第一章电子空穴和能带概念Word格式文档下载.docx
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光的波动本性已在1803年由杨的衍射试验证实
I4locos2（-dsin）,1。
E：
光的强度
Maxwell在1864年所发现的光和电磁现象之间的联系将光的波动性置于更加坚实的基础之上。
、经典物理的缺陷以及量子力学的引入
到上世纪初，在解释某些试验结果上还遗留一些困难:
主要是关于发展二个合适的原子模—以及稍后发现的X射线和放射性等
黑体辐射的谱分布，固体的
也有一些困难属于那些应该得到解释而实际上未能解释的现象：
诸如
低温比热等。
虽然光的波动性有大量的实验事实和光的电磁理论支持，但上世纪初发现的黑体辐射、光电效应
等现象却揭示把光仅看作波的局限性。
1.黑体辐射问题
我们知道，所有物体都发射出热辐射，这种辐射是一定波长范围内的电磁波。
对于外来的辐射,
物体有反射或吸收的作用。
如果一个物体能全部吸收投射在它上面的辐射而无反射，这种物体就称为绝对黑体，简称黑体
/频率的分布。
一个空腔就可
黑体辐射问题研究的是辐射与周围物体处于平衡状态时能量按波长
以看成黑体，当空腔与内部的辐射处于平衡时，腔壁单位面积所发射的能量和它所吸收的辐射能量相
空腔的形状及组成的物质无关。
许多人用经典物理理论来说明这种能量分布都未获得成功:
（1）维恩（Wien）:
由经典热力学理论出发进行讨论，并加上一些特殊假设得出的分布公式
恩公式。
这个公式在短波部分与实验结果还符合，在长波部分显著不同
他们的结果
（2）瑞利-金斯曲线，根据经典电动力学和统计物理学得出的黑体辐射能量公式分布
在长波部分与实验结果较吻合，而在短波部分完全不同
2.光电效应
当光照射到金属表面时，有电子从金属中逸出，这种电子称为光电子。
实验证明，只有当光的
频率大于一定值时，才有光电子发射出来；
如果光的频率低于这个值，则不论光的强度多大，照射时间多长，都没有光电子产生，光电子能量只与光的频率有关。
光电效应以及黑体辐射实验的这些规律、现象是经典物理理论无法解释的。
因为按照光的电磁理论，光的能量只决定于光的强度，而与光的频率无关。
3.普朗克假设、爱因斯坦的波粒二象性
黑体辐射问题是Planck普朗克在1900年引进量子概念后才得到解决。
普朗克依据如下假设解
的电磁辐射，而不是象经典理论所
释黑体辐射谱的：
黑体以h为单位不连续地发射和吸收频率为
要求的那样可以连续地吸收和发射辐射能量。
能量单位h称为能量子h（普朗克常数）。
h=6.62559
X10-34焦耳.秒。
基于这个假定，普朗克得到与实验结果符合很好的黑体辐射公式:
d8h31d
d3h/kT.d
ce1
普朗克的理论开始突破经典物理学在微观领域内的束缚，打开了认识光的微粒性的途径。
按照光的电磁理论，光的能量只决定于光的强度，而与光的频率无关。
但是，光电试验证明:
只有当光的频率大于一定值时，才有光电子发射出来;
如果光的频率低于这个值，则不论光的强度多大，照射时间多长，都没有光电子产生;
光电子能量只与光的频率有关，而与光的强度无关，光的频率越高，光电子的能量就越大。
光的强度只影响光电子数目，按照光的电磁理论，光的能量只决定于光的强度，而与光的频
率无关。
速在空间运动，也就是说光照射到金属表面时，能量为h的光子被电子吸收。
电子把这能量的一部
分用来克服金属表面对它的束缚力，另一部分就是电子离开金属表面后的动能。
如果电子所吸收的光子能量小于金属的逸出功，则电子不能脱出金属表面，因而没有光电子产
典理论不能解释的光电效应就得到了解释。
⑴康普顿效应（Comptoneffect）
的不同而变化。
这种现象称为康普顿效应（Comptoneffect）。
用经典电磁理论来解释康普顿效应遇到了困难。
康普顿借助于爱因斯坦的光子理论，从光子与
电子碰撞的角度对此实验现象进行了圆满地解释。
康普顿效应第一次从实验上证实了爱因斯坦提出的关于光子具有动量的假设。
光子在介质中和
他认为:
物质微粒相互作用时，可能使得光向任何方向传播，这种现象叫光的散射。
康普顿假设光子和电子、质子这样的实物粒子一样，不仅具有能量，也具有动量，碰撞过程
按照这个思想列出方程后求出了散射前后的波长差，结果跟实验数据完全符合，这样就证实
了他的假设。
这种现象叫康普顿效应。
散射角增加而增大。
而按照经典电动力学，电磁波被散射后波长不应改变。
碰撞前：
光子动量—
