《固體電子學》課件：第二章

1、第二章第二章 晶格振動和晶體的缺陷晶格振動和晶體的缺陷 在一般溫度下，晶體內的粒子在各自平衡位置附在一般溫度下，晶體內的粒子在各自平衡位置附近振動。由于粒子間存在著相互作用力，因此，各近振動。由于粒子間存在著相互作用力，因此，各粒子的振動相互關聯(lián)。粒子的振動相互關聯(lián)。 當振動很微弱時，粒子間非諧的相互作用可以忽當振動很微弱時，粒子間非諧的相互作用可以忽略，可近似地用略，可近似地用簡諧振動簡諧振動來處理，此時這些振動模來處理，此時這些振動模式是相互獨立的。式是相互獨立的。 晶格周期性條件決定了模式所取的能量值是分立晶格周期性條件決定了模式所取的能量值是分立的。這些獨立的、分立的振動模式，可以用一

2、系列的。這些獨立的、分立的振動模式，可以用一系列獨立的簡諧振子獨立的簡諧振子聲子來描述。這樣，晶格振動聲子來描述。這樣，晶格振動的總體就可以看作是聲子的系統(tǒng)。的總體就可以看作是聲子的系統(tǒng)。 晶格振動同晶體的許多晶格振動同晶體的許多宏觀熱學性質宏觀熱學性質，如固體的，如固體的比熱、熱膨脹、熱導等問題有密切的聯(lián)系，對晶體比熱、熱膨脹、熱導等問題有密切的聯(lián)系，對晶體的的電學、光學性質電學、光學性質也有很大的影響。也有很大的影響。 在研究晶體的光學、電學等宏觀性質時，由于晶在研究晶體的光學、電學等宏觀性質時，由于晶格振動對光子、電子和中子等都有格振動對光子、電子和中子等都有散射作用散射作用，而引，而引

3、入聲子概念可以把上述散射入聲子概念可以把上述散射當作聲子與光子、電子當作聲子與光子、電子和聲子的相互碰撞來處理和聲子的相互碰撞來處理。所以，在研究與晶格振。所以，在研究與晶格振動有關的各種物理問題時，就變的非常形象直觀。動有關的各種物理問題時，就變的非常形象直觀。2.1 2.1 晶格振動和聲子晶格振動和聲子 首先考慮一維晶格的振動，然后把一些主要結論首先考慮一維晶格的振動，然后把一些主要結論和方法推廣到三維晶格振動的分析和研究中去。和方法推廣到三維晶格振動的分析和研究中去。 2.1.1 2.1.1 一維原子晶格的振動一維原子晶格的振動 1.1.運動方程運動方程 由一系列質量為由一系列質量為 m

4、的原子構成的一維原的原子構成的一維原子鏈，如圖所示，其子鏈，如圖所示，其平衡時原子間距為平衡時原子間距為a。nx用用表示第表示第n個原子個原子 的位移，第的位移，第n個原子和第個原子和第n+1個原子的相對位移為個原子的相對位移為 nnxx1 設在平衡位置設在平衡位置 在平衡位置附近用泰勒級數(shù)展開，可得在平衡位置附近用泰勒級數(shù)展開，可得nar 時，兩個原子間的相互作用勢時，兩個原子間的相互作用勢能為能為 ),(naU產生相對位移后，相互作用勢能變成產生相對位移后，相互作用勢能變成 );(naU,21)()(222 nanadrUddrdUnaUnaU式中第一項是常數(shù)，第二項為零（在平衡時勢能取極

5、式中第一項是常數(shù)，第二項為零（在平衡時勢能取極小值）。小值）。 當振動很微弱時，第當振動很微弱時，第n+1個原子對第個原子對第n個原子的恢復個原子的恢復力近似為力近似為nnnannxxdrUdddUf122, 1這一近似稱為簡諧近似，式中這一近似稱為簡諧近似，式中nadrUd22稱為稱為恢復力常數(shù)恢復力常數(shù)，或或耦合常數(shù)耦合常數(shù)。 除第除第n+1個原子外，原子個原子外，原子n還受到第還受到第n-1個原子的個原子的作用，其表達式為作用，其表達式為11,nnnnxxf 若僅考慮相鄰原子的相互作用，則可以獲得第若僅考慮相鄰原子的相互作用，則可以獲得第 n n個原子所受到的總作用力，即個原子所受到的總

