第三章晶格動力學(xué)和晶體的熱學(xué)性質(zhì)詳解演示文稿

第三章晶格動力學(xué)和晶體的熱學(xué)性質(zhì)詳解演示文稿當(dāng)前1頁，總共88頁。優(yōu)選第三章晶格動力學(xué)和晶體的熱學(xué)性質(zhì)當(dāng)前2頁，總共88頁。運動方程

考慮N個質(zhì)量為m的同種原子組成的一維單原子鏈。設(shè)平衡時相鄰原子間距為a（即原胞大小），在t時刻第n個原子偏離其平衡位置的位移為n

。當(dāng)前3頁，總共88頁。為了建立起運動方程，我們首先要對原子之間的相互作用力做些討論，設(shè)在平衡時，兩原子的相互作用勢為V(a)，產(chǎn)生相對位移（例如）后勢能發(fā)生變化是V(a+δ)，將它在平衡位置附近做泰勒展開：首項是常數(shù)，可取為能量零點，由于平衡時勢能取極小值，第二項為零，簡諧近似下，我們只取到第三項，即勢能展開式中的二階項（δ2項），而忽略三階及三階以上的項。當(dāng)前4頁，總共88頁。顯然，這只適用于微振動，即δ值很小的情況。此時，恢復(fù)力：β稱為恢復(fù)力常數(shù)相當(dāng)于把相鄰原子間的相互作用力看作是正比于相對位移的彈性恢復(fù)力。振動很微弱時，勢能展開式中忽略掉（r）二次方以上的高次項，只保留到(r)2項---簡諧近似。(忽略掉作用力中非線性項的近似---簡諧近似。)當(dāng)前5頁，總共88頁。如只考慮最近鄰原子間的相互作用，第n個原子受到的力：于是第n個原子的運動方程可寫為：

一維原子鏈上的每個原子，忽略邊界原子的區(qū)別，應(yīng)有同樣的方程，所以它是和原子數(shù)目相同的N個聯(lián)立的線性齊次方程。當(dāng)前6頁，總共88頁。方程的解：這樣的線性齊次方程應(yīng)有一個波形式的解：A是振幅，ω是角頻率，q是波數(shù)，λ是波長，naq是第n個原子的位相因子，將試解代入方程求解。解得——色散關(guān)系Dispersioncurves（利用歐拉公式）當(dāng)前7頁，總共88頁。這個結(jié)果與n無關(guān)，說明N個方程都有同樣結(jié)果，即所有原子都同時以相同的頻率ω和相同的振幅A在振動，但不同的原子間有一個相差，相鄰原子間的相差是。該結(jié)果還表示：只要ω和q滿足上述關(guān)系，試解就是聯(lián)立方程的解。通常把ω和q的關(guān)系稱作色散關(guān)系。解的物理意義：格波原子振動以波的方式在晶體中傳播。當(dāng)兩原子相距的整數(shù)倍時，兩原子具有相同的振幅和位相。當(dāng)前8頁，總共88頁。都是整數(shù)）。如：有：該解表明：晶體中所有原子共同參與的振動，以波的形式在整個晶體中傳播，稱為格波。從形式上看，格波與連續(xù)介質(zhì)彈性波完全類似，但連續(xù)介質(zhì)彈性波中的x

是可以連續(xù)取值的；而在格波中只能取na格點位置這樣的孤立值。當(dāng)前9頁，總共88頁。第一布里淵區(qū)里的色散關(guān)系：★分離原子集體振動形成的格波與連續(xù)介質(zhì)中的彈性波相比，色散關(guān)系發(fā)生了變化，偏離了線性關(guān)系，而且具有周期性和反射對稱性。

★從解的表達式中可以看出：把aq改變2π的整數(shù)倍后，所有原子的振動實際上沒有任何區(qū)別，因此有物理意義的q取值范圍可以限制在第一布里淵區(qū)內(nèi)。在波矢空間當(dāng)前10頁，總共88頁。這種性質(zhì)稱作格波的簡約性。一維單原子鏈的倒格矢：這就避免了某一頻率的格波有很多波長與之對應(yīng)的問題。當(dāng)前11頁，總共88頁。

由圖明顯看出兩個不同波長的格波只表示晶體原子的一種振動狀態(tài)，q只需要在第一布里淵區(qū)內(nèi)取值即可，這是與連續(xù)介質(zhì)彈性波的重大區(qū)別。

由白線所代表的波不能給出比黑虛線更多的信息，為了表示這個運動，只需要大于2a的波長。當(dāng)前12頁，總共88頁。周期性邊界條件（Born－Karman邊界條件）