h
/c,E电子动量—0
光子能量一
电子动能一0
碰撞后：
光子动量一
/c,ee子动里为-
电子动能为一
v
71v2/c2c2
7lv2/c2
h/c
c2
由于碰撞前后动能守恒:
动量守恒
x方向：
h/c=h
cos
h/c
y方向:
0hsin
最后得到:
/c-
/C--/vcos
Vlv2/c2
v2/c2=-2h
=2
c
sin
.2
Sin—
2
4h.2sin—c2
（2）旧量子论
所谓的旧量子论发端于普朗克关于黑体辐射的工作，以后由爱因斯坦和德拜加以发展。
然而，
只有到1911年，卢瑟福发现原子是由小的、重的、带正电的核以及围绕着它的一些电子构成之后，这个理论才能定量描述原子。
旧量子论（波尔-索末非量子化定则的两个假设）
个原子体系能够存在于一些特定的稳定的或量子化的状态，每一个状态同体系的一个确定能量
相对应；
从一个定态向另一个定态的跃迁，伴随着能量的获得或损失，其值等于两个态之间的能量差;
辐射量子的频率等于它的能量除于普朗克常数。
旧量子论使得人们获得了对氢原子结构的解释，但在若干不同的方面，它遇到了困难：
它不适
用于非周期系统；
对谱线强度只能给出定性的不完整的处理；
对光的色散也不能给出满意的说明等等。
衍射试验可以说明旧量子论的困难:
光源S照明个光阑A，A上割有两个狭缝，衍射花样出现在光敏屏B上，在衍射峰处光子的数目最多。
这样，当辐射从光源经狭缝到屏的过程中行为象波。
而当它从B碰出电子时，行为象粒子。
*
AE
3
用物质代替辐射也可以作出类似试验。
电子被晶体散射所形成的衍射花样
可以从威尔逊云室
全可以用粒子图像解释观测结果。
然而，可以证明这并不是一个满意的解释。
当我们减弱光强直到每
结论，衍射是单个光子的统计结果，并不涉及到光子之间的相互作用
由粒子图像观点来看，我们就可以问：
一束由独立的光子构成的流束（可以假定其中每个光
光子到达屏上的上述位置?
定一条，从经典理论或
在这个问题上隐含这样一条假定：
光子的确是穿过这两条狭缝中的特
旧量子论的观点来看，这个假定是自然的：
因为这些理论认为，光子或其它粒子在每一瞬时都具有确定的可测定的位置。
然而，量子力学却放弃这个假定，它主张只有当实验中包含位置测量时，光子的位置才有意义。
此外，实验的这一部分将会影响其余部分，不能把它们分开考虑。
因此，从新量子观
来看，上一段所提出的问题本身就没有意义，因为它假定光子通过两条狭缝中特定的一条（从而使得另一条狭缝关闭），而在试验中并没有用来确定光子实际上是穿过哪一条狭缝的设备。
4.德布罗衣假说
在光有波粒二象性的启示下，德布罗衣1924年提出了微观粒子也具有波粒二象性的假说。
他
把粒子和波通过粒子的能量E、动量P与波的频率f、波长之间的关系联系起来:
Eh
Ln
1927
上式称为德布罗衣公式，或德布罗衣关系。
自由粒子的能量和动量都是常量，所以，由德布罗衣关系可知，与自由粒子联系的波，它的频率、传输方向都不变，因而其为平面波。
德布罗衣假设在年为戴维森一盖么的电子衍射实验所证实。
测不准原理:
子现象的描述不可能象经典力学所要求得那种完全性；
在构成一个完全经典描述中相互并协的各个
量，实际上却是相互排斥的，而为了描述现象的各个方面，这些互相并协的量又都是必不可少的。
测量一对正则变量中的一个，另一个就会发生变化，这个变化值在不干扰到原来目的的情况下是不能被严格地计算出来。
旧量子论与量子论的区别:
旧量子论：
认为微观粒子有着固定的轨道，可以用确定的运动学参数进行描述（在这一点上，
，粒子在不
实际上把微观粒子看作为经典力学中的质点，然后，利用经典力学分析微观粒子）同能级间跃迁通过吸收或释放电磁辐射量子实现;
量子论：
微观粒子具有波粒二象性，微观粒子服从测不准原理。
、薛定颚方程
1.薛定颚方程的导出
由德布罗衣关系
P和能量E、沿着正X方
Ehh；
P—nhk:
及测不准原理应当可以预料到，代表着位置完全不能确定、已知精确动量
cos（kxt）,sin（kxexp[i（kxt）],exp[-
t）,
i（kxt）]
这也是从戴维森及盖哥实验推知的。
由前已知与确定能量、
动量粒子相对应的波具有平面波特性，因
而可以写成:
x
（x,t）Acos[2（-
IZ*
ft）]Acos[2（——ft）]
Acos[kr
t]
写成复指数形式（x,t）Aexpj[kr
t]，进一步利用德布罗衣关系可得:
（x,t）Aexp[j（prEt）/]
进一步推导
jh
x2
A（j?
