固体物理黄昆pdf

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书名：固体物理学

作者：黄昆

豆瓣评分：8.4

出版社：高等教育出版社

出版年份：1998-11

页数：597

内容简介：

《固体物理学》是在黄昆教授原着《固体物理学》的基础上改编而成的.原书概念准确、讲解透彻，在改写过程中力图保持原书的特点.对固体物理学中的一些基础部分：如晶体结构、晶格振动、固体能带论.半导体电子论和固体磁性等部分在内容上都做了必要的补充，内容更加丰富；《固体物理学》反映了固体物理学领域的新进展，增加了超导物理、非晶态物理、表面物理、固体中的元激发和低维系统物理等固体物理新兴领域中的基本概念。

《固体物理学》总结了黄昆教授和韩汝琦?授长期的教学经验，《固体物理学》可作为高等学校固体物理课程的教材，也可供有关专业的科技人员参考。

‘贰’ 《固体物理学》 韩汝奇，黄昆 高等教育出版社 的基础部分是那几章

固体物理学

课程编号：30350153
课程名称：固体物理学
英文名称：Solid State Physics
学 分：3
先修课程：量子与统计
教 材：固体物理学，黄昆、韩汝奇

一、课程简介：
本课程是材料科学与工程专业的物理类基础课。本课程包括晶格结构、晶格振动与热
性质、固体电子理论、半导体、固体磁性质、绝缘体、介电体等部分。本课程将系统介绍固体研究的基本理论与重要实验方法，提示丰富多彩的固体形态（如金属、绝缘体、磁性材料等）形成的基本物理规律，给出研究这些固体的实验（如X光衍射、中子散射、磁散射等）设计的基本原理。

二、基本要求：
本课程要求学生首先能够理解各种物理形态的形成机制以及相应的物理性质（如金属导电性、不同元素的晶体结构、磁性质来源等），更重要的是让学生了解固体物理理论与实验不是一下子就能够达到目前的高度，而是在失败中不断的深化，一步步的发展到现在，并越来越深入地了解固体的性质。从而培养学生的研究思维能力。

三、 内容提要：
第一章 绪论 1学时
1.1 固体物理的研究对象
1.2 固体物理课程简介
第二章 化学键与晶体形成 2学时
2.1 共价晶体、离子晶体和金属晶体
2.2 氢键固体和原子、分子晶体
第三章 晶体结构与缺陷 14学时
3.1 晶格几何描述
3.2 晶格对称性与分类
3.3 晶体实例
3.4 倒格矢与布里渊区
3.5 晶格结构测定
3.6 点缺陷、热运动与离子导电
3.7 位错
3.8 多晶体与晶粒间界
第四章 晶格振动 10学时
4.1 静止晶格模型的失败
4.2 晶格谐振理论
4.3 声子色散关系
4.4 固体的热性质
4.5 中子散射与声子能谱的确定
第五章 固体电子理论 13学时
5.1 传统电子导电理论
5.2 自由电子费米气体
5.3 自由电子模型的失败
5.4 周期场中的电子能级
5.5 能带
5.6 准经典近似
5.7 金属中的费米面
第六章 半导体 8学时
6.1 半导体的一般性质
6.2 电子或空穴的热平衡
6.3 掺杂半导体
6.4 半导体器件
第七章 固体磁性 9学时
7.1 抗磁性与顺磁性
7.2 铁磁性与反铁磁性
7.3 核磁共振与电子自旋共振
7.4 中子的磁性衍射实验
第八章 绝缘体介电性 5学时
8.1 电介质的宏观描述
8.2 介电系数及其测量
8.3 原子极化率
第九章 非晶固体 2学时
9.1 真实世界中的无序固体
9.2 非晶体的原子结构
9.3 非晶体的电性质与热性质

