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1、1库伦阻塞效应2、 巨磁阻效应3、 幻数4、 近藤效应5、 磁杂质的成因6、 莫特绝缘体7、 迁移率边8、 Adson定域化模型9、 弹性平均自由程、样品尺寸与无序参考度之间的关系，样品尺寸的特征10、 RKKY相互作用、超交换相互作用、双交换相互作用11、 福林德尔震荡12、 金属界面能的成因13、 半导体的表面态（描述并解释）14、 近自由电子模型、紧束缚电子模型第二部分1. 看图说话P149图。对于单个方阱的分裂能级，如E1来说，能量与势阱宽度平方成反比，所以图线随着势阱宽度的增加是呈下降的趋势。当势垒宽度很小时，波函数的密度很大，相邻阱之间的相互耦合作用很强，原来在各势阱中分立的能级将
2、扩展成能带，体现了超晶格结构的特点，而能带的宽度随着势阱宽度的增加而减小。在纵向上，随着能量的增高，相邻势井中的波函数耦合增加，所以能带展开的更快。2. 什么叫表面态？什么叫杂质电子附近的局域态？电子定域在表面的窄区域内，当波矢k取复数时，电子的波函数存在指数衰减或指数震荡衰减的表面态，它的存在导致表面能级的产生。具有严格周期性格点排列的晶体，电子运动是公有化的，其Bloch波函数扩展在整个晶体中，这种态被称为扩展态。如果存在随机的无序杂质，晶格的周期性被破坏，此时电子波函数不再扩展在整个晶体中，而是局域在杂质周围，在空间中按指数形式衰减，这种态称为局域态。第三部分1. 定域化概念：粒子从出发
3、点出发，随着时间无穷大时，其在出发点附近的概率不为零，我们说该粒子是定域化的。其定义三个长度，。为粒子波长，为弹性平均自由程（值越小，表征无序度越强），为样品尺寸：（1） 当时，此时为得波的传播情形。（2） 当时，此时为弱定域化；（3） 当时，此时为强定域化。2. 产生Anderson局域化条件：由Anderson模型可知，W为随机能量分布的的宽度，B为紧束缚能带宽度。定义，为离域化与定域化转变条件。当时，其在带中心出现定域化。3. 扩展态和布洛赫态的异同：布洛赫态是指近自由电子感受到周期势场后其具有的电子态，该态为扩展态，反应了晶场中共有化电子的非束缚的运动。扩展态则是与定域态相对应，电子在
4、势场中扩散（该势场可能为无规律的），当无规律势场不够强时，无法满足电子波函数定域化条件，电子仍能传播，此时也可称为扩展态。扩展态是指电子扩散在t趋于无穷的情况下，电子回到起始点范围为0的运动状态。布洛赫态是扩展态的一种，扩展态不一定都是布洛赫态。布洛赫态是电子在等价格点出现概率相同的扩展态，无序系统中扩展态波函数可以趋于无限，电子出现概率涨落很大。4. Anderson模型：电子在无规势场中扩散，Anderson假定其无规表现在每个格点的电子能级从能量宽度为W的分布中随机选取，我们可以理解，此时W越大，其每个能量出现的概率越小，系统越无序。我们考虑两个极端情况：1）当W等于0时，所有格点的能量
5、为定值，而没有随机分布，此时系统不存在无序，此时根据紧束缚近似可知，能带宽度为B（其与格点间耦合有关，耦合作用越强，宽度越大）。2）当每个原子彼此远离，使得每格点间耦合作用为0，每个格点为孤立，此时B=0。这时代表了一个超级无序系统。可见无序与有序的竞争体现在B和W宽度上，定义为判据，当时，能带中心出现定域化，当时为离域化。5. Mott迁移率边：图9.3.3，可知根据Anderson模型，Mott提出：当能带宽度B大于无序能量W时，此时会出现迁移率边。由于带尾的态密度较小，分布较为稀疏，导致了耦合强度不是很好，因此定域化容易出现在带尾。随着W的不断增大时，迁移率边向带中心移动。故当时，费米面
6、出现在扩展态，材料表现为导体；当改变费米面（通过掺杂），或时，此时材料表现为绝缘体。6. Hopping conductive（跳跃电导）考虑一个无序较多的系统，此时电子被定域在不同的格点上，而无法实现格点间的跳跃。此时如果考虑电子间存在热运动，声子将能量传给电子，电子可以实现从一个格点的定域态跳跃到另一个格点的定域态。可知，跳跃概率为距离a和能量宽度W/KT两种机制的竞争。一个局域电子零温时不提供直流电导，在有限温区，电子可以被激发至一个空的定域态，一个外场将产生一个沿电场方向的电流运动，这被称作跳跃电导。这意味着一个电子借助于声子进行量子遂穿过程，从一个定域态跳到另一个定域态。第四部分1.