6、作用力，即)2()()(11111, 1nnnnnnnnnnnnxxxxxxxfff第第n個原子的運動方程可以寫成個原子的運動方程可以寫成 ), 2 , 1(, )2(1122Nnxxxdtxdmnnnn 對每一個原子，都有一個類似上式的運動方程，對每一個原子，都有一個類似上式的運動方程，方程的數(shù)目和原子數(shù)相同。方程的數(shù)目和原子數(shù)相同。 格點運動方程的格點運動方程的解可以寫成解可以寫成式中式中qna表示第表示第 n個原子振動的位相因子。個原子振動的位相因子。 )(tqnainAex 當?shù)诋數(shù)趍個和第個和第n個原子的位相差等于個原子的位相差等于2的整數(shù)倍的整數(shù)倍時，有時，有 ntqnaitqma

7、imxAeAex)()(即即當?shù)诋數(shù)趍個原子和第個原子和第n個原子的距離滿足個原子的距離滿足，qsnama2原子因振動而產生的位移相等。原子因振動而產生的位移相等。 也就是說，原子振動隨空間呈周期性變化，空間周期=2/q 2.2.格波格波 晶體中所有原子共同參與的同一種頻率的振動，不同原子的振動位相隨空間呈周期性變化，這種振動以波的形式在整個晶體中傳播，稱為格波。 這里的格波顯然是這里的格波顯然是平面簡諧波平面簡諧波，如圖所示。如圖所示。 q2nq2 格波的波長為格波的波長為 格波的波矢為格波的波矢為n是是沿格波傳播方向的單位矢量。沿格波傳播方向的單位矢量。 把上述解代入運動方程組中，可得把上

8、述解代入運動方程組中，可得 即即 如圖所示，上式給出了q和的色散關系。 )cos(122qam2sin221qam 3. 3. 色散關系色散關系 波矢具有簡約的性質，可將波矢限于一個周期范圍。aqa一維晶格點陣的一維晶格點陣的第一布里淵區(qū)第一布里淵區(qū) q 4 4布里淵區(qū)布里淵區(qū) 從倒格子點陣的原點出發(fā)，作出它最近鄰點的倒從倒格子點陣的原點出發(fā)，作出它最近鄰點的倒格子點陣矢量，并作出每個矢量的垂直平分面，所格子點陣矢量，并作出每個矢量的垂直平分面，所圍成的具有最小體積的區(qū)域，稱為第一布里淵區(qū)，圍成的具有最小體積的區(qū)域，稱為第一布里淵區(qū)，圖所示。圖所示。 布里淵區(qū)的邊界由倒格布里淵區(qū)的邊界由倒格矢

9、的垂直平分面構成。矢的垂直平分面構成。 按照上述方法，同樣可以作出第二、第三、按照上述方法，同樣可以作出第二、第三、.布布里淵區(qū)。里淵區(qū)。321321aaa32b bb bb b 第一布里淵區(qū)就是倒格第一布里淵區(qū)就是倒格子原胞子原胞，其體積是一個倒，其體積是一個倒格點所占的體積，與倒格格點所占的體積，與倒格子原胞的體積相等，即子原胞的體積相等，即 2.1.2 2.1.2 周期性邊界條件周期性邊界條件 在前面的討論中沒有考慮邊界問題，認為一維晶體是無限的。但實際晶體總是有限的，總存在邊界，邊界原子所處的情況與體內原子不同，相應的振動狀態(tài)也與體內原子不同。 設想一個有限晶體的長度為Na，對于一維有

10、限的簡單格子，第一個原胞的原子和第N+1個原胞原子的振動情況相同，即1N1xx()1i qatxAe 其中： 因此：1iqNae (1)1i q natNxAeN要想上式成立，必須有qNa=2l（l為整數(shù)），也即q=2l/(Na)，l為整數(shù) 即描寫晶格振動狀態(tài)的波矢q只能取一些分立的值?？蓪限于簡約區(qū)，即 ，所以l限于 ，由此可知，l只能取N個不同的值，q也只能取N個不同的值，這里N原胞的數(shù)目。qaa22NlN 只要晶體大小是有限的，則波矢的取值就不是連續(xù)的。波矢取值只能與宏觀參量L=Na（L是晶體的長度）有關。晶格振動波矢的數(shù)目=晶體原胞數(shù) 如果每個原胞或原子不限于一維晶體，則。晶格振動模