四、 参考书：
1 基特耳着，万纾民等译，固体物理引论，人民教育出版社，1962
2 H.E.Hall，刘志远等译，固体物理学，高等教育出版社，1983
3 谢希德等，固体物理学，上海科学技术出版社，1961
4 顾秉林、王喜坤，固体物理学，清华大学出版社，1989
5 徐毓龙、阎西林，固体物理，西安电子科技大学出版社，1990
6 J.Richard Christman，Fundamentals of Solid State Physics
7 Ashcrsft、Mermin，Solid State Physics
8 Harald Ibach、Hans Luth，Solid-state Physics：An introction to theory and experiment

‘叁’ 求黄昆的资料

中科院院士
黄昆（1919.9.2－2005.7.6）固体物理、半导体物理学家。浙江嘉兴人，生于北京。1941年毕业于燕京大学。1948年获英国布里斯托黄昆
尔大学博士学位。1955年选聘为中国科学院院士（学部委员）。1980年当选为瑞典皇家科学院外籍院士。1985年当选为第三世界科学院院士。中国科学院半导体研究所研究员、名誉所长。是国际着名的中国物理学家、教育家、中国固体物理学先驱、中国半导体技术奠基人。 主要从事固体物理理论、半导体物理学等方面的研究并取得多项国际水平的成果，是中国半导体物理学研究的开创者之一。 50 年代与合作者首先提出多声子的辐射和无辐射跃迁的量子理论即“黄-佩卡尔理论”；首先提出晶体中声子与电磁波的耦合振动模式及有关的基本方程(被誉为黄方程)。40年代首次提出固体中杂质缺陷导致 X光漫散射的理论(被誉为黄散射)。证明了无辐射跃迁绝热近似和静态耦合理论的等价性，澄清了这方面的一些根本性问题。获2001年度国家最高科学技术奖。
人物介绍
黄昆（1919年9月2日－2005年7月6日）。 国际着名的中国物理学家、教育家、中国固体物理学先驱、中国半导体技术奠基人。 黄昆1919年9月出生于北京，1941年毕业于燕京大学，1944年毕业于西南联合大学的北京大学理科研究所，获硕士学位，1947年在英国布里斯托大学获得博士学位。 黄昆获得博士学位后曾在英国爱丁堡大学物理系、利物浦大学理论物理系从事研究工作。 1951年，黄昆回到北京大学任物理系教授，1977年后任中国科学院半导体研究所所长直到退休。 黄昆早年在爱丁堡大学与着名物理学家、诺贝尔奖得主玻恩教授一起从事研究工作，合着了在固体物理学界享有声誉的《晶格动力学》一书。1956年，黄昆在北京大学物理系任教授期间，参与创建了中国第一个半导体物理专业，为中国信息产业培养了第一批人材。在北京大学任教期间，黄昆还主持本科生教学体系的创建工作，并着有《固体物理学》教材，享有盛誉。 1977年后，在邓小平的过问下，黄昆出任中国科学院半导体研究所所长。2001年，黄昆与其北大校友王选一同获得了该年度国家最高科学技术奖。 2005年7月6日，16时18分，黄昆在北京逝世，享年86岁。 黄昆的主要荣誉包括1955年中国科学院第一批学部委员（今中国科学院院士）、2001年国家最高科学技术奖、瑞典皇家科学院外籍院士、第三世界科学院院士、全国“五一”劳动奖章获得者和1995年度何梁何利基金科学与技术成就奖获得者。黄昆还是中国人民政治协商会议全国委员会第五、六、七、八届常务委员。黄昆是中国共产党党员、九三学社社员。
黄昆的一生