）exp[
Aexp[
h2
利用自由粒子能量和动量关系式:
——E
t
XpxXPyyPzZ）]
（PxXPyyh
PzZ）]
A
P2
2m
Pyh2
z2
Pf
可得:
■
i——
此即自由粒子的薛定颚方程。
同时，由上面推导过程可推出:
（P
P）
（i）（i）
Pt
这两个算苻依次分别称为能量算苻、动量算苻。
设粒子在外场的势能U（r），
现在利用这两个算苻来建立在外场中粒子波函数所满足的微分方程。
这样，粒子的能量就可以利用汉弥顿算苻表示为:
上式两边同乘以波函数后
代入能量、动量算苻后，上式变为:
2
U（r）
这个方程称为薛定颚波动方程，它描写势场
U（r）中粒子波函数随时间的变化。
2.多粒子系统的薛定颚方程
对于n个粒子所组成的多粒子体系。
以
r1,r2，…，rn表示这个n粒子的坐标，那么描写体系
状态的波函数是r1,r2，…，rn的函数，整个多粒子体系的能量由哈密顿算苻可得
np2
Ei1iU（「1,「1,e
式中mi为第i个粒子的质量，Pi为第i个粒子的动量，而U（ri,r2，…，rn）则是整个系统的势能，它包括体系在外场中的能量和粒子间相互作用能量。
在做
Piii
变换后，可以得出多粒子体系的薛定颚方程
n2
-—2U（ri,ri,,rn）
i12mi
3.定态薛定颚波动方程
般势函数是时间t的函数。
如果假定势能与时间无关，那么可以利用分离变量求解上式
（r,t）
（r）f（t）
将上式代入薛定颚方程，
两边同除以上式
U（r）]
dffdt
令上式两边等于H，上式可变为下列两式
将上式代入（r,t）
df
i—dt
Hf
f（t）
（r）f（t）
（r,t）c
比较上式和德布罗衣波函数形式
cexp（i—t）
可得
（r）exp（
i—t）
（r,t）Aexpj[k
显然，H/应为，而由德布罗衣关系可知：
E
，由此可以得到H——E。
因而，
体系处于
（1）式所描写的状态时，能量具有确定值，所以这种状态称为定态。
而形如
的方程称为定态薛定颚方程。
由于｛2m
2U（r）}
为哈密顿算苻。
当
通过求解
U（r）
E，因而将
U（r）称为能量算苻，又称
U=0时，对应的是自由空间中粒子的薛定颚方程，如果
m为电子质量，则可以
此方程的一维解为
（x）
Aei2kx
、波函数的统计解释
1.有人认为波是由它所描写的粒子组成的。
这种看法是不正确地的。
我们知道，衍射现象是由波的干涉而产生的，如果真是由它所描写的粒
子所组成，则粒子流的衍射现象应当是由于组成波的这些粒子相互作用而形成的。
但事实证明，在粒
子流衍射试验中，照片上所显示出来的衍射图样和入设粒子流强度无关，
也就是说和单位体积内的粒
子数无关。
如果减小入射粒子流强度，同时延长实验时间，使投射到照片上粒子总数保持不变，则得
到的衍射图样将完全相同。
即使是把粒子流强度减小到使得粒子一个一个地被衍射，
只要经过足够长
的时间，所得衍射图样也还是一样。
这说明每个粒子被衍射的现象和其它粒子无关，
衍射图样不是由
粒子间相互作用产生的。
2.玻恩（Born）解释
为了说明波恩的解释，我们仍然考察上面粒子衍射试验。
如果入射电子流强度很大，
即单位时间
内有很多电子被晶体反射，则照片上很快就出现衍射图样。
如果入射电子流很小，
电子一个一个地从
晶体表面上反射，这时照片上就出现一个一个地点子，显示出电子地微粒性。
随着时间的延长，点子
由此可见，实验所显
数目逐渐增多，它们在照片上的分布就形成了衍射图样，显示出电子的波动性。