7、 什么是Mott转变？什么是Mott绝缘体？Mott 转变：从能带理论紧束缚近似，可知原子间距降低时，由于相邻原子波函数交叠增加，能带宽度B也增加，另一方面，电子导电性要求电子从一个原子跳到另一个原子，发生同一格座轨道上的双占据，需要增加能量U，Mott转变发生在B=U时，UB绝缘态，UU，称为Mott-Hubbard(MH)绝缘体；U，称为电荷转移(CT)型绝缘体。P395图13.1.12的左图就是MH型，右图就是CT型。掺杂由电子掺杂和空穴掺杂两种。对于MH和CT两类绝缘体，电子掺杂的情况非常相似，即将电子放入上半个Hubbard子带。但对于CT绝缘体，空穴掺杂和电子掺杂有非常显著的差别，
8、大多数高温超导体都是空穴掺杂的，只有极少部分是电子掺杂的。4. 解释P401页相图13.2.6.上图显示，无掺杂时，铜氧化物是反铁磁绝缘体，在一定的掺杂程度（x=0.02），反铁磁长程序被破坏，而出现具有金属导电性的二维反铁磁序；在x0.05时，出现超导；在x=0.020.05时，一般来说，是自旋玻璃态。在最佳掺杂x=0.16，超导转变温度Tc最高。欠掺杂时（xTk，d轨道自旋基本自由，对磁化率贡献为Curie型。传导电子的散射分为两类，正常的势散射和自旋翻转散射。随着温度降低，自旋翻转散射增加，围绕磁性原子的传导电子的自旋将反平行极化，从而屏蔽磁性原子的磁矩，并形成一个近藤单态，表现非磁性，
9、其他传导电子受到单态强势场的散射。第五部分5.1 结合P453图14.4.7解释库伦阻塞效应。Coulomb阻塞：在量子点的研究中，不但电子的波动性是关键，而且以e为单位的电荷的分立性也具有重要性。纳米结构的电容C可能会非常小，以至于给量子点增加一个电子的荷电能e2/2C会超过其热运动能，一个大的电荷可以阻止纳米结构增加或移走甚至是一个电子，这就是量子输运过程中隧穿的Coulomb阻塞效应。随着栅极电压Vg的改变，电导G形成了一系列周期分布的峰，每个峰表明由于Coulomb阻塞效应而引起量子点中增减了一个电子。其中左边的峰比右边的峰少一个电子。因此可以从电导的振荡周期推出量子点的电容。5.2
10、结合P456图14.4.9说明磁矩产生的条件。结合P456页两图解释关于半导体量子点的基本概念磁矩产生的条件：量子点中电子的数目为N，当N是奇数时，量子点有1/2的局域磁矩，而当N为偶数时，五磁矩，即总自旋为0。仅当量子点有磁矩时才会有近藤效应，对于一个适当的（介于E和E+U之间）栅极电压V，一级隧穿被阻塞。由于第二个电子的能量超过引线中电子的费米能，电子不能隧穿到量子点。同样，量子点里的电子由于E小于引线上的费米能，因而也不能跑掉，这是Coulomb阻塞效应。然而，在于高阶过程中，中间态在短时间内可以消耗能量U。连续的自旋反转过程有效的屏蔽了量子点的自旋，形成一个自旋单态。这种关联增强了量子点中的近藤效应，引线中电子的态密度在费米能级处会出现尖峰，当加一个偏压，态密度的近藤峰会分裂为两个，分别钉扎在两边的化学势上。5.3 结合P429图14.2.4和P436图14.2.13解释磁性多层膜的巨磁电阻效应。(a) 图，对于自旋向上的电子右侧为高势垒左侧为低势垒，因此自旋向上的电子不容易到达右侧。对于自旋向下的电子右侧为低势垒左侧为高势垒，因此自旋向下的电子不容易到达左侧。(b) 图，对于
