《声子-晶格振动》PPT课件.ppt

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1、第四章 声子I：晶格振动Phonons I：Crystal vibrations引 言2前面两章中所说的格点，实际上是指原子的平衡位置。原子无时无刻不在其平衡位置作微小振动晶格振动晶格振动晶体的热学性质、电学性质、光学性质、超导电性、磁性、结构相变有密切关系 晶格振动的研究固体宏观性质和微观过程的重要 基础由于原子间存在相互作用，它们的振动又相互关联，在晶体中形成了格波。34.1 一维单原子晶一维单原子晶 体的晶格振动体的晶格振动4尽管晶体中原子的平衡位置具有周期性，但由于原子数目极尽管晶体中原子的平衡位置具有周期性，但由于原子数目极大，原子与原子间存在相互作用，任一原子的位移至少与相大，原子

2、与原子间存在相互作用，任一原子的位移至少与相邻原子，次近邻原子的位移有关。严格求解晶格振动是一个邻原子，次近邻原子的位移有关。严格求解晶格振动是一个极其困难的事。极其困难的事。格波的研究格波的研究 先计算原子之间的相互作用力先计算原子之间的相互作用力 根据牛顿定律写出原子运动方程，最后求解方程根据牛顿定律写出原子运动方程，最后求解方程 5 这一章我们要考虑原子在平衡位置附近的振这一章我们要考虑原子在平衡位置附近的振动。这种考虑是建立在简谐近似的基础之上的，动。这种考虑是建立在简谐近似的基础之上的，所谓简谐近似即认为振动是小振动，振幅很小，所谓简谐近似即认为振动是小振动，振幅很小，这种振动的位移

3、与力之间是满足线性关系的。这种振动的位移与力之间是满足线性关系的。F=-cx 从能量的角度来看，认为原子间有了相对位从能量的角度来看，认为原子间有了相对位移后，两原子间的相互作用势也有了变化将势能移后，两原子间的相互作用势也有了变化将势能展开成级数：展开成级数：1.简谐近似简谐近似62 2.一维单原子晶格的运动方程和色散关系一维单原子晶格的运动方程和色散关系 一维单原子晶格在每个阵点上只有一个原子，第s个原子相对于它平衡时的位移是Us,第个原子所受到的来自第s+p个原子的作用力与它的相对位移 成正比7第s个原子所受到的力等于所有原子作用力的总和 当s取不同值时，上述方程为一方程组,代表各个原子

4、的位移和运动。运动方程：8 原子在平衡位置附近的小振动可看作是原子在平衡位置附近的小振动可看作是耦合的简谐振子的运动。这种耦合谐振子可耦合的简谐振子的运动。这种耦合谐振子可以通过正则变换化成一组独立的无相互耦合以通过正则变换化成一组独立的无相互耦合的简谐振动的线性叠加。经过这样变换的每的简谐振动的线性叠加。经过这样变换的每一个独立的谐振子代表简正模式。点阵振动一个独立的谐振子代表简正模式。点阵振动的简正模式是指有一定频率、一定波矢的平的简正模式是指有一定频率、一定波矢的平面波，第面波，第s s个原子的位移按简正模式解可写成：个原子的位移按简正模式解可写成：这也就是频率为这也就是频率为,波矢为波

5、矢为k k的平面波对的平面波对第第s s个原子位移的贡献。这个平面波称之为格个原子位移的贡献。这个平面波称之为格波，把寻求到的运动方程的解带入运动方程波，把寻求到的运动方程的解带入运动方程就能找出就能找出与与k k的关系即所谓色散关系。的关系即所谓色散关系。9将将 带入运动方程得：带入运动方程得：（其中（其中u=u ）约去两边相同的因子得：约去两边相同的因子得：代表第代表第s与与s+p个原子的位移的位相差。个原子的位移的位相差。10 由于点阵有平移对称性（由于点阵有平移对称性（+p+p原子与原子与-p-p原子的原子的力常数相等）：力常数相等）：C Cp p=C=C-p-p 则则 =-=-利用欧

