1、第四章 能帶理論1設電子在一維弱周期勢場V(x)中運動，其中V(x)= V(x+a)，按微擾論求出k=±/a處的能隙2怎樣用能帶論來理解導體、絕緣體、及半導體之間的區別？（可以畫圖說明）3簡單推導布洛赫（Bloch）定理4對于一個二維正方格子，晶格常數為， l    在其倒空間畫圖標出第一、第二和第三布里淵區；l      畫出第一布里淵區中各種不同能量處的等能面曲線；l      畫出其態密度隨能量變化的示意圖。5  在一維周期場近自由電子模型近似下，格

2、點間距為，請畫出能帶E(k)示意圖，并說明能隙與哪些物理量有關。6推導bloch定理；寫出理想情況下表面態的波函數的表達式，并說明各項的特點。7在緊束縛近似條件下，求解周期勢場中的波函數和能量本征值。設晶體中第m個原子的位矢為：（5-4-1）若將該原子看作一個孤立原子，則在其附近運動的電子將處于原子的某束縛態，該波函數滿足方程：（5-4-2）其中為上述第m個原子的原子勢場，是與束縛態相對應的原子能級。如果晶體為N個相同的原子構成的布喇菲格子，則在各原子附近將有N個相同能量的束縛態波函數。因此不考慮原子之間相互作用的條件下，晶體中的這些電子構成一個N個簡并的系統：能量為的N度簡并態，m=1，2，

3、N。實際晶體中的原子并不是真正孤立、完全不受其它原子影響的。由于晶體中其它諸原子勢場的微擾，系統的簡并狀態將消除，而形成由N個能級構成的能帶。根據以上的分析和量子力學的微擾理論，我們可以取上述N個簡并態的線性組合（5-4-3）作為晶體電子共有化運動的波函數，同時把原子間的相互影響當作周期勢場的微擾項，于是晶體中電子的薛定諤方程為：（5-4-4）其中晶體勢場U(r)是由原子勢場構成的，即（5-4-5）微擾計算（5-4-4）式可以轉化為如下形式：代入（5-4-2）和（5-4-3）后，可得：（5-4-5）在緊束縛近似作用下，可認為原子間距較態的軌道大得多，不同原子的重疊很小，從而有：（5-4-6）現

4、以左乘方程（5-4-5），并對整個晶體積分，可以得：（5-4-7）首先討論（5-4-7）式中的積分。我們引入新的積分變量，令，由晶格周期性可知：，則（5-4-7）式中積分可表示為：（5-4-8）上式表明積分值僅取決于原子的相對位置，因此引入符號。式中引入負號的理由是晶體勢場與原子勢場的差值為負值。將式（5-4-8）代入（5-4-7）式得到方程組：（5-4-9）不難證明：為滿足方程組（5-4-9）的解，于是得到：亦即（5-4-10）式中為原子的相對位置，與原子標號碼m或n無關。（5-4-10）式實際上即為晶體中共有化運動的電子的能量本征值。與該本征值相對應的電子共有化波函數為：（5-4-11）容

5、易驗證，上式所給出的波函數確為布洛赫函數。不妨作下面的變換，（5-4-12）進一步可得：（5-4-13）顯然，是和晶格周期相同的周期函數。8 (a)試寫出其倒格矢，證明倒格子元胞體積v= (2p)3/V，并畫出第一布里淵區示意圖。 （b）在近自由電子近似下，寫出電子在第一布里淵區頂角和各面心上的動能。（c）令a=b=c,緊束縛近似下電子的色散關系為：E(k)=E0-2J(coskxa+coskya+coskza) 試寫出態密度N(E)的積分表達式，并指出在哪些能量處N（E）=0，哪些能量處有范霍夫奇點？ 9簡述Bloch定理，解釋簡約矢k的物理意義，并闡述的取值原則。K為簡約波矢，是對應于平移

6、操作本征值的量子數。它的物理意義是表示原胞之間電子波函數位相的變化。它的取值應限制在簡約布里淵區。10（a）晶體中的電子能帶是怎樣形成的？能帶的寬度與什么因素有關？(b)若一個一維導體中電子在能帶中的填充剛好是半滿的，會出現什么現象？(c)對于一個簡單立方晶體，緊束縛近似下電子表的色散關系為E(k)=E0-2J(coskxa+coskya+coskza)試寫出態密度的積分表達式，并指出在哪些能量處態密度為零？哪些能量處有范霍夫奇點？11假定將晶體表面看成是理想平面，忽略晶體內周期勢的起伏變化，求表面電子態的能量本征值及其波函數。12簡述能帶理論；推導布洛赫(Bloch)定理，理想三維情況下表面電子態的波函數有什么特點。13簡述晶體能帶與其晶格周期性和對稱性的關系，并說明無序材料電子結構和晶體材料電子結構的主要差別。P23014.高壓晶體體積變小，能帶寬度會          15費米面 、費米能 、費米速度費米面：在絕對零度下，晶體中電子在K空間中占據態與非占據態的分界面，在非