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1、#16828. 费米温度（费米温度（FermiFermi temperaturetemperature） 电子的费米能级 EF与玻尔兹曼常数 kB之比，称为费米温度。#16829. 等能面（等能面（equal-energyequal-energy surfacesurface） 对于完整晶体而言，具有某一相同能量的电子态在 k 空间的代表点所构成的曲面，称为对应于该能量的等能面。#16830. 费米面（费米面（FermiFermi surfacesurface） 在绝对零度时，对于完整的金属晶体而言，对应于费米能级的等能面称为费米面。在绝对零度下，费米面是 k 空间中被占据态和非占据态的分界面
2、。#16862. 布里渊区（布里渊区（BrillouinBrillouin zonezone） 在晶格周期场中电子的波函数具有布洛赫函数的形式k(r r)=eikruk(r r)。可以证明 k k 态和 k+Kk+K 态是完全等价的。这里 K K 是 k k 空间的中倒格矢，它可用倒格基矢来表达K K=m1b b1+m2b b2+m3b b3这里，m1，m2，m3是整数。这样，在 k k 空间中对所有从原点出发的倒格矢作垂直平分面，由这些面相交围成的 k k 空间的各个小区域即称为布里渊区。每个布里渊区所包含的波矢量数目等于晶体的原胞数，也即包含了全部电子态在 k k 空间中的代表点。包含原点
3、的布里渊区称为第一布里渊区，又称为简约布里渊区，该区内的波矢量称为简约波矢量。对于完整晶体，任何态均可在第一布里渊区内找到其波矢的代表点，因此通常都在第一布里渊区内进行讨论。#16863. 有效质量（有效质量（effectiveeffective massmass） 固体中的载流子在外力的作用下，其外力与加速度之间的比率，称为有效质量。对于接近于带边的载流子，载流子的有效质量的倒数等于能量对波矢量的二阶微商再除以。对于一般的晶体而言，有效质量是个张量。有效质量不同于自由电子的质量，它是由电子在晶体周期势下的运动状态所决定的。#16864. 安德森局域化理论（安德森局域化理论（AndersonA
4、nderson localizationlocalization theorytheory） 在无序存在的条件下，电子波函数受到杂质和缺陷的散射，形成大量具有不同振幅和相位的散射波，这些散射波互相干涉，使得电子的波函数发生本质的变化。安德森在1958年证明，在有无序存在时，固体中有一部分电子态局域在空间的某一范围内，其波函数随着距离的增大而指数衰减；而其他电子态仍然可以扩展到整个空间。他把前者称为局域态，后者称为扩展态。由于局域态的波函数局域在空间的一定范围内，因此局域态对固体的输运性质没有贡献，只有扩展态才能对输运性质有贡献。如果在费米面附近的电子态由于无序而发生从扩展态到局域态的转变，固体
5、将会发生由无序引起的从金属到绝缘体的安德森转变，这是一种量子相变，其重要性已经引起了高度重视。#16865. 格波（格波（latticelattice waveswaves） 晶体中的原子围绕其平衡位置不停地振动，由于原子之间的相互作用，振动以波的形式在晶格中传播，就形成格波。在简谐近似下，晶格中的格波可以表达成如下的形式：u ul,j=A Ak kei(t-krkrl,j)这里 u ul,j是第 l 个原胞中第 j 个原子的位移，r rl,j是该原子的坐标， 是振动的频率，k k 是波矢量。对应于一个确定的 k k， 可以有3m 个解（m 为每个原胞中原子个数） ，也即对应于一个确定的 k
