复旦大学材料物理第12课

1、这个现象称为反压电效应【即：电压 受力】 。
正压电效应：压电效应首先是在水晶晶体上发现的。
如果按照图10.4.1 所示的方位，从晶体中切割出垂直于 x 轴的晶片，则称为 x-切晶片。
当沿垂直于晶片方向 (即平行于晶体 2次轴的方向)对晶片施加压力时，在晶片垂直于 x 轴的两侧面上就会出现数量相等而符号相反的电荷；当以张力代替压力时，则电荷改变符号。
如果沿 x2 方向对晶片施加压力( 或张力)，则在晶片垂直于 x 轴侧面上也会出现电荷，但电荷符号与上一种情况正好相反。
上述水晶的压电效应，可用图 1042 来说明。
图 1042(a) 为水晶的构造基元 Si02 在(00 01)面上投影。
质点的正电荷重心和负电荷重心的分布情况，如图 1042(b)所示。
这里假定正、负电荷重心是重合的，整个晶体总电矩等于零，因而晶体表面不带电。
当沿 x1 方向(2 次轴方向) 对晶体施加压力时，晶体由于发生形变而导致正、负电荷重心分离，即电偶极矩发生了变化，从而引起晶体在垂直于该方向的表面带电的现象( 图1042(c)。
如果沿 x2 方向施加压力，由于形变而在垂直于 2 次轴的表面上产。

2、电极化是由于组成介质的原子( 或离子) 中的电子壳层在电场作用下发生畸变，以及由于正负离子的相对位移而出现感应电矩。
此外还可能是由于分子(或原胞) 中不对称性所引起的固有电矩，在外电场作用下，趋于转至和场平行方向而发生的。
介电常数是综合反映介质内部电极化行为的一个主要的宏观物理量。
但当外加的高频电场作用时，电极化的某些微观过程(例如电矩的转向过程 )未必追随得上。
所以首先讨论静态介电常数，以便概括电极化的各种微观过程。
这对于了解铁电体的性质是有益的。
设想在平行电容器的两板上(见图 1011) ，充以一定的电荷，当两板间存在电介质时，两板的电位差总是比没有电介质存在(真空) 时低。
这是由于介质的电极化，在表面上出现有感应电荷。
部分地屏蔽了板上自由电荷所产生的静电场之故。
【以下部分主要来自熊兆贤材料物理导论 】许多电导率 很低的材料【实际上是绝缘材料】 ，在电场作用下会沿电场方向产生电偶极矩 ，在靠近电 极的材科表面会产生束缚电荷，这种材料称为介电体或简称为电介质，这种现象称为电介质的极化，极化强度 P 定义为电介质单位体积 内电偶极矩的向量和，即VVP从物质结构的。

3、位置上。
这样，多种粒子的多体问题就简化成多电子问题。
2. 单电子近似（哈特里福克近似） 。
利用哈特里福克自治场方法，电子问题简化为单电子问题，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。
3. 周期场近似。
认为所有离子势场和其他电子的平均场是周期性势场。
对于三维的周期场中的单电子问题也只能用各种近似方法求解。
通常选取某个具有布洛赫函数形式的完全集合，把晶体电子态的波函数用此函数集合展开，然后代入薛定鄂方程，确定展开式的系数所必须满足的久期方程，据此可求得能量本征值，再依照逐个本征值确定波函数展开式的系数。
不同的方法仅在于选择不同的函数集合。
这是理论计算的框架，实际晶体的能带计算必须借助快速大容量的电子计算机。
所以，晶体能带结构的计算是十分繁重的工作。
因而一些半经验的方法起相当重要的作用，它借助实验数据来确定计算较困难的量。
三维情况的布洛赫定理 123nnRa若函数 f(r)具有晶格的周期性，则 ()nfr引入平移矢量 T(Rn)，对于单电子的周期势能 V(r)有()()(nnTVVRr在周期势场中运动的单电子薛定鄂方程为 2()()()HEmr如果。

4、电流将270m:持续不变，而不会有损耗。
昂纳斯还发现，超导转变是可逆的。
加热已处于超导态的样品，当温度高于 Tc 后，样品恢复其正常电阻率，这证实了他的设想，即超导态是物质的一种新的状态，它只依赖于状态参量(如温度)，而与样品的历史无关。
温度高于 Tc ，金属处在有电阻的状态，称为正常态。
所以，临界温度 T c 是金属发生正常态超导态相变的温度。
在温度 T 低干 Tc 时，可用外磁场破坏超导电性，使金属处于正常态。
破坏超导电性所必需的最小的磁场 Bc 称为临界磁场，或，它是温度的函数。
对于大多数元素金属超导体， Bc 随温度 T 的变化。
近似写成抛物线关系：0ccBH(9-5-1)201ccTB式中 是在绝对零度的临界磁场。
该关系是一抛物线。
0cB目前已发现有 20 多种金属元素具有超导电性，它们的临界温度和临界磁场列于表 951几种高温超导合金：氧化物高温超导体：一、 超导态的电磁特性 零电阻现象和完全逆磁性(抗磁性)人们最早发现的超导态的电磁特性就是它的电阻等于零。
很自然地把超导体想像成电导率 为无限大的完全导体，这样有可能在没有电场 的条件维持稳恒的电流。