1)式，可导出线性方程组为/I三一2)A-g*a+2CB=Ol,(1)求证：(2)画出/与4的关系图(设Ms=IO).解：(1)在一维双原子链中，其第2个原子与第2+1个原子的运动方程为m=以工2T+2n+l-2/“)d(1)M=均+2-+)为解方程组（1）可令匕_ei(2n)qa-(jtx2n+1=&水2+IMe将（2）式代入（1）式可得出（-2）A-（CoSqa）B=0,：.(5)式中有理但以丝=幺Sin“。坐si112go=驯sin%1,(6)式中有P(M+m)pM_p_(M-喻pM_2MmMmmMmMmm那么(6)式可简化为1.栏(YcoL（2）当Mm=10时，那么（4）式可化为此时，0与g的关系图，即色散关系图如下列图3.5所示：图3.5一维双域子链振动的色散关系曲线14 .在一维复式格子中，如果n=5l.67xK)-24g,mw=4,=.5Nm.求：(1)光学波频率的最大值、最小值及声学波频率的最大值；(2)相应的声子能量是多少eV?(3)这3种声子在300K时各有多少个？(4)如果用电磁波激发光频振动，要激发最大光学频率的声子所用的电磁波长在什么波段？