6、k 有3m个振动模式。在具有 N 个原胞的晶格中共有3mN 个振动模式，这其中有3N 个声学模，3(m-1)N 个光学模。声学模中 k k0时，0。而光学模在 k k0时， 为有限。#16866. 声子（声子（phononsphonons） 格波的能量量子，称为声子。声子是玻色子，因此，对于一个格波模式，可以有多个声子。对于频率为 的格波模式，每个声子的能量为。这就是说，随着声子数量的增加，该格波模式的能量以的倍数不连续地增加。这是与经典的情况不同的，在经典的情况下，格波的能量是随着振幅的增加而连续增加的。某一格波模式的平均声子数量，满足如下的玻色-爱因斯坦分布：这里 T 为绝对温度，kB为玻
7、尔兹曼常数。#16867. 德拜模型（德拜模型（DebyeDebye modelmodel） 德拜把晶格的振动作为连续介质中的弹性波来处理，由此得出其振动频率与波矢量之间的线性关系。而对于有 N 个原子的晶体来说，其振动具有3N 个模式，占据了从0到 m之间的振动频率。据此模型按统计理论，可计算出固体的克原子内能为U=3RTD(D/T)，式中，R 为气体常数，称为德拜温度（h 为普朗克常数，kB为玻尔兹曼常数） ，vm称为德拜频率，T 为绝对温度。D(x)称为德拜函数，由此，得出固体克原子比热公式为Cv=3RfD(D/T)这里，fD(x)称为德拜比热函数，由德拜模型得到的结果与实验数据较为接近
8、，但不完全一致，实验发现 vm与温度有关。这说明德拜模型只是一个较好的近似理论。#16868. 散射的正常过程（散射的正常过程（normalnormal processprocess ofof scatteringscattering） 在晶体中，粒子之间的相互散射过程也要满足能量守恒和动量守恒定律。对于动量守恒来说，由于晶格的周期性，在晶格中波矢为 q q 的状态与波矢为 q+Kq+K 的状态实际上是同一个状态（这里 K K 是晶体的倒格矢） ，因此，如果两个粒子在散射前和散射后的动量分别为 q q1，q q2和 q q1，q q2，则这些动量在动量守恒定律的约束下，可以满足如下的关系q q
9、1+q q2=q q1+q q2，但也可满足如下的关系q q1+q q2=q q1+q q2+K K。满足前一种关系的散射过程称为正常过程；满足后一种关系的散射过程称为倒逆过程。散射的倒逆过程伴随着在周期性的晶格结构中所产生的布拉格反射，而倒格矢 K K 则是布拉格反射所对应的波矢改变量。#16869. 电介质（电介质（dielectric） 在外加电场的作用下极化强度会发生变化的物质称为电介质。#16870. 介电常数（介电常数（dielectric constant） 在电介质中，电位移矢量 D 和外加电场强度 E 之间有如下关系：D=0E+P这里 0为真空介电常数，P 为极化强度，它与外
10、加电场的关系为P=0E 是介质的极化率。因此电位移矢量和电场强度的关系可写成D=E这里 =0(1+)称为介电常数。在交变电场的情况下，介电常数可为复数，其辐角表征电位移矢量和外加电场间的位相差。介电常数的实部和虚部都是重要的物质常数，前者是引起色散现象的度量，后者表征介质损耗。#16871. 铁电性（铁电性（ferroelectricity） 某些电介质晶体在外加电场为零时仍然具有非零的电极化强度，这种自发极化特性称为铁电性。#16872. 反铁电性（反铁电性（antiferroelectricity） 内部存在自发极化强度大小相等，方向相反的两种子晶格的固体称为反铁电体，相应的自发极化特性为
11、反铁电性。#16873. 压电性（压电性（piezoelectricity） 有些晶体在应力的作用下会产生极化强度的变化，这种特性称为压电性。#16874. 固体磁矩的有序排列（固体磁矩的有序排列（order of magnetic moments in solids） 固体中的电子和多数离子都具有磁矩。一般来说，外加磁场会迫使这些磁矩沿着磁场的方向排列。如果在没有外加磁场的条件下，固体中所有电子和离子的磁矩都是无规排列的，则固体表现出的总磁矩为0，我们称这样的固体具有顺磁性。见“顺磁性”。如果在没有外加磁场的条件下，固体中所有电子和离子的磁矩在低温下（温度小于居里温度）基本上仍沿相同的方向排