11、式的數(shù)目=晶體自由度數(shù) 2.1.3 2.1.3 晶格振動量子化晶格振動量子化 聲子聲子經典力學中，一維諧振子的212Tx&勢能為：動能為：2212Umx總能量為：221122ETUmxm x&力學量連續(xù)取值 在量子力學中，力學量用算符表示，能量算符即哈密頓算符。解薛定諤方程可得到能量的本征值：（n=0,1,2.）即能量只能取一些分立值。 對于一維簡單格子的情況，只考慮最近鄰粒子間的相互作用，則晶體的勢能為：212nnnU（-）動能為： 勢能函數(shù)包含有依賴于兩原子坐標的交叉項，在處理多自由度的振動問題時，往往引入新的坐標-正則坐標：它與原坐標的關系：哈密頓量可以消去交叉項：該坐標體系下的總能量：

12、212nnTm&( )( )iqnaqnnmQ tt eN2221()2qqqqHPQ()1()2qqqEn N個原子的集體振動可以轉化為N個獨立的諧振子。各諧振子的能量是量子化的。 可以用獨立諧振子的振動來描述格波的獨立模式。 聲子是晶格振動中簡諧振子的能量量子，聲子具有能量 ，動量 ，但聲子只反映晶體原子集體運動狀態(tài)的激發(fā)單元，不能脫離固體單獨存在，并不是一種真實的粒子，只是一種準粒子。hqh例如： 格波在晶體中傳播受到散射的過程可以理解為格波在晶體中傳播受到散射的過程可以理解為聲子聲子同晶體中的原子的碰撞同晶體中的原子的碰撞。 導電過程中電子遭受格波的散射，可以看作導電過程中電子遭受格波

13、的散射，可以看作電子與聲電子與聲子之間的碰撞子之間的碰撞。 光在晶體中的散射，很大程度上也可以看作是由于光子與聲子的相互作用乃至強烈的耦合。光電熱 2.2.1 2.2.1 一維雙原子晶格的振動一維雙原子晶格的振動2.2 2.2 聲學波與光學波聲學波與光學波 設相鄰兩個不設相鄰兩個不同原子構成一個同原子構成一個分子，分子內兩分子，分子內兩 原子平衡位置的間距為原子平衡位置的間距為b，恢復力常數(shù)為，恢復力常數(shù)為1 ；兩分兩分子間兩原子對應的恢復力常數(shù)為子間兩原子對應的恢復力常數(shù)為2 。質量為。質量為 m 的的原子位于原子位于.2n-1，2n+1，2n+3.各點，質量為各點，質量為 M 的原子位于的

14、原子位于.2n-2，2n，2n+1.各點。各點。 考慮由質量分別為考慮由質量分別為M和和m的兩種不同原子所構成的兩種不同原子所構成的一維復式格子，如圖所示。的一維復式格子，如圖所示。 ABba 若只考慮相鄰原子的相互作用，則第若只考慮相鄰原子的相互作用，則第 2n+1 個原個原子所受的恢復力為子所受的恢復力為 第第2n個原子所受恢復力為個原子所受恢復力為 nnnnmnxxxxf21211222212122121222nnnnMnxxxxfABba2n-1 2n 2n+1 2n+2相應的動力學方程為相應的動力學方程為 122221212222121122222122nnnnnnnnnnxxxxd

15、txdMxxxxdtxdm其解為其解為 tqnaitqbanqintqnaitanqinBeeBxAeAex)22(12)22(2 上式代表角頻率為上式代表角頻率為 的簡諧振動。的簡諧振動。其它各點的位其它各點的位移按下列原則得出：移按下列原則得出： * * 同種原子周圍情況都相同，其振幅相同；原子不同種原子周圍情況都相同，其振幅相同；原子不同，其振幅不同。同，其振幅不同。 * * 相隔一個晶格常數(shù)相隔一個晶格常數(shù)a 的同種原子，位相差為的同種原子，位相差為qn。 把上式代入動力學方程，把上式代入動力學方程，整理后整理后得得 002212121221mAeBeAMiqaiqa 若若A、B 有非