黄昆的一生和诺贝尔奖大师紧密相连，从英国布里斯托大学到爱丁堡大学，再到利物浦大学，从诺贝尔奖获得者莫特教授到玻恩教授，黄昆的第一个“黄金时代”到来了。物理学大师玻恩是量子力学的创始人，也是晶体原子运动系统理论的开创者，早在第二次世界大战期间，玻恩就打算从量子学青年黄昆
最一般原理出发，写一部关于晶格动力学的专着，但战后因忙于他事且年事已高，此事一度搁置。1947年5月中旬，黄昆来到了爱丁堡大学玻恩教授处短期工作，工作中玻恩发现黄昆熟悉这门学科，且有深邃见解，便将完成用量子力学阐述晶格动力学理论的《晶格动力学》专着的重任交给了黄昆，同时交给他的还有玻恩的一些残缺不全的旧手稿…… 黄昆从1948年开始，在4年时间内不仅以严谨的论述和非常清晰的物理图像对这个固体物理学中的最基本领域进行了系统的总结，而且还以一系列创造性的工作发展和完善了这个领域。“有一段时间，我同玻恩教授还发生了争论……”谁也没想到，黄昆当初写进的内容在1960年激光发现以后，一一被实验证实。由此，奠定了他在固体物理学领域的权威地位。玻恩这位诺贝尔奖获得者也伸出了大拇指，他在给爱因斯坦的信中说：“书稿内容现在已经完全超越了我的理论……”
黄昆被选为2002年度感动中国十大人物
颁奖辞：他一生都在科学的世界里探求真谛，一生都在默默地传递着知识的薪火，面对名利的起落，他处之淡然。他不仅以自己严谨和勤奋的科学态度在科学的领域里为人类的进步做出卓越的贡献，更以淡泊名利和率真的人生态度诠释了一个科学家的人格本质。
从蒙养园到燕京大学
黄昆于1919年9月2日诞生在北京，祖藉为浙江嘉兴。父亲当时是中国银行高级职员。母亲贺延祉，籍贯湖南，毕业于北京女子师范大学，也在银行工作。黄昆是家中最小的孩子，他的大姐名黄宣，大哥黄燕，二哥黄宛（我国着名心脏内科专家），姐弟四人年龄依次相差一岁，手足情深而又互相影响。他们的名字都取自于北京的地名，黄昆的“昆”来自于“昆明湖”，黄宛的“宛”来自于“宛平城”，黄燕的“燕”来自于“燕山”，黄宣的“宣”来自于“宣武”。家庭较高的文化素养和毫无拘束的气氛，特别母亲为人严肃认真，对黄昆少年时期成长影响很大。 一般而言，许多着名科学家在少年，甚至童年就显示出其天赋。然而，黄昆却自认为他属于智力发育滞后的类型。在谈及现在中小学生的负担太重问题时，黄昆以切身经历为例，认为，小学学习不必要求太高，但中学打的基础却会影响一个人的一辈子。 黄昆先后在北京蒙养园、北京师大附小、上海光华小学（在静安寺附近一条弄堂里，黄昆在那里呆了一年多）上学。他回忆自己小学阶段，除去很早就识字，在小学时期常读小说和学会加减乘除之外，似乎没有学更多的知识。他还记得，他小学期间最出色的一次表现，是在三年级北京史地课考试得第5名。他带回给母亲的奖品，是一份北京城的油印讲义。为此，他始终为能熟练说出北京城所有内外城门名而感到自豪。
中学打基础
关于中学打基础影响一辈子，黄昆有正反两方面的经历。 黄昆在上海光华小学五年级没读完，随家搬迁回到了北京。黄昆的伯父黄子通当时在燕京大学哲学系任教授，黄昆暂住在伯父家中，并插班就读于燕京大学附中初中。他在这里只学习了半年，就转学到通县潞河中学。但是，这短短的半年，对黄昆以后的发展却有长远的影响。黄昆的伯父偶然看见黄昆课后很空闲，就询问他原因。黄昆回答说，老师交待的数学作业都已完成。他伯父说，那怎么行，数学课本上的题全都要作。自此，黄昆就这样做了。从此他的数学课一直学得很好，并发生了浓厚兴趣。转入到潞河中学后，这习惯不仅仍延续下来，并带动了其它学科的学习。黄昆后来回顾，这一偶然情况有深远影响。由于他下课就忙于自己作题，很少去看书上的例题，反而使他没有训练出“照猫画虎”的习惯。
治学要点
