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1、能带理论-2（Band Theory）,1,2,简约波矢,之前的讨论建立在以近自由电子近似为零级近似的微扰理论之上。这时，零级能量作为波矢 k 的函数，具有抛物线的形式。而最终的状态也可以用波矢来标记。这一点只有在以近自由电子近似作为零级近似才是可行的。,与之对应的是，简约波矢 作为平移算符本征值的标记则总可以用来标记状态。波矢和简约波矢之间有联系有区别：简约波矢在FBZ中取值，而自由电子的波矢取值没有限制；在近自由电子作为零级近似的情形下，简约波矢和波矢之间相差一个倒格矢。,3,简约波矢和自由电子波矢的这种差别表明，简约波矢不能唯一确定一个状态。,唯一确定一个状态除了需要指定简约波矢外，还需
2、要指定它和自由电子波矢之间相差的倒格矢。这个倒格矢确定该状态所属的能带。,Fig 4.4 能带示意图。,5,能带理论的基本结果,6,三维周期场中电子,7,周期性边界条件,8,9,Fig 4.5(1)零级能量简并条件；(2)简单立方格子的情况,(1),(2),10,这意味着在该平面上需采用简并微扰理论。三维情况下，简并的状态可以是两个，也可以多于两个。,11,三维晶格的能带需要借助于 BZ 的概念来理解。如果在 k 空间中，把原点和所有倒格子倒格矢之间连线的中垂面都画出来，就可以把 k 空间分割成许多区域，每个区域内能量作为 k 的函数是连续的；在区域的边界处，该函数发生突变。这些区域称为布里渊
3、区(Brillouin Zone,BZ).,12,Fig 4.6 简单立方格子 BZ 的二维示意图,13,BZ 中能量是连续的;属于一个 BZ 的能级构成一个能带,不同的 BZ 对应于不同的能带;所有 BZ 的体积相等,都等于倒格子原胞的体积;记入自旋,每个BZ 有 2N 个电子态。,三维和一维情况有一个重要的区别，不同能带之间可以有交叠。沿各方向，能量在 BZ 边界是不连续的，但不同方向断开时的能量取值不同，因而有可能发生能量交叠。,14,Fig 4.7 三维晶格能带的交叠,15,与一维情况相同的是，简约波矢和平面波波矢既有联系又有区别。简约波矢取值限制在简约 BZ中，简约 BZ 就是 FB
4、Z。对于 FBZ 以外的平面波波矢则总可以通过改变某一倒格矢而移入 FBZ。每一个简约波矢对应于能量高低不同的一系列量子态，分属于不同的能带。因而利用简约波矢标记量子态时必须标明所属能带。,16,例4.1 简单立方格子的 FBZ。,例4.2 体心立方格子的 FBZ。,17,例4.3 面心立方格子的 FBZ。,18,Fig 4.8 体心、面心立方格子 BZ 示意图,19,例4.4 面心立方格子的能带。,20,21,另一方面，许多金属材料的实验结果和近自由电子近似的计算结果符合较好。,22,据此人们引入赝势（pseudo potential）来简化能带计算。在固体中，人们最关心的是价电子。原子结合成固体的过程中，价电子的运动状态发生了较大的变化，而内层电子的变化则比较小。在离子势内部，以假想的势能取代真实地势能，求解波动方程时，若不改变其能量本征值及离子实之间的区域的波函数，则称这个假想的势为赝势。实际采用的赝势总是要使离子实内部的电子波函数尽可能的平坦。利用赝势计算的波函数称为赝势波函数。,23,赝势包含离子势和价电子的作用，是有效势，可以有多种形式。人们利用赝势方法对很多金属材料作了能带计算，计算结果和近自由电子近似模型相近。目前，赝势方法也被用来研究半导体的价带和导带。,The End,24,