16、零解，則其系數(shù)行列式必零，即有非零解，則其系數(shù)行列式必零，即 02212121221meeMiqaiqa由此可以解得由此可以解得 2122212122122sin162qamMMmMmmM 上式表明上式表明，對一維復式格子，可以存在兩種獨立對一維復式格子，可以存在兩種獨立的格波，這兩種不同的格波各有自己的色散關系，的格波，這兩種不同的格波各有自己的色散關系，即即： 2122212122122sin162qamMMmMmmMA2122212122122sin162qamMMmMmmMo和和 顯然，顯然，復式格子的振動頻率在波矢空間內具有周復式格子的振動頻率在波矢空間內具有周期性期性，即，即 qa

17、q2 實際上，實際上，當波矢增加當波矢增加2 /a的整數(shù)倍時，原子位的整數(shù)倍時，原子位移和色散關系不變。移和色散關系不變。 對一維復式格子，對一維復式格子，如果其晶格常數(shù)為如果其晶格常數(shù)為a，則則q值也值也限制在（限制在（-/a，/a），即），即第一布里淵區(qū)內第一布里淵區(qū)內。 因為因為qa介于（介于（-，），），所以有所以有 和和 212122121221max162mMMmMmmMA212122121221min162mMMmMmmMo 顯然，顯然， o 的最小值比的最小值比 的最大值還大，即的最大值還大，即 AA 支支格波頻率總比格波頻率總比 o 的頻率低。的頻率低。 實際上，實際上， o

18、 支的格波可以用光來激發(fā)，所以常稱為支的格波可以用光來激發(fā)，所以常稱為光頻支格波光頻支格波，簡稱為，簡稱為光學波光學波。 而而A 支的格波常稱為支的格波常稱為聲頻支格波聲頻支格波，簡稱，簡稱聲學波聲學波。 現(xiàn)在，由于高頻超聲波技術的發(fā)展，聲學波也可以現(xiàn)在，由于高頻超聲波技術的發(fā)展，聲學波也可以用超聲波來激發(fā)。用超聲波來激發(fā)。 2.2.2 2.2.2 聲學波和光學波的特點聲學波和光學波的特點 下面討論復式格子中兩支格波的色散關系。下面討論復式格子中兩支格波的色散關系。* * 聲學波的色散關系聲學波的色散關系 因為因為 212222121212122212122122sin161122sin162

19、qaMmmMMmmMqamMMmMmmMA令令由由 yqaMmmM2sin162222121118121112yyyy取前兩項，即得取前兩項，即得 1/212124sin()()()AqamM 該式與一維布喇菲格子中的色散關系在形式上是相該式與一維布喇菲格子中的色散關系在形式上是相同的，也具有如圖所示的特征。同的，也具有如圖所示的特征。 上述結果說明：上述結果說明：由完全相同原子所組成的布喇菲由完全相同原子所組成的布喇菲格子只有聲學波。格子只有聲學波。 * * 光學波的色散關系光學波的色散關系 因為因為 近似得：近似得： 2sin412222121212qaMmmMmMMmo 21222212

20、1212122212122122sin161122sin162qaMmmMMmmMqamMMmMmmMo 光學波的頻率具有最大值，光學波的頻率具有最大值，即即 式中式中=mM/(m+M)是兩種原子的折合質量。是兩種原子的折合質量。 ，時時當當0q2121maxo00Aq時，當當 這時這時光學波頻率則為最小。光學波頻率則為最小。 （1）當取當取 綜合上述的討論結果，歸納如下：綜合上述的討論結果，歸納如下： 上述結論表明上述結論表明：聲學波的取值可以無限低。聲學波的取值可以無限低。 aq 時，時，聲學波的頻率有最大值聲學波的頻率有最大值，即即 212122121221162mMMmMmmM00Aq

21、，時時當當 ，聲學波的頻率有最小值聲學波的頻率有最小值。 （2）當當 0q 時，時，光學波的頻率有最大值光學波的頻率有最大值，為，為 2121aq當取當取 時，時，光學波的頻率有最小值光學波的頻率有最小值，為為 212122121221162mMMmMmmM 一維雙原子復式格子中，聲學波與光學波的色散一維雙原子復式格子中，聲學波與光學波的色散曲線如圖所示。曲線如圖所示。 * * 相鄰兩種原子的振幅之比相鄰兩種原子的振幅之比（1 1） 關于聲學波關于聲學波 12212iqaAeBAm 相鄰兩種不同原子的振幅都有相同的正號或負相鄰兩種不同原子的振幅都有相同的正號或負號，即對于聲學波，號，即對于聲學