6、拉合成化简可得：利用欧拉合成化简可得：这就是一维单原子晶体考虑了所有原子的作用这就是一维单原子晶体考虑了所有原子的作用后得到的格波的频率与波矢所满足的关系。后得到的格波的频率与波矢所满足的关系。11 通常只考虑最近邻原子的作用（最近邻近似）通常只考虑最近邻原子的作用（最近邻近似）：则色散关系变为：则色散关系变为：或或 12此函数关系在第一布里渊区的图如下：此函数关系在第一布里渊区的图如下：13 k空间的周期空间的周期频率极小值频率极小值:频率极大值频率极大值只有频率在只有频率在 极大和极小极大和极小 之间的格波才能在晶体中传播，其它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。频率的格

7、波被强烈衰减。一维单原子晶格看作成一维单原子晶格看作成低通滤波器低通滤波器色散关系色散关系14格波格波 长波极限情况长波极限情况 当当 一维单原子格波的色散关系与连续一维单原子格波的色散关系与连续 介质中弹性波的色散关系一致介质中弹性波的色散关系一致格波的波速为常数格波的波速为常数弹性波波弹性波15由于长波近似下，格波的波长远大于原子间距，晶格由于长波近似下，格波的波长远大于原子间距，晶格就像一个连续介质。就像一个连续介质。在连续介质中传播的波为弹性波，其波速为声速，它是与波矢无关的常数，因此单原子链中传播的长波格波称为声学格波声学格波。极限情况：波长趋于无穷大，此时波不存在，晶体做整体运动。

8、一个波长内包含许多原子，晶格看作是连续介质一个波长内包含许多原子，晶格看作是连续介质长波极限下长波极限下 k0，相邻两个原子之间的位相差，相邻两个原子之间的位相差16格波格波 短波极限情况短波极限情况短波极限下短波极限下 相邻两个原子振动的位相相反相邻两个原子振动的位相相反弹性波弹性波17长波极限下长波极限下短波极限下短波极限下相邻两个原子振动位相差相邻两个原子振动位相差18 所有原子都同时以相同的频率所有原子都同时以相同的频率和相同的振幅在振动，但和相同的振幅在振动，但不同的原子间有一个相差，相邻原子间的相差是不同的原子间有一个相差，相邻原子间的相差是ka。该结果还表示：只要该结果还表示：只

9、要和和k 满足上述关系，试解就是联立满足上述关系，试解就是联立运动方程的解。运动方程的解。色散关系的物理意义：色散关系的物理意义：19该解表明：晶体中所有原子共同该解表明：晶体中所有原子共同参与的振动，以波的形式在整个参与的振动，以波的形式在整个晶体中传播，称为格波。晶体中传播，称为格波。格波格波 原子振动以波的方式在晶体中传播。当两原子相距原子振动以波的方式在晶体中传播。当两原子相距 的的整数倍时，两原子具有相同的振幅和位相。整数倍时，两原子具有相同的振幅和位相。2kp 从形式上看，格波与连续介质弹性波完全类似，但连续介质从形式上看，格波与连续介质弹性波完全类似，但连续介质弹性波中的弹性波中

10、的 x 是可以连续取值的；而在格波中只能取是可以连续取值的；而在格波中只能取 sa 格点位格点位置这样的孤立值。置这样的孤立值。203.周期性边界条件周期性边界条件 我们前面研究的对象是理想晶体我们前面研究的对象是理想晶体,边界边界上与内部的原子是一样的上与内部的原子是一样的,既理想晶体不考既理想晶体不考虑晶体边界虑晶体边界,没有边界效应。长为没有边界效应。长为L L的一维原的一维原子链子链,要作为理想晶体来对待要作为理想晶体来对待,就要用到周期就要用到周期性边界条件性边界条件(即循环边界条件或玻恩卡曼即循环边界条件或玻恩卡曼边界条件边界条件)。21 所谓周期性边界条件是把实际晶体看作所谓周期

11、性边界条件是把实际晶体看作是无限的是无限的,要求运动方程的解以晶体的长度要求运动方程的解以晶体的长度L=NaL=Na为周期为周期,既要求既要求:这个边界条件的意思是相当于将晶体的这个边界条件的意思是相当于将晶体的首位相接构成一个圆环首位相接构成一个圆环,第第0 0个原子与第个原子与第N N个个原子重合。原子重合。（由于（由于N N很大，所以每个原子的很大，所以每个原子的运动仍然可以看成是直线的）运动仍然可以看成是直线的）22 因此此边界条件又称为循环边界条件，经过这因此此边界条件又称为循环边界条件，经过这样处理，边界上原子与晶体内部原子的状态一样处理，边界上原子与晶体内部原子的状态一样，即可把