或者是一个电子在许多次相同实验中的统计
示的电子的波动性是许多电子在同一实验中的统计结果，
结果。
波函数正是为描写粒子的这种行为而引进的。
玻恩就是在这个基础上，提出了波函数的统计解
释，即：
波函数在空间中某一点的强度（振幅绝对值的平方）和在该点找到粒子的几率成比例。
按照这种解释，描写粒子的波乃是几率波。
1.2利用薛定颚方程求解氢原子
氢原子中电子是位于质子和电子的库仑力所形成的势场中，因此定态薛定颚方程中的势函数
U（r）兀
因而，依据多粒子体系的薛定颚方程，氢原子系统的薛定颚方程可以写为
其中
ih—（Xi,yi,zi;
X2,y2,Z2；
t）
2底
i12m
2u（f）[f2
2mi
2m2
q
4or
i=1，2分别表示质子和电子。
如果以（
x，y，z）表示电子相对于原子核的坐标，以
（X，丫，
X
x1-x2
Xi
m2
X2
J
y
yi-y2,
u
mi
yi
y2
m1m2
Z）表示体系质心的坐标:
m,Km2z2
M
叶
M2
XX
m22
M2
Z
同样可以得到w，w
yi72
Zi
的变换式。
将这些式子代入薛定颚方程可得相对坐标和质心坐
Z2
标表示的薛定颚方程
222,22222
R知"
V亍空）七］
En
4
ues…C
22,n1,2,3,…
2n
e
这里，eS厂0
u为电子质量。
从上述求解氢原子的过程可以看到，微观粒子处在一个个分离的、而不是连续的能级中。
微观粒
子只有获得一定的能量后，
才能从一个能级跃迁到另一个能级。
当然，这其中伴随着能量的吸收和发射。
、晶格
常见的晶体往往是凸多面体，围成这个凸多面体的面是光滑的，称为
单晶。
单晶外形上最显著的
特征是晶面有规则的配置，晶态物质在适当的条件下都能自发地发展为单晶。
布喇菲的空间点阵学说：
晶体内部结构可以概括为是一些有相同的点子在空间有规则地作周期性
的无限分布。
这些点子的总体称为点阵。
此定义中的点子代表了结构周期中相同位置，又称为
结点。
这些节点可以是原子本身，也可以是基元（分子结构）中心。
晶格：
通过点阵中的结点，可以做许多平行的直线族和平行的晶面族。
这样，点阵就成为一些网
络，成为晶格，晶格呈周期性排布。
基元中只有一个原子的晶格称为
布拉菲格子，基元中有两个/或
两个以上原子的晶格称为复式格子。
为了深入了解固体的电特性，必须对固体中电子状态和运动规律加以了解。
这里，固体能带论
是目前研究固体中的电子状态并说明其特性的主要理论。
、能代理论
1.单电子近似
在量子力学中，微观粒子的状态用波函数描述，决定粒子状态变化为薛定颚方程。
因此，理论
就能知道系统的状态，但
上只要能写出相互作用着的原子核和电子系统的多粒子体系的薛定颚方程，
为此能带理论采用单电子近似模型来
往往由于系统函数的复杂性，使得原始的薛定颚方程无法求解，分析固体物理中的电子状态。
单电子近似认为：
晶体中某个电子是在周期性排列且固定不动的原子核势场以及其它大量电子平
均势场中运动的。
这个势场的周期与晶格周期相同。
例如对于一维晶格，表示晶格中位置x处的势能
V（x）=V（x+sa）
其中s为整数，a为晶格常数。
晶格中电子运动遵循的薛定颚方程为
2d2（）
2mJv（x）（x）E（x）
V（x）很困难，因而只能采
如能解出这个方程，便能得到电子的波函数及能量。
但是找出实际晶体的取一些近似方法来求解。
布劳赫曾经证明，满足
（2）的波函数一定具有如下形式:
/\/\i2kx
k（x）uk（x）e
式中k为波氏，u（x）是一个与晶格同周期的周期函数，即