22、波，相鄰原子都是沿著一個方向振相鄰原子都是沿著一個方向振動的動的。 于是原子的位移變成于是原子的位移變成 。）（100B/AB/A，則時，Aq當當122nnxx002212121221mAeBeAMiqaiqa 對長聲學波，對長聲學波，原胞內不同原子以相同的振幅和位原胞內不同原子以相同的振幅和位相作整體運動，相作整體運動，其振動概況如圖所示。其振動概況如圖所示。 長聲學波描述的是原胞的剛性運動。長聲學波描述的是原胞的剛性運動。即即：長聲學長聲學波代表了原胞質心的振動。波代表了原胞質心的振動。（2 2）關于光學波，相鄰兩種原子振幅之比為）關于光學波，相鄰兩種原子振幅之比為 對于長光學波，有對于長

23、光學波，有于是有于是有 , 0q 即得即得212AmMmM0 BmAM002212121221mAeBeAMiqaiqaiqaAeMAB21212 對長光學波，相鄰兩種不同原子的對長光學波，相鄰兩種不同原子的振動方向相反振動方向相反，原胞中不同原子作相對振動，質量大的振幅小，質量原胞中不同原子作相對振動，質量大的振幅小，質量小的振幅大，小的振幅大，原胞的質心保持不動原胞的質心保持不動。即，。即，長光學波是長光學波是保持原胞質心不動的一種振動模式保持原胞質心不動的一種振動模式。 光學波光學波代表原胞中兩個原子的相對振動。代表原胞中兩個原子的相對振動。 （3 3）玻恩）玻恩卡門邊界條件卡門邊界條件

24、 實際晶體總是有限的，因此存在著邊界對內部原實際晶體總是有限的，因此存在著邊界對內部原子振動狀態(tài)的影響。子振動狀態(tài)的影響。 設在一長為設在一長為Na的有限晶體邊界之外，仍然有無的有限晶體邊界之外，仍然有無窮多個相同晶體與其連結，從而形成無限長的線狀窮多個相同晶體與其連結，從而形成無限長的線狀晶格，且各塊晶體內相對應原子的運動情況相同，晶格，且各塊晶體內相對應原子的運動情況相同，即第即第j 個原子和第個原子和第tN+j 個原子的運動情況相同，個原子的運動情況相同， jtNjxx 由于原子間相互作用是短程的，在有限晶體中只由于原子間相互作用是短程的，在有限晶體中只有邊界上極少數(shù)原子的運動才受到相鄰

25、假想晶體的有邊界上極少數(shù)原子的運動才受到相鄰假想晶體的影響，而內部絕大部分原子的運動，實際上不會受影響，而內部絕大部分原子的運動，實際上不會受到這些假想晶體的影響。到這些假想晶體的影響。 所以有所以有 因為因為 )(1tqaiAex)1(1taNqiNAex1iqNae顯然，顯然，只有只有 lqNa2時，上式才成立。時，上式才成立。 又因為又因為 aqa所以所以l 的取值范圍為的取值范圍為22NlN由此可以確定，可能的取值為由此可以確定，可能的取值為 2,1 , 0 , 1,12NNl 這說明，這說明，描述晶格振動的波矢描述晶格振動的波矢q q 只能取一些分立只能取一些分立的值。的值。 由于每

26、個由于每個q對應一個獨立的振動模式，因此，對應一個獨立的振動模式，因此，一維一維布喇菲格子的獨立振動模式數(shù)等于其原胞的數(shù)目布喇菲格子的獨立振動模式數(shù)等于其原胞的數(shù)目。 進一步的研究發(fā)現(xiàn)進一步的研究發(fā)現(xiàn)：晶格獨立振動狀態(tài)數(shù)等于晶晶格獨立振動狀態(tài)數(shù)等于晶格的自由度數(shù)格的自由度數(shù)。 在波矢空間，一維雙原子復式格子的每一個可能在波矢空間，一維雙原子復式格子的每一個可能 q值有兩個不同的頻率，一個是光學波角頻率，另值有兩個不同的頻率，一個是光學波角頻率，另一個是聲學波角頻率。一個是聲學波角頻率。對于一維雙原子的復式格子對于一維雙原子的復式格子，角頻率數(shù)為角頻率數(shù)為2N，格波數(shù)也為，格波數(shù)也為2N。于是得

