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，并简要说明其意义。

解：由一维单原子链的色散关系2sin2qamβω= ，可求得一维单原子链中振动格波的相速度为22sinqa qamaqv p βω== (1)2cos qam a dq d v g βω==. 由（1）式及结合上图3.1中可以看出，由于原子的不连续性，相速度不再是常数。

但当0→q 时，mav p β=为一常数。

这是因为当波长很长时,一个波长范围含有若干个原子，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。

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0→q ，mav v p g β==,体现出弹性波的特征，当q 处于第一布区边界上,即aq π=时,0=g v ,而ma v p βπ2=，这表明波矢位于第一布里渊区边界上的格波不能在晶体中传播,实际上它是一种驻波。

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，q 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别。

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Na 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j 个原子和第j tN +个原子的运动情况一样，其中t ＝1，2,3…。

引入这个条件后，导致描写晶格振动状态的波矢q 只能取一些分立的不同值. 如果晶体是无限大，波矢q 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一定数目的声子？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－爱因斯坦统计，即具有能量为)(q w j 的声子平均数为11)()/()(-=T k q w j B j eq n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。

试比较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2)/()/(20)1()()()(-=∂∂=⎰T k T k B B V V B B me d e T k k T E c ωωωωωρω 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)(ωρ。

但是对于具体的晶体来讲,)(ωρ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，则以连续介质的弹性波来代表格波以求出)(ωρ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V c 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V c 以指数形式趋近于零，快于实验给出的以3T 趋近于零的结果.德拜模型取得的最大成就在于它给出了在极低温度下，比热和温度3T 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D Θ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D Θ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,对比热容产生影响。

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基本符合事实,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n G q q q +=+321其中上式中的n G 表示一倒格子矢量。

对于0=n G 的情况，即有321q q q =+,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，它对热阻是没有贡献的.对于0≠n G 的情况，称为翻转过程或U 过程，其物理图像可由下图3。

2在上图3.2中，21q q +是向“右”的，碰撞后3q 是向“左”的，从而破坏了热流的方向，所以U 过程对热阻是有贡献的。

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. 9。

已知由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2122)(2)(--=ωωπωρmN。

式中m ω是格波的最高频率。

求证它的振动模总数恰好等于N 。

解：由题意可知该晶格的振动模总数为⎰⎰--==mmd N d N mωωωπωωωωρ021220)(2)(N N Nmm=-==)02(2arcsin 20ππωωπω 10.若格波的色散关系为2cq =ω和20cq -=ωω，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ωωρω∆∆=→∆n0lim)( (1)其中n ∆表示在ωωω∆+→间隔内晶格振动模式的数目.如果在q 空间中，根据const =)(q ω作出等频率面,那么在等频率面ω和ωω∆+之间的振动模式的数目就是n ∆。

由于晶格振动模在q 空间分布是均匀的，密度为3)2/(πV （V 为晶体体积)，因此有的等频率面间的体积）＋和（频率为ωωωπ∆⨯=∆3)2(Vn ⎰∆+=ωωωπdSdq V 3)2( ……………………（2） 将（2）式代入(1）式可得到状态密度的一般表达式为⎰∇=)()2()(3q dSV q ωπωρ (3)（3）式中)(q q ω∇表示沿法线方向频率的改变率。

当2cq =ω时，将之代入（3)式可得2/12/322331)2(421)2()(1)2()(ωπππωπωρcV q cq V dS q V q ⋅=⋅=∇⋅=⎰ 当20cq -=ωω，将之代入（3)式可得2/102/32233)(1)2(421)2()(1)2()(ωωπππωπωρ-⋅=⋅=∇⋅=⎰cV q cq V dS q V q 11。

试求质量为m ，原子间距为2/a ，力常数交错为1β，2β的一维原子链振动的色散关系。

当1210ββ=时，求在0=q 和aq π=处的)(q ω，并粗略画出色散关系。

解：下图3.3给出了该一维原子链的示意图x 2n-2 x 2n+1 x 2n x 2n+1 x 2n+2 x 2n+3图3。

3在最近邻近似和简谐近似下，第2n 和第（2n+1）个原子的运动方程为⎪⎪⎩⎪⎪⎨⎧---=---=++++-+)()()()(212212221212212212122222n n n n n n n n n n x x x x dt x d m x x x x dt x d m ββββ ……………（1） 当1210ββ=时，上述方程组（1）可变为⎪⎪⎩⎪⎪⎨⎧---=---=++++-+)(10)()()(10212112221212212212121222n n n n n n n n n n x x x x dt x d m x x x x dt x d m ββββ ……………（2） 为求格波解，令⎪⎩⎪⎨⎧==-++-]2)12[(12]2)2[(2t qan i n t qan i n BexAex ωω ……………（3） 将(3）式代入（2）式，可导出线性方程组为⎪⎩⎪⎨⎧=-++-=+----0)11()10(0)10()11(212/2/12/2/121B m A e e mB e e m A m iqa iqa iqa iqa ωβββωβ ……………(4） 令201ωβ=m，从A ,B 有非零解的系数行列式等于零的条件可得0)10)(10()11(2/2/2/2/402220=++----iqa iqa iqa iqa e e e e ωωω (5)由(5）式可解出)101cos 2011(202+±=qa ωω当0=q 时，1cos =qa ,022ωω=+，0=-ω当q π=时，1cos -=qa ，20ω,2ω12。

如有一维布喇菲格子，第n 2个原子与第12+n 个原子之间的力常数为β；而第n 2个原子与第12-n 个原子的力常数为'β. （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0=q 时，声学波和光学波的频率； （4） 求aq 2π±=(a 为晶格常数)时,声学波和光学波的频率。

解：(1）此题与（11）题基本相似，在最近邻近似和简谐近似下，同样可以写出第n 2和第12+n 个原子的动力学方程为⎪⎪⎩⎪⎪⎨⎧---=---=++++-+)()(')(')(21212222122122212222n n n n n n n n n n x x x x dt x d m x x x x dt x d m ββββ (1)（2）为求出方程组(1)的格波解，可令⎩⎨⎧==-++-])12[(12])2[(2t qa n i n t qa n i n Bex Ae x ωω ……………（2） 于是将（2）式代入（1）式,可导出线性方程组为⎪⎩⎪⎨⎧=-+++-=+--+--0)'()'(0)'()'(22B m A e m e mB e m e m A m iqa iqa iqa iqa ωββββββωββ ……………（3） 令20'ωββ=+m ，21ωβ=m ，22'ωβ=m从A 、B 有非零解的系数行列式等于零的条件可得0)2cos 2()(222142412220=++--qa ωωωωωω (4)由(4）式可解出qa 2cos 222214241202ωωωωωω++±= (5)由此可知，ω的取值也有+ω和-ω之分，即存在声学波和光学波 （3）由（5）式可知 当0=q 时,12cos =qa ,有 声学波频率)(222120ωωωω+-=-，光学波频率)(222120ωωωω++=+（4)同样由（5）式可知 当aq 2π±=时，12cos -=qa ，有声学波频率222120ωωωω--=-，光学波频率222120ωωωω-+=+ 13.在一维双原子链中，如1/>>m M ，(1）求证:qa Msin 21βω=； 2122)cos 1(2qa Mmm +=βω。