黄昆治学一个重要特点，“从第一原理出发”，其习惯也许就是在中学开始培养的。 潞河中学前身可以追溯到1867年由美国一个牧师创办的通州男塾。1889年，它演黄昆文集
变成包括小学、中学、大学和神学院的潞河书院。以后又先后更名为协和书院，华北协和大学。1918年，华北协和大学与汇文大学合并组成燕京大学，而协和大学附设中学部仍保留在通州原址，叫潞河中学。潞河中学虽然是教会学校，但1927年以后，由华人任校长，取消“圣经”必修课。潞河中学的校训为“人格教育”。黄昆是学习上的优等生，除语文课外，他的高中三年学习总成绩始终保持在全年级之首。黄昆兄弟三人都就读于潞河中学。他的大哥因为休学两年，与他同班，数学成绩只有30来分，在黄昆带动下，黄燕的数学成绩也很快就超过了及格线。潞河中学每个礼拜都有全校大会，黄氏三兄弟穿自己家做的布鞋，被校长在全校大会上表扬。 黄昆自己认为，他中学时代反面教训是，中学语文课没有学好。就像大多数中学男生一样，对于老师出的作文题，黄昆觉得，不是一句话就解答了，就是无话好说。后来黄昆回顾自己生涯，认为其后果影响了自己一辈子。例如，1936年黄昆从潞河中学毕业，拟学工科。他报考过清华大学和北洋工学院，但都未被录取，原因就是语文成绩太差的缘故。黄昆在生平自述中写道： “我于1944年参加了当时‘庚子赔款’留美和留英两项考试。留美考试未录取，后来通过别人查分数才知道我的语文考试只得了24分。在留英考试中，我的作文只写了三行就再写不下去了，只好就此交卷。后来得知，我居然被录取。这曾使我大吃一惊。以后有机会看到所有考生的评分，这才知道这位中文考官显然眼界很高，而打分又很讲分寸，很多考生的中文成绩都是40分，再没有比这更低的分数，我当时是其中之一。以后虽然没有再考语文，但是语文这个关远没有过去。顺便可以提到，我的语文基础没有打好，多少年来，在各个时期，各种场合都给我带来不小的牵累（从早年的考试到以后的写作，以至讲话发言）。近年来，不少场合要你讲点话或是让你题词，我只能极力推辞，而主持人则很难谅解。这总使我想起中学语文老师出了题我觉得无话可说的窘况。” 1937年，黄昆通过潞河中学向燕京大学的保送考试，进入燕京大学，并根据自己的优势和兴趣，选定物理为学习专业。
群英荟萃
抗日战争爆发后，中国的三所着名大学：清华、北大、南开迁至云南昆明，1938年春组成国立西南联合大学。在中国人民抗战最艰难困苦的年代，培养出杨振宁、李政道、黄昆、张守廉、李荫远、黄授书、邓稼先、朱光亚等一大批杰出人材。开出中国教育史上最绚丽的一朵奇葩。 西南联大物理系规模虽然不算大，但是人材济济，中国物理学界许多学术造诣很深的知名教授都在这里执教。当时“清华有叶企荪、吴有训、周培源、赵忠尧、王竹溪、霍秉权；北大有饶毓泰、朱物华、吴大猷、郑华炽、马仕俊；南开有张文裕，还有许贞阳。西南联大的数学师资也为当时国内一时之选。 清华有杨武之、郑洞荪、陈省身、华罗庚、许宝马录；北大有江泽涵；南开有姜立夫。在西南联大，物理系每年级只有一班，约三四十人。生活条件十分艰苦，都住在学校泥墙草顶的宿舍里。 1941年秋，黄昆在获得燕京大学学士学位后，经葛庭燧先生介绍，来到西南联大任助教。从北京到昆明，黄昆路经青岛、上海、香港、桂林、贵州，路上整整花了2个多月。系主任饶毓泰先生在第一次接见黄昆时对他说，这里人很多，根本不需要助教。你在这儿就是钻研学问作研究。事实也确是如此。 黄昆的教学任务只是每周带一次普通物理实验。吴大猷让他半做研究生，半做助教，这样他可以得到一些收入。 由于张守廉的缘故，黄昆很快地结识了和张同班的杨振宁。他们三人学习思考风格迥异，但都是绝顶聪明的人。他们一起上吴大猷和其他先生的课，通过课后讨论，他们彼此加深了人品学问的了解。

