固体物理学a(1)-3-2.ppt

2013.03,固态电子论A(1),,固态电子论A(1),2013.03,固态电子论A(1),3.1 晶格振动的经典理论 3.2 晶格振动的量子化－声子 3.3 固体热容的量子理论 3.4 晶格振动的实验研究* 3.5 离子晶体的红外光学性质* 3.6 非简谐效应：晶体的热膨胀和热传导,第三章 晶格振动和晶体的热学性质,参考： 黄昆书第三章，Kittel 书第四和第五两章,2013.03,固态电子论A(1),3.3 固体热容的量子理论,一. 经典理论的困难 二. 爱因斯坦模型（Einstein 1907年） 三. 德拜模型（Debye 1912年） 四. 实际晶体的热容,参考：黄昆书 3.8节（p122-132）Kittel 书 5.1节（79－87）,前面提到：热容是固体原子热运动在宏观性质上的最直接体现，因而对固体原子热运动的认识实际上首先是从固体热容研究开始的，并得出了原子热运动能量是量子化的这个无可争辩的结论我们讨论固体热容仍是以揭示原子热运动特征为目的，而完整地介绍热容统计理论应是统计物理的内容2013.03,固态电子论A(1),一. 经典理论的困难,Dulong－Petit 1819 年发现大多数固体常温下的摩尔热容量差不多都等于一个与材料和温度无关的常数值（25 J/mol﹒K），这个结果就称为Dulong－Petit定律。

根据经典统计中的能量均分定理，受简谐力作用的原子像一组谐振子，每个自由度的平均总能量为 kBT，一摩尔固体中有 个原子，所以每摩尔晶体晶格的振动能为：,虽然Dulong－Petit 定律得到经典能量均分定理的解释但1875年Weber 就发现不少固体的热容量远低于Dulong－Petit数值，而且随温度的降低而减小，这是经典理论所无法理解的，也是量子论诞生的催生剂之一2013.03,固态电子论A(1),见 Blakemore：Solid State Physics P90,典型金属元素定压比热随温度的变化的测量值同Dulong-Petit 定律的比较2013.03,固态电子论A(1),,二. Einstein 模型,在与环境温度处于热平衡状态时谐振子按时间的平均能量为：,1907年 Einstein 用量子论解释了固体热容随温度下降的事实，这是1905 年 Einstein 首次用量子论解释光电效应后，量子论的又一巨大成功，对于人们从经典理论的思想束缚中解放出来起了巨大作用所以它的意义远远超过了解释固体热容本身的价值Einstein 保留了原子热振动可以用谐振子描述的观点，但放弃了能量均分的经典观念，而假定其能量是量子化的：,当 时，即高温下： 和经典理论是一致的，只是在低温下量子行为才是突出的。

2013.03,固态电子论A(1),在一定温度下，频率为j的简谐振子的统计平均能量按照Boltzman分布规律应为：,2013.03,固态电子论A(1),平均声子数是普朗克分布,2013.03,固态电子论A(1),为确定谐振子的平均能量， Einstein又做了一个极为简单的假定，他假定晶体中所有原子都以同一频率 E在振动因而在一定温度下，由N个原子组成的晶体的总振动能为：,定义：Einstein温度,可以通过和实验曲线的拟合确定具体数值2013.03,固态电子论A(1),,高温下：T >> TE,称作Einstein热容函数，它是温度的函数：,利用公式,可以给出：,这正是 Dulong－Petit 定律的结果因为高温下， 谐振子处于高激发态， 比量子阶梯大的多，振动谱的 量子性质变得不那么重要了，就是经典理论描述的结果2013.03,固态电子论A(1),在低温下：T << TE,很显然，表达式中指数项起主要作用，温度下降，热容量降低当T0时，CV 0，这与实验结果定性符合但更精细的实验结果表明，当温度很低时， CV∝ T3，这说明Einstein理论假定单一频率是过分简单了。

因此才促使Born等人开始了晶格振动的仔细研究，给出频率表达式尽管模型仍有不足之处， 但 Einstein使用一个可调参数 TE(ωE)就可以基本解释热容－温度关系的做法应当看作是理论物理工作的一个典范之作这充分说明，能量量子化才是理解晶格振动问题的关键，这也间接印证了提出用声子概念讨论晶体性质的必要性2013.03,固态电子论A(1),见 Blakemore：Solid State Physics P121黄昆书 (P125 图3－21),金刚石比热测量值与Einstein模型给出结果的比较2013.03,固态电子论A(1),Debye 模型：Debye（1912）修正了原子是独立谐振子的概念，而考虑晶格的集体振动模式，他假设晶体是各向同性的连续弹性介质，原子的热运动以弹性波的形式发生，每一个弹性波振动模式等价于一个谐振子，能量是量子化的，并规定了一个弹性波频率上限 ，称之为德拜频率因为由 N 个原子组成的晶体其自由度为 3N，所以只能有3N 种振动模式，故：,代入弹性波的态密度：,即可确定德拜频率数值： 其中n是单位体积原子数2013.03,固态电子论A(1),德拜频率 是一个十分有用的参数，它的直接意义是在弹性波近似下，晶格振动的最高频率。