12、实际晶体当作理想晶体看待。但是，样，即可把实际晶体当作理想晶体看待。但是，在周期性边界条件下，格波的波矢只能取一系在周期性边界条件下，格波的波矢只能取一系列分立值。列分立值。k=0k=0，k=k=23对玻恩卡门周期性边界条件（虚设边界条件）的理解对玻恩卡门周期性边界条件（虚设边界条件）的理解 在在实实际际的的原原子子链链两两端端接接上上了了全全同同的的原原子子链链后后，由由于于原原子子间间的的相相互互作作用用主主要要取取决决于于近近邻邻，所所以以除除两两端端极极少少数数原原子子的的受受力力与与实实际际情情况况不不符符外外，其其他他绝绝大大多多数数的的原原子子的的运运动动并并不不受受假假想想原原

13、子子链链的的影影响响。（从从这这个个意意义义上上讲讲，选选取取什什么么样样的的边边界界条条件并不是很重要）件并不是很重要）玻玻恩恩卡卡门门周周期期性性边边界界条条件件是是固固体体物物理理学学中中极极其其重重要要的的条条件件，因因为为许许多多重重要要理理论论结结果果的的前前提提条条件件是是晶晶格格的的周期性边界条件。周期性边界条件。24 由此可从k求出，由于k值是无限的，相应的应有无穷多简正模式，但实际上在这些简正模式中只有一部分是独立的。即k取边界条件允许的值时，有些格波将对应相同的频率和位移，因此它们是同一个简正模式。25简正模式的色散关系有一个重要的性质：一维时 则 当把k换成-k时对应的

14、频率完全一样，不仅频率相等，而且与这两个波矢相应的原子的位移情况也一样，也就是说这两个简正模式是同一个简正模式，是代表同一个格波。264第一布里渊区第一布里渊区如上图.相邻两个原子之间的相位差为：？以上两个格波是同一列格波,是同一个简正模式2728 两种波矢的格波中，两种波矢的格波中，原子的振动完全相同原子的振动完全相同波矢的取值波矢的取值相邻原子的位相差相邻原子的位相差 第一布里渊区第一布里渊区 只需研究清楚第一布里渊区的晶格振动问题只需研究清楚第一布里渊区的晶格振动问题 其它区域不能提供新的物理内容其它区域不能提供新的物理内容 在满足周期性边界条件下，凡是波矢相差一个倒易点阵矢量 的简正模

15、式是同一个简正模式，这样我们就可把格波的波矢限制在第一布里渊区之中，第一布里渊区以外的k总可以平移一个 后用第一布里渊区中的k来等价描述，第一布里渊区以外k只不过是第一布里渊区中的的重复和再现而已。29在第一布里渊区中有多少k值呢？第一布里渊区中的k值数目实际上就是晶体中初基晶胞的数目，长为L的一维原子链中的独立的简正模式数等于晶体中的原子数。30 每一个简正模式代表一个一定频率与波矢的平面波，那么运动方程就有N个独立的简正模式解，但这些解都不代表原子的真实位移。在点阵振动中，我们不研究原子的真实位移，因为这是毫无实际意义的。31 若晶体中有一个扰动，有一个原子偏离了平衡位置。由于原子间有相互

16、作用，则这个扰动可以看作是基本格波组成的波包的运动，波包的运动速度是格波的群速，。它是有一系列格波叠加起来的波包的运动，波包中心所对应的速度为群速度，它是介质中能量传输的速度。325.群速群速33恒定相位点的移动速度恒定相位点的移动速度Dispersion:vk What is the wave velocity?相速（phase velocity）vp群速（group velocity）vgphase velocitygroup velocity能量传播速度能量传播速度a连续弹性波极限连续弹性波极限长波极限长波极限 For a small k(kaa 34phase velocitygrou

17、p velocity35Direct latticeReciprocal latticeBZ boundaryBragg condition 它表明当格波的波长比点阵常数大的多时,可以把格波当作连续介质中的弹性波处理。也就是说可以把晶体看作连续介质，当a时，点阵的分立性就显示不出来，传播时感觉不到分立性，若波长缩短，分立结构的特性对格波的影响就逐渐显露出来，色散关系的线性关系就要改变，当=2a时，k=，正处在布里渊区边界，发生了Bragg反射。36长波极限：长波极限：vk 374.2 一维双原子晶一维双原子晶 体的晶格振动体的晶格振动考虑一个初级晶胞有两个原子的情况 1.运动方程和色散关系 一