27、到結論于是得到結論： * * 晶格振動波矢的數(shù)目晶體的原胞數(shù)；晶格振動波矢的數(shù)目晶體的原胞數(shù)；* * 晶格振動頻率（模式）的數(shù)目晶格振動頻率（模式）的數(shù)目= =晶體的晶體的自由度數(shù)自由度數(shù)。2.3 2.3 格波與彈性波的關系（格波與彈性波的關系（長波近似）長波近似） 下面的計算中，近似認為兩種不同的原子恢復力常數(shù)相同，均為。則雙原子構成的一維復式格子的聲學則雙原子構成的一維復式格子的聲學波的角頻率波的角頻率與波矢與波矢q q的關系可以簡化為：的關系可以簡化為：l下面主要討論聲學波：下面主要討論聲學波：1/2222-2cos()mMmMmMqamM 當波長很長時，即q很小時，長聲學波的角頻率角頻

28、率與與波矢波矢q q的關系簡化為：的關系簡化為：1/22/ 2+qam M1/22/ 2+pvaqm M長聲學波的波速vp表示為： 從角頻率的角度看，長聲學波的角頻率與波矢為線性關系，這一特征與晶體中的彈性波完全一致。 實際上，由于長聲學波的波長比原細胞線度大得多，半個波長內包含很多原胞，這些原胞整體的沿同一個方向運動，因此晶格可以近似的看成連續(xù)介質，而長聲學波也就可以近似的被認為是彈性波。 當q趨于零時，即對長聲學波，相鄰原胞中原子振動的位相差趨近于零，振幅也趨近于相等。從波速的角度看：下面計算彈性波的波速 設有一維的連續(xù)介質，x點的位移為（x），（x+dx）點的位移為（x+dx），連續(xù)介質

29、因位移引起的形變?yōu)椋?xdxxdx 因形變而產生的恢復力為，c為介質的彈性模量： xdxxdxF xccdxdx 作用在長度為dx的介質上的運動方程為： 22,dx tdxF xF xdxdt即：2222,( , )(, )( , )dx tdx tdxdx tdxcdtdxdxdx tcdx改為偏微商的符號，2222,( , )x tcx ttx 其解為：()0,i qx wtx te由此得出關系：22=cq彈性波的傳播相速度：=cvq彈對于一維復式格子，其線密度為=2mMa對于一維復式格子，在簡單情況中，恢復力為：1mmdFccdxa這里的c相當于楊氏模量。而第m+1個原子對第m個原子產生

30、的恢復力為：1mmF 兩式比較可得：ca由此彈性波的相速度為：1/21/22/=mMvaaamM彈彈性波與長聲波的相速度完全相等。晶格的長聲波可以看做彈性波2.4 2.4 聲子譜的測量方法聲子譜的測量方法 晶格振動的頻率 與波矢 之間的關系稱為格波的色散關系，也稱為晶格振動譜或聲子譜。q 聲子譜的測量方法主要通過中子、光子、X射線與晶格的非彈性散射；而熱中子的非彈性散射是最常用的方法，因為熱中子的能量和動量與聲子的產生或湮滅所需要的對應值在同一數(shù)量級，所以在散射時，入射中子的能量與動量有顯著變化。 把晶格振動用準粒子-聲子來描述，外部粒子和晶格相互作用后 的能量和動量的變化傳遞給聲子，則外部粒

31、子和聲子之間滿足能量和動量守恒（下面為簡單，只考慮一個聲子的情況）。 光子射入晶格能夠與晶格振動發(fā)生相互作用，這種相互作用會使晶體的晶格振動發(fā)生相應的變化，這種相互作用可以理解為光子受到聲子的非彈性散射。 1.1.中子的非彈性散射中子的非彈性散射原理：中子與晶體的相互作用中子與晶體中聲子的相互作用中子吸收或發(fā)射聲子非彈性散射散射過程滿足能量守恒和動量守恒：入射中子流：動量能量kp 2=2npM從晶體中流出的中子流：=pk 2=2npMMn為中子質量碰撞過程滿足動量守恒和能量守恒：能量守恒：222222kkmm 動量守恒：kkq加號表示中子放出了一個聲子，減號表示中子吸收了一個聲子。頻率：22=