与此相关我们还可以定义德拜温度和德拜半径：,在德拜模型下：,修订了Einstein单一振动频率的假定，求和变积分， 代入弹性波态密度表达式后，即可给出：,2013.03,固态电子论A(1),于是：,给出了热容温度关系为了便于比较，我们仍从高低温度极限情形进行讨论2013.03,固态电子论A(1),在高温下：T >> TD，即：同样利用公式：,这一结果与 Dulong－Petit定律一致，和 Einstein 模型结论也一致，相当于全部弹性波模式都被激发，可以忽视量子效应的经典情形≈,2013.03,固态电子论A(1),,在低温下：T >1,证明见后这个结果不同于 Einstein 模型的结论，被称作德拜 T3定律，只要选出恰当的德拜温度数值，该表达式给出的理论曲线可以很好的拟合实验曲线这是因为低温下，只有波长长的声学模式（低ω）被热激发，高能量的被冻结，弹性波近似恰好符合低温时的情况所以给出了满意的结果能量公式中：,所以：,≈,≈,≈,2013.03,固态电子论A(1),,,,附录：积分公式证明,使用公式,参考Kittel 8版p84,2013.03,固态电子论A(1),见 Blakemore：Solid State Physics P127黄昆书 (P130 图3－23),Debye 模型和实验结果的比较 （实验点是金属镱比热测量值） 该图的画法值得注意， 取 为坐标，消除了 不同物质的区别，突出 反映德拜规律。

2013.03,固态电子论A(1),见阎守胜：固体物理基础 p112 图,2013.03,固态电子论A(1),见 Blakemore：Solid State Physics P128,KCl 的晶格低温比热与T3成线性关系 Cu 的电子比热与T 成线性关系,注意：对热容的贡献不仅来自晶格，还有自由电子等2013.03,固态电子论A(1),摘自Kittel 8版p85,见黄昆书p131和p130之说明,德拜理论提出后相当长一段时间内曾认为与实验相当精确的符合，但是随着低温测量技术的发展，越来约暴露出德拜理论与实验间仍存在显著的偏差，不同温度下得到的德拜温度数值不同就是德拜理论局限性的明证2013.03,固态电子论A(1),德拜模型的局限性是容易理解的，因为使用弹性波色散关系描述格波的假设是一种近似，它忽略了格点的不连续性，对于那些长波或频率低的波，它们不连续性的效果是不重要的，采用这个近似是允许的，可是当波长短到足以与原子间距相比较时，德拜近似就失效了，所以德拜模型不足以全面地表述晶格振动的性质，只是比较准确地表述了低温下晶格振动的性质尽管如此，德拜模型的成功还是被充分肯定的2013.03,固态电子论A(1),德拜温度 是一个衡量晶体物理性质的重要参量， 多数晶体在200K－400K之间，个别弹性模量大、密度低的晶 体，如金刚石,Be,B 等到达1000K以上。

从德拜温度数值可以估出晶格振动频率的量级：,德拜温度可以看作是一个分界温度，近似地表示了经典理论的使用范围，在该温度以下，许多模式被冻结，必须使用量子理论处理≈,2013.03,固态电子论A(1),见 Blakemore：Solid State Physics P130,,各资料中数值略有差异要记住量级,,,2013.03,固态电子论A(1),附录. 实际上，经简单的数量级估算即可得出在Debye近似下，在很低温度下晶格热容与 T3 成正比的结果在非常低的温度下，由于短波声子的能量太高，不会被热激发，而被“冷冻”下来所以 的声子对热容几乎没有贡献；只有那些 的长波声子才会被热激发因此，低温下晶格热容的贡献主要来自于长波声子的贡献在 q 空间中，被热激发的声子所占的体积比约为：,>,2013.03,固态电子论A(1),就实际晶体而言， CV∝ T3必须在很低的温度下才成立，大约要低到 T~TD/50，即约10 K以下才能观察到CV随T3变化Debye模型在解释晶格热容的实验结果方面已经证明是相当成功的，特别是在低温下， Debye理论是严格成立的。

但是，需要指出的是Debye模型仍然只是一个近似的理论，仍有它的局限性，并不是一个严格的理论而每个被激发的振动模式（声子）具有的能量为 kBT因此，由于热激发，系统所获得的能量为：,也给出一个很好的近似结果说法不一！！有1/12 , 1/30 不同说法2013.03,固态电子论A(1),四. 晶格振动对热容的贡献的严格计算：,在一定温度下，频率为j的简谐振子的统计平均能量按照Boltzman分布规律应为：,现今，我们已经对晶格振动有了比较严密的理论计算，也有实验的精密测量，因此对晶格热容的了解，可以说已经比较完善了，固体热容测量已经成为我们了解固体结构和性质变化的手段之一2013.03,固态电子论A(1),平均声子数是普朗克分布,2013.03,固态电子论A(1),于是，在一定温度下，晶格振动的总能量为：,将对j的求和改为积分,—— 晶体的零点能,－与温度有关的能量,为晶格振动的态密度 m为截止频率2013.03,固态电子论A(1),,晶格热容：,如果已知某种晶体的晶格振动态密度 g() ，我们即可根据上式求出晶格热容来，但这并不是一件很容易的事情，往往需要近似计算2013.03,固态电子论A(1),见阎守胜： 固体物理基础 p113 图,德拜近似和实际晶体态密度的差异是明显的，但在足够低的温度下，德拜模型是一个良好的近似。

实验测出的Cu态密度图，可以使用德拜近似，使两种曲线包围的面积相等黄昆书P133,2013.03,固态电子论A(1),一维双原子链 态密度示意图,Einstein 模型,Debye 模型,混合模型,一维情形,2013.03,固态电子论A(1),混合模型 见Phonons 一书 Ⅰp76,Debye 模型,Einstein 模型,双原子三维晶体 态密度示意图,三维情形,2013.03,固态电子论A(1),小结：对晶格振动的认识过程：,晶格中的原子热运动：,原子被当作独立谐振子,能量均分定理,能量量子化,是集体运动近似作弹性波,,,,必须用格波色散关系表述,,,,,,,,,,,,Dulong－Petit定律,Einstein 模型,,,Debye 模型,。