u（x）=u（x+na）
这一结论称为布劳赫定律。
3.共有化运动和准自由电子
将Boch定律与自由空间电子波函数相比较
（X）Ae（自由空间波函数）
可以看出，晶体中的电子在周期势场中的运动的波函数与自由电子的波函数相类似，
都代表一个波长
为1/k在K方向上传播的平面波，不过这个波的振幅u（k）随着x作周期性变化，其变化周期与晶格
周期相同。
其次，根据波函数的物理意义，在空间某点找到电子的几率与波函数在该点的强度成正比
（||2*uu*）。
由于u（x）为周期函数，所以在晶格中各点找到该电子的几率也具有周期性，
这反映了电子不再局限于某一个原子上，而是可以从晶体中某一点运动到晶体中其它对应的点，
因而
电子可以在整个晶体中运动，这种运动称为电子在晶体中的共有化运动;
组成晶体的原子的外层电子
共有化运动较强，其行为与自由电子相类似，称为准自由电子。
求解⑶可得到如图所示的E（k）和k的关系曲线，图中横坐标表示波矢k，虚线表示自由电子的
E（k）和k的抛物线关系，实线表示周期性势场中，电子的E（k）和k的关系曲线。
\/
wI
时，能量出现不连续，形成一系列的允带和禁带。
结论:
允带出现在以下几个区（称为布里渊区）中
第一布里渊区：
一1/2a<
k<
1/2a
第二布里渊区：
一1/a<
-1/2a,1/2a<
1/2a
第三布里渊区：
一3/2a<
-1/a,1/a<
3/2a其中，a为晶格常数。
⑵禁带出现在k=n/2a处，即出现在布里渊区的边界上
⑶能量分布呈现周期性：
E（k）=E（k+n/a）
，所以在考虑能带结构时，只需考虑一1/2a<
的区域就足够了，只要考虑第一布里渊区即可。
分量kx，ky，kz分别为
态（能级），于是每一个能带中有N个能级，根据Pauli不相容原理，每个能级可以容纳自旋相反的
两个电子，所以每个能带可以容纳2N个电子。
注意：
由于晶体的具体尺寸远大于晶格常数，波氏k可以取很多个值。
因而，在允带中存在很
多分离能级，只是由于它们相互间间距很小，所以在上图中以连续曲线画出而没有用分离的能级画。
固体按其导电性分为导体、半导体、绝缘体。
固体能够导电，是固体中的电子在外场作用下作
定向运动的结果。
由于电场力对电子的加速作用，使电子的运动速度和能量都发生了变化。
换言之，
就是从一个能级跃迁到另一个能级
即电子与外电场发生能量交换。
从能带论来看，电子能量的变化，
上。
对于满带，其中的能级已为电子所占满，在一定外电场的作用下，满带中的电子无法获得足
够的能量跃迁到另一个能带上，只能在原能带内活动，由于原能带内已无空余能带被其占领，因而满带内的电子能量无法改变，即满带内的电子并不形成电流，对电流没有贡献。
对于未满带，在外电场的作用下，其中的电子只要获得就可以跃迁到同一个能带的另一个能
级上，能量得以改变，并形成电流，对电流有贡献。
金属能带，由于组成金属的原子中的价电子占据的能带是部分占满的，因而金属极易导电。
上面为空带。
因此在绝对温度下、在外电场作用下并不导电。
当外界条件发生变化，例如温度升高、
常称
导电。
满带电子的这种导电作用等效于把这些空的量子状态看成带正电荷的准粒子的导电作用，这些空的量子态为空穴。
所以在半导体中，导带中的电子和价带中的空穴均参与导电，这是与金属导电的最大区别。
绝缘体的禁带宽度很大，半导体的绝缘宽度很小。
价键上的电子激
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