12、列，固体表现出的总磁矩不为0，我们称这样的固体具有铁磁性。这时，固体的磁化强度 M 和外加磁场 B 之间有如下关系：M=B，这里 是磁化率。如果在没有外加磁场的条件下，固体中所有电子和离子的磁矩在低温下（温度小于居里温度）基本上仍沿相同的方向排列，固体表现出的总磁矩不为0，我们称这样的固体具有铁磁性。见“铁磁性”。如果在没有外加磁场的条件下，固体中所有离子的磁矩在低温下（温度低于奈尔温度）基本上沿正反相间的方向排列，固体表现出的总磁矩虽然为0，但局部的磁矩有正反的变化，我们称这样的固体具有反铁磁性。见“反铁磁性”。如果固体中有两种不同的磁矩的离子，在没有外加磁场的条件下，这两种离子的磁矩在低温
13、下基本上沿相反的方向排列，固体表现出的总磁矩不为0，且局部的磁矩有正反的变化，我们称这样的固体具有亚铁磁性。见“亚铁磁性”。#16875. 磁振子（磁振子（magnon） 在铁磁体、反铁磁体等在低温下具有磁序的固体材料中，有一类元激发是由磁性原子（或离子）的磁矩在铁磁序（或反铁磁序）的平衡位置附近发生振荡而引起的，这一类元激发称为磁振子。由于铁磁体和反铁磁体中原子（或离子）的磁矩是相互耦合在一起的，一个原子（或离子）的磁矩的振动必将引起相邻原子（或离子）的磁矩的振动，从而像波一样传播开来。因此，磁振子和声子一样，具有一定的能量和动量，且能量和动量之间具有一定的关系，称为磁振子的色散关系。例如，
14、对一维的铁磁链，其哈密顿量可表示成这里 J 是交换积分，Si是第 i 个格点上的磁矩。这时磁振子的色散关系为这里 a 是晶格常数，k 是布洛赫波矢。在低动量下单位动量的增加所引起的能量增加数值，称为磁振子的刚度，它反映了该种磁性材料的磁振荡的“软硬”硬度。一般原子（或离子）间磁性耦合越强，其磁振子的刚度就越大。#16876. 近藤效应（近藤效应（Kondo effect） 如果在金属中有磁性杂质，由于杂质的磁矩的交换互作用对传导电子有散射作用，而且这种散射随温度的降低而加强，与晶格振动所引起的散射正好相反，从而引起金属电阻在10K 数量级的低温下出现一个平缓的极小值，这种现象称为近藤效应。#1
15、6949. 整数量子霍尔效应（整数量子霍尔效应（integer quantum Hall effect） 1980年，范克里金在由半导体反型层所构成的二维电子气中测量了与平面垂直的强磁场下霍尔电阻张量的两个分量 xx和 xy随二维电子气中电子浓度变化的关系，发现在浓度变化的过程中，周期性地出现 xx=0的点，并且在这些点附近，xy在一定的浓度范围内保持不变，也即出现了 Hall 电阻的平台，这些平台所对应的 Hall 电阻数值为，这里 i 为整数。这种效应称为整数量子霍尔效应。其物理机制为：在与平面垂直的强磁场的作用下，二维电子气的能谱分裂成分立的朗道能级，由于系统中无序和缺陷的存在，朗能能级
16、变宽，相邻能级间的能量区域出现局域态，当载流子的浓度正好能填满整数个朗道能级后，再增加的载流子浓度只能填充局域态的轨道，对电流无贡献，因此 xy不再变化而出现 Hall 平台，与此同时出现 xx=0的点。当载流子浓度继续增加达到下一个朗道能级时，xy发生跳跃而到达下一个 Hall 平台。这样，随着载流子浓度的变化，周期性地出现 xx=0的点和 xy的 Hall 平台。#16950. 分数量子霍尔效应（分数量子霍尔效应（fractional quantum Hall effect） 继范克里金在由半导体反型层构成的二维电子气中发现整数量子霍尔效应之后，崔琦等对-族化合物 GaAs/AlxGa1-xAs 异质结在更低的温度和更高的磁场下的 Hall 电导进行测量，除了看到对应于整数量子霍尔效应的 Hall 平台（见“整数量子霍尔效应”）外，还发现在另外一些载流子浓度值附近出现 xy的新的 Hall 平台，这些平台对应的 Hall