18、个初基晶胞中两个原子的质量不同，但为了处理问题方便起见，认为原子间的力常数是一样的，在简谐近似下，用最近邻近似，认为各原子之间是用同样的弹簧联系起来的。3839 其运动方程为其运动方程为同理可写出第同理可写出第s个晶胞中质量为个晶胞中质量为M2的原子的运动方程为：的原子的运动方程为：若只考虑最近邻近似，第个晶胞中质量为若只考虑最近邻近似，第个晶胞中质量为M1的原子所受的力为：的原子所受的力为：40我们将之代回运动方程得：我们将之代回运动方程得：这是这是2N个方程耦合在一起的联立方程组，该方程组有行波解：个方程耦合在一起的联立方程组，该方程组有行波解：这是以u，v为未知数的方程组，要有非零解须系

19、数行列式为零。41变形得：变形得：展开此行列式可得：即 上式中取“”号时，有较高频率称为光学支色散关系，取“”号时，有较低频率称为声学支色散关系。42 与与k之间存在着两之间存在着两种不同的色散关系种不同的色散关系 一维复式格子存在一维复式格子存在两种独立的格波两种独立的格波 对于声学支其频率范围为：对于光学支其频率范围为：可以看出，在两者之间存在一个频率禁区，43 不存在格波不存在格波 一维双原子晶格叫做一维双原子晶格叫做带通滤波器带通滤波器把色散关系作图得：44声学支光学支2.光学支和声学支格波 为了讨论比较典型,我们处理长波极限下的情况。当ka远小于1（即波长比点阵常数大得多的光学支与声

20、学支）coska ，带入色散关系中：取“”号时，取“”号时：对于声学支长波极限情况下来讲，频率正比于波矢4546由由u.v的方程组的方程组,我们知道我们知道:当当ka1时，对时，对“”号的一支号的一支:质心的坐标方程为：（质心不动）质心的坐标方程为：（质心不动）代人上式可得代人上式可得 它表明同一个初基晶胞中的两个原子每时每刻的振动位相是相反的，而且是质心不动的，不同的初基晶胞有一个位相差 。在离子晶体中由于它们不断的反位相振动，电偶极距可与电磁波耦合，这种振动模式可用光波来激发，故称之为光学支振动模式，实际上它是简正模式中的一部分，而不是光波，它可与光波耦合，但不要与光波混淆。47 对“”号

21、支：同理可得 这表明长波极限之下，对于声学支色散关系来讲，同一初基晶胞中两个原子每时每刻是同位相运动（振动之比为1），而且连同质心一起作整体运动。不同初基晶胞之间的振动有一个相因子 ，初基晶胞的整体运动存在着类似声波的色散关系=vk，有类似声波的性质，故称之为声学支模式。它不是声波。48 两支模式的区别在于，光学支模式是描写初基晶胞中两个原子相对运动的振动模式，若这两个原子组成一个分子，光学支模式实际上是分子振动模式，描写的是同一个分子中的原子的相对运动情况，声学支模式代表同一初基晶胞中原子的整体运动，若初基晶胞中的两个原子组成一个分子的话，声学支模式则代表分子的整体运动模式，这种振动模式的色

22、散关系类似于声波。但它不是声波。4950 长光学波长光学波相邻原子振动相反，相邻原子振动相反，同种原子振动位相一致同种原子振动位相一致这表明对于声学支格波，相邻原子的振动方向相同。当k=设 对声学支 对光学支51524.3 三维晶格振动三维晶格振动 的一般结论的一般结论 在三维空间，对一个波矢对应有3个偏振态，两个横振动，一个纵振动，对于3个不同的偏振态来说原子的力常数是不同的。纵波的原子的运动与波的传播是同向的，原子间的作用力是拉伸力，而横波原子的运动与波的传播是垂直方向的，原子间的作用力是切向力，这样两种力的力常数是不相同的，色散关系也是不一样的。53 对于单原子晶体，简正模式的色散关系有

