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1,.1,模型及基态性质,一、模型和电子密度,二、单电子本征态和本征能量,三、基态和基态的能量,本节主要内容：,一、,索末菲模型和电子密度,(1)忽视金属中的电子和离子实之间的相互作用自由电子假设,(free electron approximation),1.1 自由电子气体模型及基态性质,1.,模型（基本假设,）,自由电子气,(自由电子费米气体)：自由的,、,无相互作用的,、,遵从泡利原理的电子气。,(2)忽视金属中的电子和电子之间的相互作用独立电子假设,(independent electron approximation),(3)价电子速度听从费米狄拉克分布自由电子费米气体,（free electron fermi gas),(4),不考虑电子和金属离子之间的碰撞,(,No collision),2.电子密度,志向气体在温度恒定下可用气体密度来描述，与此类似，自由电子气体模型也可用电子密度n来描述，而且，n是唯一的一个独立的参量。后面大家会看到，电子的能量、动量、速度等都可以写成n的函数。,电子密度,n,有两种常用的表示方法：,a).,单位体积中的平均电子数,n;b).,电子球的半径,r,s,a).,电子密度,n=,单位体积物质的摩尔数,阿伏伽德罗常数,原子的价电子数,其中：m是元素的质量密度；NA=6.022 ;,A是元素的相对原子量；Z是单个原子供应的传导电子数,例如：对于3价铁组成的金属晶体，电子密度为：,b).表示法2,将每个电子平均占据的体积等效成球，用球的半径,r,s,来表示电子密度的大小。,r,s,的大小约为0.1,nm,量子力学中常用玻尔半径（,Bohr radius),作为原子半径的量度单位,玻尔半径：,See P4 表1.1,二、单电子本征态和本征能量,下面我们在上述自由电子费米气体模型的基础上探讨单电子本征态和本征能量,1.薛定谔方程及其解,我们为计算便利设金属是边长为 L 的立方体,则金属的体积:V=L3,自由电子数目：N,由于忽视了电子和离子实以及电子与电子之间的相互作用，则 N 个电子的多体问题转化为单电子问题。,按照量子力学假设，单电子的状态用波函数,描述,满足,薛定谔方程,：,因而,薛定谔方程,变为：,-,电子的本征能量,-电子的波函数(是电子位矢 的函数),对边长为,L,的,立方体,，在,凝胶模型,下可设势阱的深度是无,限的。取坐标轴沿着立方体的三个边，则粒子势能可表示为：,其中：,V(r),为电子在金属中的,势能,，,为电子的,本征能量,这和电子在自由空间运动的方程一样，方程有平面波解：,C,为归一化常数，,由正交归一化条件：,所以，,波函数可写为,：,波矢,，,K,的方向为平面波的传播方向,K,与,电子的,德布罗意波长,的关系为：,把波函数,代回薛定谔方程,得到,电子的本征能量,为：,2.电子的动量,将动量算符,作用于电子的波函数得,所以,也是动量算符的本征态,电子处在,时，电子有确定的动量,3.电子的速度,相应的能量,即电子的能量和动量都有经典对应，但是，经典中的平面,波矢k可取随意实数，对于电子来说，波矢k应取什么值呢？,4.波矢,k,的取值,波矢,k,的取值应由边界条件来确定,边界条件的选取，一方面要考虑电子的实际运动状况（表面和内部）；另一方面要考虑数学上可解。,常用边界条件,驻波边界条件,周期性边界条件,人们广泛运用的是周期性边界条件（periodic boundary condition),又称为波恩-卡门（Born-von Karman)边条件,亦即：,对于,一维,相当于首尾相接成环，从而既有有限尺寸，又消退了边界的存在。,一维晶体周期性边界条件,无限多个线度都是,L,的势阱连接起来。在各个势阱相应的位置上电子的状态相同。,三维,情形，可想象成,L,3,的立方体在三个方向平移，填满了整个空间，从而,当一个电子运动到表面时并不被反射回来，而是进入相对表面的对应点,。,波函数为行波,，表示,当一个电子运动到表面时并不被反射回来，而是离开金属，同时必有一个同态电子从相对表面的对应点进入金属中来,。,二者的一样性，表明周期性边条件的合理性,由周期性边界条件：,（讲解以下推导过程）,Where the quantity,n,x,n,y,n,z,are,any integer(,整数）,n,x,n,y,n,z,取值为,整数,，,意味着,波矢,k,取值是,量子化,的。,所以，周期性边条件,的选取，,导致了波矢,k,取值的量子化，从而，单电子的,本征能量,也取,分立值，,形成,能级。,5.