固体的能带理论习题Word文档下载推荐.docx

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用看成微扰作用。

这两种模型的相同之处是：

选取一个适当的具有正交性和完备性

的布洛赫波形式的函数集，然后将电子的波函数在所选取的函数集中展开，其展开

式中有一组特定的展开系数，将展开后的电子的波函数代入薛定谔方程，利用函数

集中各基函数间的正交性，可以得到一组各展开系数满足的久期方程。

这个久期方

程组是一组齐次方程组，由齐次方程组有解条件可求出电子能量的本征值，由此便

揭示出了系统中电子的能带结构。

6.布洛赫电子的费米面与哪些因素有关？

确定费米面有何重要性？

布洛赫电子的费米面与晶体的种类及其电子数目有关。

由于晶体的很多物理

过程主要是由费米面附近的电子行为决定的，如导电、导热等，所以确定费米面对

研究晶体的物理性质及预测晶体的物理行为都有很重要的作用。

7.试述晶体中的电子作准经典运动的条件和准经典运动的基本公式。

在实际问题中，只有当波包的尺寸远大于原胞的尺寸，才能把晶体中的电子

看做准经典粒子。

准经典运动的基本公式有：

晶体电子的准动量为

1,、

v—kE（k）；

Fdk

dt

2

112E（k）.

*2，

mkk

晶体电子的速度为

晶体电子受到的外力为

晶体电子的倒有效质量张量为

在外加电磁场作用下，晶体电子的状态变化满足：

8.试述有效质量、空穴的意义。

引入它们有何用处？

有效质量实际上是包含了晶体周期势场作用的电子质量，它的引入使得晶体

中电子准经典运动的加速度与外力直接联系起来了，就像经典力学中牛顿第二定律一样，这样便于我们处理外力作用下晶体电子的动力学问题。

当满带顶附近有空状态k时，整个能带中的电流，以及电流在外电磁场作用下的变化，完全如同存在一个带正电荷q和具有正质量m*、速度v（k）的粒子的情况一样,这样一个假想的粒子称为空穴。

空穴的引入使得满带顶附近缺少一些电子的问题和导带底有少数电子的问题十分相似，给我们研究半导体和某些金属的导电性能带来了很大的方便。

9.试述导体、半导体和绝缘体能带结构的基本特征。

还有只是部分地被电子填充的能

在导体中，除去完全充满的一系列能带外，带，后者可以起导电作用，称为导带

在半导体中，由于存在一定的杂质，或由于热激发使导带中存有少数电子，或满带中缺了少数电子，从而导致一定的导电性。

在绝缘体中，电子恰好填满了最低的一系列能带，再高的各带全部都是空的，由

于满带不产生电流，所以尽管存在很多电子，并不导电。

10.说明德・哈斯-范・阿尔芬效应的基本原理及主要应用。

在低温下强磁场中，晶体的磁化率、电导率、比热容等物理量随磁场变化而呈现出振荡的现象，称为德・哈斯―范・阿尔芬效应。

由于德・哈斯―范・阿尔芬效应同金属费米面附近电子在强磁场中的行为有关，因而同金属费米面结构密切相关，所以德・哈斯―范・阿尔芬效应成为人们研究费米面的有力工具。

11.一维周期场中电子的波函数k（x）应当满足布洛赫定理。

若晶格常数为a,电子

的波函数为

（1）k（x）sin-x；

a

3

（2）k（x）icos——x;

（3）k（x）f（xia）（其中f为某个确定的函数）。

试求电子在这些状态的波矢。

布洛赫函数可写成k（x）eikxuk（x）,其中，uk（xa）uk（x）或写成

k（xa）

ikae

k（x）

（1）

k（x

a）

.xasin

a

.xsin一

ika

e1

显然有

Uk（xa）

uk（x）

故k（x）

sin—x的波矢a

⑵k（x

icosU

3xicos—a

所以

Uk（xa）Uk（x）

icos—

x的波矢一。

（3）k（x

f（xaia）

f[x

（i

1）a]f（xma）k（x）

m

f（x

ia）的波矢为

0。

要说明的是,

上述所确定的波矢

k并不是唯一的，这些k值加上任一倒格矢都是

所需的解。

因为

k空间中相差任一倒格矢的两个k值所描述的状态是一样的。

12.已知电子在周期场中的势能为

其中：

a4b,

为常数

（1）画出势能曲线，并求出其平均值；

（2）用近自由电子模型求出此晶体的第1及第2个禁带宽度

（1）该周期场的势能曲线如下所示：

其势能平均值为:

（2）根据近自由电子模型，此晶体的第1及第2个禁带宽度为

其中5和U2表示周期场U（x）的展开成傅立叶级数的第一和第二个傅立叶系数。

于是有

故此晶体的第1及第2个禁带宽度为

13.已知一维晶体的电子能带可写成：

l八、27,1~、

E（k）2（—coska—cos2ka）。

ma288

式中a是晶格常数。

试求

（1）能带的宽度;

（2）电子在波矢k的状态时的速度；

（3）能带底部和顶部电子的有效质量。

（1）在能带底k0处，电子能量为

在能带顶k—处，电子能量为a

22

故能用览度为EE（—）E（0）—2ama

（2）电子在波矢k的状态时的速度为

（3）电子的有效质量为

于是有在能带底部电子的有效质量为m1*2m

在能带顶部电子的有效质量为m22m

14.平面正六角形晶格（见图5.30）,六角形2个对边的间距是a,其基矢为

a.、3

a1—।—aj；

试求：

（1）倒格子基矢；

（2）画出此晶体的第一、二、三布里渊区;

（3）计算第一、二、三布里渊区的体积多大?

（1）由题意可取a3k,那么根据倒格子基矢的定义有

（2）此晶体的第一、二、三布里渊区如下图5.2所示

图5.2平面正六边形晶格的布里渊区示意图

（3）由于各个布里渊区的体积都相等，且等于倒格子原胞的体积，所以第一、

二、三布里渊区的体积为

15.证明正方格子第一布里渊区的角隅处的一个自由电子的动能，比该区侧面中点处的电子动能大1倍。

对三维简单立方晶格，其相应的倍数是多少?

设正方格子的晶胞参数为a,则其相应的倒格子也为一正方格子，并且其

倒格子基矢大小为2-,由此可知位于该正方格子第一布里渊区角隅处的自由电子的a

k2—。

波矢大小为ki且，而位于该区侧面中点处的电子的波矢大小为a

隅处的自由电子的动能大小为E%—，而位于该区侧面中点处的电子的动能大小ma

为Ek2--,显然有Eki2Ek2。

2ma

由此证得正方格子第一布里渊区的角隅处的一个自由电子的动能，比该区侧面

中点处的电子动能大1倍

对三维简单立方晶格，由相同的方法可以同样证得其相应的倍数为

16

3。

.设kF表示自由电子的费米波矢，km表示空间中从原点到第一布里渊区边界的最

小距离，求具有体心立方和面心立方结构的一价金属的比值kF/km0

对于体心立方结构的一价金属，其自由电子的费米波矢为

而km%，故kF/%（迪）1/3

a2

对于面心立方结构的一价金属，其自由电子的费米波矢为

而km避一，故kF/%（111）1/30

a3

17.一矩形晶格，原胞边长a21010m,b41010m。

（1）画出倒格子图；

（2）画出第一布里渊区和第二布里渊区；

（3）画出自由电子的费米面。

由题意可取该矩形晶格的原胞基矢为a1ai,a2bj,由此可求得其倒格子

基矢为b—i3.141010i,b21.571010j,由此可做出此矩形晶格的倒格子图如a

下图5.3所示：

•（

Pi

Lj|

>

1

1•

I,uh,

♦，

1g

:

L

kIk：

*4

14

1i

X

图5.3矩形晶格的倒格子

（2）该矩形晶格的第一布里渊区和第二布里渊区如下图5.4所示：

图5.4矩形晶格的第一和第二布里渊区

（3）设该二维矩形晶格晶体含有N个电子，由于费米面是k空间占有电子与不占有电子区域的分界面，所以有下式成立

由此得kF2（N）1/2.、2n1/2

S

上式中nN为该二维晶格晶体的电子密度。

于是可求得该二维晶格晶体的费米面的半径为

由此可做出自由电子的费米面如下图5.5中圆面所示：

图5.5二维矩形晶格的费米面圆

18.证明：

应用紧束缚方法，对于一维单原子链，如只计及最近邻原子间的相互作用,

其s态电子的能带为

__2一

E（k）Em.4Jsin2（ka/2）。

式中：

Emm为能带底部的能量；

J为交叠积分。

并求能带的宽度及能带顶部和底部电子的有效质量。

设s态的原子能级为s,当只计及最近邻格点的相互作用时，则用紧束缚方法可求得该一维单原子链的s态电子能量为

上式中JoIiO[UOV（E）]dE0,

J（Rs）*（己Rs）[U（9V（。

]i（ME0（其中u（9表示晶体中的周期

性势场，也即各格点原子势场之和。

v（a为某格点的原子势场）

由于s态波函数是球形对称的，因而在各个方向重叠积分相同。

在一维单原子链中，每个原子周围有2个近邻格点，其格矢分别为ai和ai,由此可知一维单原子链的s态电子能量可化为：

上式中JJ（ai）J（ai）*（己ai）[U（9V（。

]i（9dE0

由此可知，当k0时，即能带底的能量为Em^sJo2J；

当k—,即能

带顶的能量为EmaxsJ。

2J

maxs

于是可证得一维单原子链的s态电子能量为

并且还可得能带宽度为EEmaxEmin4J

22

由此还可求得有效质量m*（k）2/d-EE-

dk2aJcoska

于是可求得能带顶部的电子有效质量m*m*（—）a2a2J

能带底部的电子有效质量m*m*（0）=。

2aJ

19.设二维正三角形晶格中原子间距为a,试根据紧束缚近似的结果，求出能带E（k）

的表达式，并求出相应的电子速度v（k）和有效质量的各个分量mo

当只计及最近邻格点的相互作用时，根据紧束缚近似可得该晶格由原子s

态的形成的能带表达式为

kR

E（k）sJ0J（Rs）es

（1）

Rs近邻

J（Rs）*（己Rs）[U（0V（0]i（9d±

0（其中U（9表示晶体中的周期

V（9为某格点的原子势场）

0）

在此二维晶格中，取原点为参考点，则其六个近邻格点坐标值为

（a,0）

1

.3、

—a,——a）

把近邻格式Rs代入

（1）式，并考虑到s态波函数的球对称性可得:

（2）

1.3,、J,-3.

sJo2Ji[cosakxcos（-akx——aky）cos（-akxaky）]

2222

上式中J1表示原点所处格点与任一最近邻格点的波函数的重叠积分的负值，并

有J100

由此可知相应的电子速度为

选取kx,ky轴沿张量主轴方向，则有m；

ym；

x0,而

20.用紧束缚方法处理面心立方的s态电子，若只计及最近邻相互作用，试导出其能带为

s态电

并求能带底部电子的有效质量0

当只计及最近邻格点的相互作用时，用紧束缚近似方法处理晶体的

子，其能带E（k）的表达式可写为

aRs）[U（0V（0]i（0d±

o（其中U（9表示晶体中的周期性势

场，也即各格点原子势场之和；

V（9为最近邻格点的原子势场；

Rs为最近邻格点的

，a,a）,（0,a）,（0,a）,（0,-

22222222

将上述的12套坐标值代入上述的E（k）的表达式，可得

由于J0,所以当kxkykz0时，E（k）有最小值EminE0A12J,即为能

带底部。

选取kx,ky,kz轴沿张量主轴方向，则有FK^xyFK^yx^^^xzzxyzzy°

，

而在能带底部有