23、三支，每支色散关系对应有个简正模式，则共有3N个模式。对于双原子点阵，点阵模式的色散关系有6支，3支声学支，3支光学支。每支色散关系各有N个简正模式，故有3N个声学模，在长波极限下它对应于初基晶胞的整体运动。54 光学支也有3N个简正模式，对应与初基晶胞中原子的相对运动。因此总的简正模式（包括光学支，声学支）共有32N=6N个，也就是说双原子点阵共有6N个简正模式，这6N个简正模式对应于晶体中所有原子的总自由度。55 推而广之，对于每个初基晶胞中有P个原子的点阵，简正模式的色散关系有3P支，其中有3支是声学支,对应于声学模的三种偏振状态,剩下的3P-3都是光学支，每一支的K的取值都有N个,因此

24、共有3PN个简正模式。其中3N个声学模式，剩下的3NP-3N个都是光学模式，无论初基晶胞中有多少个原子，色散关系的声学支只能有3支，因为声学支对应于初基晶胞中原子的整体运动而这种运动只能有三个，剩下的3P-3支都是光学支，代表了初基晶胞中原子的相对振动。56 需要说明的是，在色散关系中，对三维晶体而言，通常要指定波矢K的方向后才能画出对应的色散关系，即-K的关系图。对应于晶体中对称性比较高的方向，简正模式可以是简并的。但这并不是说它们的简正模式数减少了，因为此时尽管两支横光学支或横声学支简并，在同一个K下它们的频率相同，但是它们处于不同的偏振态，各自仍然是独立的。57584.4 声子声子 1声

25、子 点阵振动可用简正模式来描述，每一个简正模式描写一个一定频率一定波矢和偏振状态的平面波，而每一个平面波对应于一个简谐振动，给定了K就可以通过一定的色散关系求出。一个简正模式就代表一个频率为的简谐振动，简谐振动的能量是量子化的，一个频率为，波矢为K的简正模式，处于n激发态，它的能量为：59 点阵振动的简正模式（或格波）的能量的量子称为声子。声子是格波能量的量子，并非格波本身，一个频率为，波矢为k的简正模式处在第n个激发态，我们就说在这个能量态上，占据了n个波矢为K频率为的声子。声子的数目对应于格波激发态的量子数，而格波的简正模式对应于声子的种类。60 一个波矢为K的第S支模式处在第n个激发态，

26、我们就说在晶体中存在着n个波矢为K的第S支声子（因为给定了K与第S支模式则可由色散关系唯一确定），在晶体中波矢为K的纵声学支模式处于n激发态，我们就说晶体中有n个波矢为K的纵声学支声子。61 声子这个名词是模仿光子而来（因为电磁波也是一种简谐振动）。声子与光子都代表简谐振动能量的量子。所不同的是光子可存在于介质或真空中，而声子只能存在于晶体之中，只有当晶体中的点阵由于热激发而振动时才会有声子，在绝对零度下，即在OK时，所有的简正模式都没有被激发，这时晶体中没有声子，称之为声子真空。声子与光子存在的范围不同，即寄居区不同。62 若点阵振动的波矢为K的第S支的简正模式由于外界干扰而被激发，能量提高

27、了一级，由nn+1，那么我们就说晶体中产生了一个波矢为的第S支声子。反之，若由于外界的激发，格波的激发态下降为n-1，则我们说在晶体中淹没了一个波矢为K的第S支声子。63 由于声子是格波简正模式的能量量子，若其能量为：其量子数n可取0的一切值，是不受任何限制的，因此声子服从玻色统计规律，在温度为时，一个波矢为K，量子数为n的简正模式上的声子数为：64 我们可以把点阵振动的“波动语言”用“粒子语言”来描述，利用“粒子语言”处理问题要方便的多，在分析格波与格波之间的散射问题时，若采用“粒子语言”就是声子于声子之间的碰撞问题，格波与格波之间的互作用可用声子之间的碰撞来处理。格波与电子波之间的互作用，

28、实际上就可用声子与光子的碰撞来处理，但声子是一种准粒子。而不是基本粒子。65 既然格波的能量量子定义为声子，当格波处于较高的激发态时晶体中就布局着较多的声子，即格波振幅较大时，晶体中的声子数较多。因此格波的振幅与声子的数目就有一定的关系，下面我们就讨论这个关系。66 考虑长声学波的情况，当ka1，既a时，可以把晶体看作连续介质，u COS（kx-t），此时考虑 与声子数目的关系为：u COS（kx-t）描写的振动是一个行波，它的能量有一半是动能，另一半是弹性势能，能量密度：（动能的）67 将u=u。Cos（kx-t）代入得：整个晶体中总动能的平均值为：（之所以在右项出现1/2因子是因为动能只占