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黄昆

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‘伍’ 固体物理|能带理论（一）

我们知道，电子可以在金属里快速的运动，这与金属的周期性结构密切相关。但是是不是只要物质有周期性结构，就可以有金属那样优良的导电性呢? 显然不是的。比如常温下良好的金属导体Cu的电阻率为 ，金刚石结构的半导体Si电阻率为 ，与Cu差了11个数量级之多，而绝缘体电阻率甚至还可达到 。为什么会造成这种差异呢？在不同周期性结构、不同原子作用下导电性会发生变化，而能带理论就用于解释这些独特的现象。

当温度高于0K时，晶体中就有一些不安分的价层电子不受原子的束缚，可以在整个固体内运动，成为共有化电子。我们研究固体的导电性就是要研究这些共有化电子的能量、运动状态。要研究电子在晶体内的能量分布，就必须考虑到各原子-电子的作用、电子-电子之间的相互作用还有晶格振动的影响。试想想，要考虑成千上万个原子，其位置还是振动的，对电子的作用，而这许许多多的电子之间也有复杂的相互作用，根本不可能仅仅从一个薛定谔方程出发就解决所有问题。面对这么困难的问题，历史上有很多天才利用了 周期性和微扰 两个方法，对这个问题进行了很大的简化，这就是能带理论。

首先，因为原子的质量远大于电子，我们把原子和还束缚在原子附近的内层电子（两者一起称为离子实）视为静止的，因此可以认为离子实势场作用对电子是恒定的。等等，你刚刚不是说晶格是振动的吗？那原子的位置应该不是静止的呀，这个晶格振动的问题我们后面再考虑，这里先认为离子实位置是固定的。

对于电子-电子的作用，则采用Hartree-Fork自洽场方法简化，该方法把其他与电子作用的共有化电子视为平均势场，直接将多电子问题简化为单电子问题，我们可以认为每个电子是在固定的离子势场以及其他电子的平均场中运动。

到这里，我们已经把原子-原子，电子-电子的作用简化为一个势场，但是我们对这个势场一无所知，但是因为原子位置是周期性的，我们可以认为势场也具备周期性，也就是:

其中 为空间向量， 为整数倍的晶格常数，势场 在位置变换了整数倍的晶格常数后数值不变。这时候，我们就不需要关注整个晶体势场的变化，仅仅只需考虑在一个周期性单元格内势场的情况就可以了。

上面考虑到的只是静止的周期性势场，如图1所示。但是因为晶格振动的存在，周期性势场是有起伏的，如何去考虑这种起伏呢？这里我们引入微扰的概念来描述势场的起伏量。

考虑一维 个原子组成的晶体，晶体的线度： , 为晶格常数。在倒空间中波矢 的周期性边界取值为： （ 为整数）。

势场 的平均值为 ,当忽略周期性势场起伏，也就是零级近似时，可以认为： 。而当考虑周期性势场起伏时，以起伏量： 作为微扰处理 。

在零级近似下，周期性势场： 。

哈密顿量为:

代入薛定谔方程为：

计算得到零级近似下电子波函数：

能量：

很明显， 在不计微扰时电子能量随波数变化是一个连续的二次函数 ，如图2所示。

波函数要满足正交归一化条件，就是不同 的波函数积分为0：

当考虑微扰量时：

相应的哈密顿量也要发生变化：

其中表示微扰部分的哈密顿量为：

因为微扰的引入，需要对零级近似的能量 进行n级修正：

在这里我们只考虑到二级的修正。

二级能量修正式：

其中 为另取一个波矢。

经过计算后发现，只有符合条件： 时有微扰项：

这就是考虑微扰时电子能量表达式 。

对于微扰的波函数同样有n级修正：

考虑波函数的一级修正： ，其中 。

当符合条件： 时得到计入微扰的电子波函数：

我们来看看经过上面的简化我们获得了什么。首先通过对原子-电子、电子-电子相互作用的简化我们设定了周期性势场:

然后用微扰理论来描述晶格振动引起的周期性势场起伏，微扰项为：

并且我们计算得周期性势场和微扰条件下电子的能量为：

这个电子能量有什么意义呢？如果我们考虑周期性边界（布里渊区边界）的情况：

，和

此时 和 两个状态可以得到相同的能量，因此我们认为 和 两个态是简并的 ，代入电子能量式我们会得到：

电子的能量在边界条件上是发散的，因此布里渊区边界的能量不连续 。那么在布里渊区边界附近电子能量是否还服从图2那样的二次函数分布呢？为了研究这个问题，我们需要研究在布里渊区边界附近的态：

，

式中 是一个小量，假设 为0， 和 与边界条件的关系如图3所示。

在简并微扰问题中，波函数由简并波函数线性组合构成。波函数表述为：

其中 ，

波函数代入薛定谔方程：

代入哈密顿量表达式和 、 薛定谔方程，得到：

分别用 或 从作左边乘上方程，对 积分，得到两个线性代数方程：

，

，

当 和 有非零解时，满足久期行列式：

计算得到能量本征值：

利用这个能量本征值我们可以研究在布里渊区边界附近的电子能量分布情况 。

当满足公式： 时，波矢 离 比较远， 和 能量差别比较大，对于 状态的能量：

式中的修正项： ，

可视为： ，在该条件下可忽略不计。

因此 在距离布里渊区边界较远时能量 可忽略微扰项，看作零级近似，能量曲线为抛物线 ：

当满足公式： 时，波矢 非常接近 ， 和​ 能量差别很小，能量本征值可简化为：

代入

得到：

其中： ，为电子的动能。

当 时，能量值化简为：

当两个相互影响的状态 和 微扰后，能量变为 和 ，原来能量高的状态 能量提高，原来能量低的状态 能量降低，如图4所示。图4中黑色的抛物线代表零级近似的能量，蓝色的曲线代表微扰后的能量，在k k'处分别发生了能量下降和能量上升。

当我们考虑 和 两种情况时，会得到完全对称的能级图，如图5所示。由图5可以发现，当趋近于布里渊区边界，即 时，能量断开，曲线分别上下弯曲，能量突变值为：

​ 在这里我们可以做一个总结， 通过引入微扰的计算，在 距离边界 比较远时（ ），能量的微扰修正项可以忽略，能量曲线为零级近似时的抛物线；在 处于边界 时，能量本征值发散，能量曲线断裂；在 距离边界 比较近时（ ），出现能量突变，两个态的能量间隔 称为禁带宽度 。

​ 通过计算我们发现，在引入了周期性势场和微扰后，能级在布里渊区边界发生了发散和突变，每个布里渊区有自己连续的能级，如图6所示，图6绘制了第一、二、三布里渊区所对应的能带，在布里渊区边界出现能量曲线断裂和能级突变。为了方便和更直观的分析能带之间的差值，把其他布里渊区的能带按图6中箭头的方向移动到第一布里渊区。

​ 这时就可以同一用第一布里渊区的波矢来表示所有的能带，为了区分这个波矢与上面严格证明所用的波矢，我们将这个波矢命名为简约波矢 ,其范围为： ，它与我们之前所用的波矢 的关系为： ，m为整数。而此时第一布里渊区称为简约布里渊区。在使用简约布里渊区时，必须表明对应的能带和指定简约波矢。

对于简约波矢波函数满足布洛赫定理（此处不予证明）：

在实空间中平移了n个晶格常数后，波函数只增加了相位因子 。

总的来说，电子如果需要自由移动需要处在相对高的能级，因为有禁带的存在，电子达到高能级存在阻碍，不同的物质有不同的禁带宽度，这就是为什么导体、半导体、绝缘体之间的电导率差异如此之大。 那你可能会问这个问题，按照上面的推论所有晶体或多或少都是存在禁带的，但是像金属这样的优良导体可以忽略禁带的作用，这是为什么呢？这就需要三维能带来解释，导体的能带间是有可能重叠的！敬请期待能带理论（二）。

参考资料：黄昆《固体物理学》