波矢,k,空间(,k-space),和,k,空间的态密度,以波矢 的三个分量 为,坐标轴,的空间称为,波矢空间,或,空间,。,由于,波矢,k,取值是,量子化,的，它是描述金属中单电子态的适当量子数，所以，在,k,空间,中许可的,k,值是用,分立的点,来表示的。,每个点表示一个允许的单电子态。,金属中自由电子波矢：,n,x,n,y,n,z,取值为,整数,所以，每个代表点（单电子态）在k空间是匀整分布的。,由此：,(1)在,波矢空间,每个(波矢)状态代表点占有的体积为：,(2),波矢空间,状态密度(,单位体积,中的,状态代表点数,):,留意量纲,三、基态和基态能量,电子的分布满足：能量最小原理 和 泡利不相容原理,1.,N,个电子的,基态、费米球、费米面,我们已知在,波矢空间,状态密度：,考虑到每个波矢状态代表点可容纳自旋相反的两个电子，,则单位相体积可容纳的电子数为：,N个电子的基态(T=0K)，可从能量最低的 k=0 态起先，从低到高，依次填充而得到,每个k态两个电子。,我们已知自由电子费米气体的单电子能级的能量,在k空间中，具有相同能量的代表点所构成的面称为等能面，明显，由上式可知，等能面为球面。,由于N很大，在k空间中，N个电子的占据区最终形成一个球，即所谓的费米球（Fermi sphere)。（见P7图1.2）,费米球,相对应的,半径,称为,费米波矢（,Fermi wave vector).,用,k,F,来表示。,在,k,空间,中，把,N,个电子的,占据区,和,非占据区,分开的界面叫做,费米面,(,Feimi surface),基态,时(,T=0k,)，,电子填充的最高能级,称为,费米能级,F,费米面示意图,=,F,的,等能面称为,费米面,。,(,a),T,=0k,在确定零度时，费米面以内的状态都被电子占据，球外没有电子。,(,b),T0时，费米球面的半径kF比确定零度时费米面半径小，此时费米面以内能量离F约kBT范围的能级上的电子被激发到F之上约kBT范围的能级。,E,F,费米能级,基态,时(,T=0k,)，N,个电子填满整个费米球，所以：,单位相体积可容纳的电子数,费米球体积,=,N,即：,所以，费米波矢,k,F,为:,n为电子密度,从而，相关的电子的费米能量F、费米动量 pF、费米速度F、费密温度TF等都可以表示为电子密度n的函数,这也就是前面我们所提到的自由电子气体模型可用电子密度n来描述，而且，n是仅有的一个独立参量的缘由。,2.能态密度,(1),定义,:,(2),计算,:,波矢密度,两个等能面间的波矢状态数,两等能面间的电子状态数,能态密度,两等能面间的波矢状态数,：,若在能量,范围内存在,Z,个单电子态，,则,能态密度,N(,),定义为：,在k空间,代表点匀整分布,则求出能量分别为E和E+E两个等能面之间的相体积,乘以代表点密度和自旋因子2，便得到能量间隔在EE+E范围内的电子态数目Z,考虑到每个波矢状态代表点可容纳自旋相反的两个电子，,k,y,k,x,能态密度:,例1：求金属自由电子气的能态密度,金属中自由电子的能量,法1.,法2.,金属中自由电子的能量,所以，自由电子气的能态密度,k,y,k,x,其中,在半径为,k,的球体积内电子的状态数为：,自由电子气的能态密度：,法3.,其中,在,k,空间自由电子的等能面是半径,的球面，,留意:教材p7-8给出的是单位体积的能态密度g(),对于,g(,),只不过对于,N(,),由于,V,只出现在系数,C,中，所以,g(,),和,N,(,),形式一样,，都和,能,级的平方根,成正比,利用能态密度，可以求出自由电子气在基态时的,总能量,U,0,3.基态能量,自由电子气在基态时的总能量U0(费米球内全部单电子能级和）：,将,代入,利用自由电子气在基态时的,总能量,U,0,的表示式,可求得单位体积自由电子气体的基态能：,基态(T=0K)时每个电子的平均能量：,(1.1.24),(1.1.25),金属中一般,n,10,28,m,-3,，,电子质量,m,=910,-31,kg，,几个电子伏。,由此可以看出即使在确定零度时电子仍有相当大的平均能,量，这与经典的结果是迥然不同的。,按照,经典的,自由电子气体（,Drude),的模型，电子的平均能,量为,时，显然为零。,在统计物理中，把体系与经典行为的偏离，称为简并性(,degeneracy).,因此，在,T=0K,时，金属自由电子气是完全简并的。,这一节主要探讨了自由电子费米气体在基态(T=0K)时的一些性质。当T0K时，电子将受到热激发，此时，自由电子费米气体的性质如何呢？,
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