29、整个动能的1/2，另外1/2是势能）由此可得：这就是格波的振幅与声子数之间的关系。682.软声子模式 当k=0，=0时代表整个晶体中原子的整体运动模式，除了K=0，=0外，若还有k0而0的模式则称为软模（软声子模式）69704.5 声子动量声子动量 声子是格波能量的量子，格波并不是描写粒子的真实位移的振动，而是一个简正振动模式，是描写晶体中某一个原子与所有其他原子的坐标的运动。格波有3N个简正模式,在K=0,=0时有物理动量,.即所有原子作整体运动的动量,而其它模式都是相对坐标的运动,都无物理动量,这一点还可用数学方法来证明。71考虑一个一维单原子链,点阵常数为a,点阵振动的简正模式:所有的原

30、子都有位移,总动量应等于所有原子的位移时间微商(即对s求和)利用公式 可得:72L=na P=0 这就说明格波无物理动量,它的总动量为零。73 声子没有物理动量。但平常这些有声子参与的过程中，为处理问题方便起见，我们把量h 称为声子的准动量或声子的晶体动量，主要是由于它的性质类似于一个动量。这样凡是有声子参与的碰撞过程中动量守恒依然存在。74 在第二章中我们已经讲过，对x-ray的弹性散射条件 ，既是Laue衍射条件，又是波矢选择条件，凡是满足这个条件沿 方向就有反射束，凡不满足这个条件x-ray将沿 方向传播而不受反射，若对上式两边都乘以h，则可看作动量守恒的形式，即 ，它表明反射光子的动量

31、等于入射光子的动量加上从点阵中获得的动量，h 是从点阵中获得的动量，h 相当于点阵的反冲动量，这个动量通常是很难观察到的，就好象皮球打在墙上而观察不到墙的反冲动量一样。75 在x-ray的非弹性散射的能量关系中，x-ray与点阵有能量交换，这种能量可以激发声子，也可以从点阵中吸收声子（吸收点阵的热振动动能）也就是说这种能量交换既可能激发点阵的热振动，也可能吸收点阵的热振动。据量子力学：式中 为入射波矢，q为声子波矢，+q 对应于声子的产生过程。-q对应于声子的吸收过程，上式也是x-ray在晶体中发生非弹性散射的波矢选择条件。76两边乘以h得：当 =0时：77784.6 中子的非弹性散中子的非弹

32、性散 射测量声子能谱射测量声子能谱 格波的色散关系也叫做声子的能谱。它表示频率与波矢之间的关系，在实际晶体中由于力常数是一个较复杂的量，色散关系难用数学方法计算出来。通常是用实验方法测得的。79 通常我们考虑的是单声子过程，既吸收或产生一个声子的过程，单声子过程在整个声子产生和吸收的过程中几率很大。由于非弹性散射，在散射过程中，根据能量守恒定律，入射中子经散射后，能量和动量也要发生变化，若能测出中子在散射过程中的能量损失与波矢变化就能测出声子的色散关系来。80 若入射中子的波矢为 ，中子质量为 ，散射中子的波矢为 ，则有：入射中子的能量：散射中子的能量：据能量守恒定理：“81动量守恒（亦称波矢

33、选择条件）：对于产生声子的过程：相应地有：82对于吸收声子的过程：相应地有：83带入能量守恒条件对于产生声子的过程：即这样就可把中子能量的改变E-E作为波矢改变的函数来处理。84对于吸收声子的过程：即85入射中子的能量E与波矢 是已知的，测出E及 就可决定色散关系即可测出散射过程中中子能量的增益和损失以及散射中子的 ，那么 可由 定出，而可有E-E定出，这样便可得到色散关系中的一个点。改变E或改变方向，再测能量和波矢变化，便可求出色散关系中的另一个点，如此多次取点便可得到整个色散关系。8687Neutrons or X-rays with broad range of energiesSing

34、le crystal monochromaterSingle crystal monochromaterSelected energy inSelected energy outsampledetectorExperimental setupTriple axis:rotation of sample88Measure for phonons(1012Hz)k(2/a)k(2/a)k(2/a)A triple axis neutron spectrometer at BrookhavenNaT=90K100110111894.7 格波格波-声子的对照声子的对照 (元激发的物理思想元激发的物理思