32、- 2kkm波矢：=q kk實驗中，測出入射方位上的散射中子能量與入射中子能量差，并根據散射中子束及入射中子束的幾何關系求出 ，就可決定聲子的振動譜。kk 2.2.光的散射和光的散射和X-X-射線散射射線散射光的散射：光的散射：光子與晶體的相互作用光子與晶體中聲子的相互作用光子吸收或發(fā)射聲子非彈性散射散射過程滿足能量守恒和動量守恒：動量守恒：kkq能量守恒： 加號表示中子放出了一個聲子，減號表示中子吸收了一個聲子。所以：kkq 測出光子散射前后的頻率和波矢，就可以算出與光子作用的聲子的頻率與波矢。 可見光范圍，波矢為105cm-1的量級，故相互作用的聲子的波矢也在105cm-1的量級，只是布里

33、淵區(qū)中心附近很小一部分區(qū)域內的聲子，即長波聲子。（1）布里淵散射：光子與長聲學波聲子的相互作用；（2）拉曼散射：光子與光學波聲子的相互作用。X-射線散射：射線散射： 為了研究整個波長范圍內的聲子振動譜，要求光子具有較大的波矢，也就是要求光的波長比較小。而X光的波矢與整個布里淵區(qū)的范圍相當，因此常利用X光的非彈性散射來研究聲子的振動譜。 很難精確的測量X光在散射前后的頻率差。一個典型X光光子的能量約為104ev，典型聲子的能量約為10-2ev。一個X光光子吸收或發(fā)射一個聲子而發(fā)生非彈性散射時，X光光子能量的相對變化約為10-6，在實驗上很難分辨這么小的能量改變。2.5 2.5 晶體中的缺陷晶體中

34、的缺陷 完全理想的、無限周期排列的點陣構成的晶體是不存在的。實際上實際晶體中微粒的排列等不同程度地存在著偏離嚴格周期性的情況。 2.5.1 2.5.1 點缺陷點缺陷（零維缺陷） 空位、填隙原子、雜質原子等類型缺陷所引起對晶格周期性的破壞發(fā)生在一個或幾個晶格常數(shù)的限度范圍內，故稱點缺陷點缺陷（約占一個原子大小的尺寸）。1.空位和填隙原子 熱激發(fā)條件下某些原子因熱起伏（能量漲落）而具有離開所在格點的能量，遷移到表面或進入間隙位置，則在晶體中形成空位或空位加間隙原子 由熱起伏產生的空位和填隙原子叫做熱缺陷，也叫本征缺陷。常見的熱缺陷下面幾種：（1 1）弗侖克爾（）弗侖克爾（FrenkelFrenke

35、l）缺陷：缺陷：原子由正常格點跳到填隙位置，同原子由正常格點跳到填隙位置，同時產生一個空位和一個填隙原子。時產生一個空位和一個填隙原子?？瘴慌c填隙原子數(shù)目相等，缺陷的產生與復合過程相平衡。（2 2）肖特基（）肖特基（SchottkySchottky）缺陷：缺陷：晶體內部只有空位，晶體內部只有空位，晶體內晶體內部的原子遷移到晶體表面的正常格點上，同時產生一個部的原子遷移到晶體表面的正常格點上，同時產生一個空位和一個新的正常格點空位和一個新的正常格點，表面構成新的一層，表面構成新的一層。（3 3）晶體內部只有填隙原子。晶體表面上的原子跑到晶體內晶體內部只有填隙原子。晶體表面上的原子跑到晶體內部的間

36、隙位置。部的間隙位置。晶體內部只有填隙原子的示意圖通常只考慮弗侖克爾缺陷和肖特基缺陷就夠了。通常填隙缺陷要產生，則固有原子需擠進正常晶格間隙位置，這時所需能量要遠高于形成空位的能量，故在溫度不太高時，對大多數(shù)晶體而言，形成Schottky的幾率要遠大于形成Frenkel的幾率，當然如果外來原子較小時，也可進入間隙。2.雜質原子 在偏離理想狀態(tài)的固體點缺陷中，除了熱運動引起的本征點缺陷之外，其余都為雜質點缺陷。雜質來源：1.晶體生長過程中不可避免的雜質缺陷2.有目的地改善晶體的某種性能而有控制地引入外來原子。 純粹的Ge，Si等材料的導電性質并不靈敏，摻入微量的三價雜質（B，Al，Ga，In）或