35、想)元激发方法就是把有强相互作用的多粒子体系化成准粒子的气体问题来处理的一种方法,元激发正是针对着我们各种不同物理问题提出来得一类准粒子.固体物理中的元激发很多,如能带中的电子、空穴、等离激元、极化子、磁振子、声子等.现代固体理论都是建立在这套处理方法之上的。90 格波 1.点振动的简正模 式是具有一定频 率 和波矢 的平面波称之为格波.称作格波的色散关系,波矢 取周期性边界条件允许的值,且取第1BZ之内,即:共有N个 声子 1.声子是格波能量的量子,点阵振动可以等价地由声子气体描写,声子的能量是 准动量是 912.点阵振动的基态是所有格波都没有激发 2.点阵振动的基态是各种声子都没有,叫做声

36、子真空.923.由于热激发或外来因素的影响,使某一波矢为 频率为 的格波从 激发到 的激发态.3.从声子真空中产生 个 的声子.934.知道了各种格波各种波矢 及 ,点阵振动便完全确定,点阵振动的状态用量子数表示为 4.知道了各种声子的数目,点阵振动的量子态就确定了945.简谐近似下,格波是互相独立的,互不影响.5.简谐近似下,声子气体是理想气体.956.格波服从玻尔兹曼统计,在温度为TK时,格波处于第 能级上的几率为:6.声子气体服从玻色统计,声子在波矢为 ,频率为 的模式上布居的声子数为:(在温度为TK时)967.非简谐近似下,格波不再是独立的,彼此可以相互作用,格波-格波散射有两种类型:

37、三个格波相互作用,下降一个能级,上升一个能级,这种相互作用满足两个守恒定理:三个格波相互作用,下降一个能级,上升一个能级,守恒定律:7.声子与声子碰撞有两种类型:(湮没了波矢为的声子,产生了波矢为的声子)两个声子湮灭,产生一个新的声子.一个声子湮灭,产生两个新的声子.978.对格波可建立起玻尔兹曼输运方程,计算点阵的输运性质.8.对声子气体可引入声子平均自由程的概念,建立声子的玻尔兹曼输运方程,计算声子气体的输运问题.989.格波和外来粒子的互作用.(以格波对电子的散射为例)(1)一个波矢为 的格波散射一个电子，散射后格波上升一个能级，电子波矢 由 变为 .(2)一个波矢为 的格波散射一个电子

38、,散射后格波下降一个能级,电子波矢由 变为 .9.电子的非弹性散射 能量守恒:动量守恒:能量守恒:动量守恒:99 l 引入声子概念后，对于由强相互作用的原子的集体运动引入声子概念后，对于由强相互作用的原子的集体运动状态状态晶格振动的每一个格波，便可看作是由数目为晶格振动的每一个格波，便可看作是由数目为n n能量能量为为 的理想声子组成，而整个系统则是由众多声子组成的的理想声子组成，而整个系统则是由众多声子组成的声子气体。引入声子的概念不仅能生动地反映出晶格振动能声子气体。引入声子的概念不仅能生动地反映出晶格振动能量量子化的特点，而且在处理与晶格振动有关的问题时，可量量子化的特点，而且在处理与晶

39、格振动有关的问题时，可以更加方便和形象。以更加方便和形象。l 例如：处理晶格振动对电子的散射时，便可以当作电子例如：处理晶格振动对电子的散射时，便可以当作电子与声子的碰撞来处理。与声子的碰撞来处理。l 又如：热传导可以看成是声子的扩散；热阻是于声子被又如：热传导可以看成是声子的扩散；热阻是于声子被散射等等。使许多复杂的物理问题变得如此形象和便于处理散射等等。使许多复杂的物理问题变得如此形象和便于处理是引入声子概念的最大好处。是引入声子概念的最大好处。第四章 声子I：晶格振动 内容提要格波与声子点阵振动的色散关系第一布里渊区声学支和光学支格波中子的非弹性散射101102Example 1.(P77.3)11032.(P77.6)104习 题 l习题习题:1、5l补充题补充题 考虑一个双原子链，两种具有相同质量考虑一个双原子链，两种具有相同质量M的原子交替排列，只考虑最近邻原子间的相互的原子交替排列，只考虑最近邻原子间的相互作用，设力常数分别为作用，设力常数分别为C1和和C2.(1)证明简正模式的色散关系证明简正模式的色散关系 (2)讨论下列极限情况下色散关系的形式讨论下列极限情况下色散关系的形式 和简正模式的性质和简正模式的性质.