37、五價雜質（P，As，Sb）可以使Ge，Si的電學性能發(fā)生很大的變化。例如，在105個Si原子中有一個B原子，可以使Si的電導增大103倍。a替代式雜質點缺陷：（例 形成N型半導體， 形成P型半導體， ， ，剛玉晶體變?yōu)?紅寶石。）b填隙式雜質點缺陷：例能源材料貯氫材料，H進入金屬或 合金原子間隙。某些合金就是由C、H、O、N等較小元素 進入金屬元素間隙而形成的。鋼摻碳，C進入Fe原子填隙；SiP SiGa 3232OAlOCr33AlCr 對于一定的晶體而言，雜質原子式形成替代式雜質還是形成填隙式雜質，主要取決于雜質原子與基質原子幾何尺寸的相對大小及其電負性。3.色心研究這些晶體的吸收光譜，發(fā)

38、現(xiàn)在可見光區(qū)各有一個像鐘形的吸收帶，稱為F帶，而把產生這個帶的吸收中心稱為F心。色心是一種非化學計量比引起的空位缺陷，這種空位可以吸收可見光，使原來透明的晶體出現(xiàn)顏色。研究體系為堿鹵化合物到很多金屬氧化物體系。 1）.F心（負離子缺位）： 將堿鹵晶體在堿金屬的蒸汽中加熱，此時堿金屬的組分超過化學比，晶格中出現(xiàn)鹵素離子的缺位，則原來透明的晶體就出現(xiàn)了顏色：NaCl變成淡黃色，氯化鉀變成紫色，氟化鋰變成粉紅色等。 以NaCl為例，出現(xiàn)了氯離子空位。由于負離子是個正電中心，能束縛電子，通?？傆幸粋€電子被束縛在它周圍，為六個最近臨的鈉離子所共有，當晶體受激（如可見光照）時，這個束縛著的電子就可能吸收某

39、個波段的能量而被電離到導帶，不被吸收的光則透過，顯色，稱F心。2）.V心（正離子缺位）：將堿鹵晶體在鹵素蒸汽中加熱，此時鹵素的組分超過化學比，為保持電中性和原來晶體結構不變，晶格中出現(xiàn)相同數(shù)量的堿金屬離子的缺位，即正離子空位。鹵素占據晶體中的格點位置并電離，在附近產生一個空穴。由于空穴帶正電，它被正離子空位形成的負電荷中心所束縛，這種由正離子空位形成的負電荷中心和被它束縛的空穴所組成的體系稱為V心。3）.其他色心：除了基本色心F心和V心以外還有一系列其它色心，B心，M心以及N心等。應用：堿鹵晶體中的色心能制作可調激光器；BaFBr：Eu中的色心可用來存儲X射線的圖像，提高醫(yī)學檢驗的效率和圖像的

40、質量。4.極化子這樣就得到了極化子的定義：一個攜帶著四周的晶格畸變而一個攜帶著四周的晶格畸變而運動的電子，可看作為一個準粒子（電子運動的電子，可看作為一個準粒子（電子+ +晶格的極化畸變）晶格的極化畸變），叫做極化子，叫做極化子。 當一個電子被引入到完整的離子晶體中時，它就會使得原來的周期性勢場發(fā)生局部的畸變，這個電子吸引鄰近的正離子，使之內移，又排斥鄰近的負離子使之外移，從而產生極化。 離子的這種位移極化所產生的庫侖引力趨于阻止電子從這個區(qū)域逃逸出去，即電子所在處出現(xiàn)了束縛這個電子的勢能阱，這種束縛作用稱為電子的“自陷”作用。在自陷作用下產生的電子束縛態(tài)稱為自陷態(tài)，它永遠追隨著電子從晶格中一處移至另一處。 2.5.2 2.5.2 線線缺陷缺陷當晶格的周期性的破壞是發(fā)生在晶體內部一條線的周圍近鄰，這就稱為線缺陷。位錯就是典型的線缺陷。點缺陷