上面求解假定原子鏈無限長，這是不現(xiàn)實的，確定何種邊界條件才既能使運動方程可解，又能使結(jié)果符合實際晶體的測量結(jié)果呢？Born－Karman最早利用周期性邊界條件解決了此問題，成為固體理論的一個典范。所謂周期性邊界條件就是將一有限長度的晶體鏈看成無限長晶體鏈的一個重復(fù)單元，即：n=任意整數(shù)，但考慮到q值的取值范圍，n取值數(shù)目是有限的：只有布里淵區(qū)內(nèi)的N個整數(shù)值。當(dāng)前13頁，總共88頁。周期性邊界條件并沒有改變方程解的形式，只是對解提出一定的條件，q只可取N個不同的值，每個q對應(yīng)著一個格波。

引入周期性邊界條件后，波數(shù)q不能任意取值，只能取分立的值。在q軸上，相鄰兩個q的取值相距，即在q軸上，每一個q的取值所占的空間為：當(dāng)前14頁，總共88頁。L＝Na為晶體鏈的長度。第一布里淵區(qū)中波數(shù)q的取值總數(shù)等于晶體鏈的原胞個數(shù)，即：晶格振動格波的總數(shù)=N·1=晶體鏈的總自由度數(shù)。至此，我們可以有把握的說找到了原子鏈的全部振動模。所以，q值的分布密度（單位長度上的模式數(shù)目）：當(dāng)前15頁，總共88頁。一維原子鏈第一布里淵區(qū)內(nèi)的色散關(guān)系：在長波長極限區(qū)，即時，格波就是彈性波。和彈性波的結(jié)果一致。當(dāng)前16頁，總共88頁。隨著q的增長，ω數(shù)值逐漸偏離線性關(guān)系，變得平緩，在布里淵區(qū)邊界，格波頻率達到極大值。相速和群速：相速度是單色波單位時間內(nèi)一定的振動位相所傳播的距離。群速度是平均頻率為ω，平均波矢為q的波包的傳播速度，它是合成波能量和動量的傳播速度。在的長波極限下：即聲速。當(dāng)前17頁，總共88頁。在布里淵區(qū)邊界處：群速度為零，這是因為此時近鄰原子散射的子波與入射波位相相差π，由B原子反射的子波到達近鄰A原子處時恰好和A原子反射的子波同位相，對所有原子的散射波都滿足上述條件，所以當(dāng)時，散射子波之間發(fā)生相長干涉，結(jié)果反射達到最大值，并與入射波相結(jié)合，形成駐波，群速度為零。這和X射線衍射的Bragg條件是一致的，也同樣顯示了布里淵區(qū)邊界的特征。它們都是由于入射波的波動性和晶格的周期性所產(chǎn)生的結(jié)果。當(dāng)前18頁，總共88頁。入射波反射波

所以一維單原子就像一個低通濾波器，它只能傳播的彈性波，高于頻率的彈性波被強烈衰減。當(dāng)前19頁，總共88頁。該圖表明了波矢的等價性，是以移動一個倒格矢量為準。當(dāng)前20頁，總共88頁。

上面求解可以推廣到平面點陣，但有縱波和橫波之分，它們的原子位移狀況是不同的，橫波情形可用同樣方法求解，也將得到類似結(jié)果。當(dāng)前21頁，總共88頁。例.求由5個原子組成的一維單原子晶格的振動頻率。設(shè)原子質(zhì)量為m，恢復(fù)力常數(shù)為

(只考慮近鄰原子間的相互作用)。當(dāng)前22頁，總共88頁。由玻恩---卡門周期性邊界條件:解:設(shè)最近鄰原子間的恢復(fù)力系數(shù)為，則:將試探解代入振動方程得色散關(guān)系:S為整數(shù)當(dāng)前23頁，總共88頁。當(dāng)前24頁，總共88頁。由色散關(guān)系式可畫圖如下:2.色散關(guān)系是波矢q的周期性函數(shù),且

(-q)=(q)。0m當(dāng)前25頁，總共88頁。且當(dāng)前26頁，總共88頁。故取簡約布里淵區(qū)且3.玻恩---卡門周期性邊界條件及波矢q的取值

(1)玻恩---卡門周期性邊界條件設(shè)在實際晶體外，仍然有無限多個完全相同的晶體相連接，各晶體中相對應(yīng)的原子的運動情況都一樣。當(dāng)前27頁，總共88頁。晶體中任一個原子，當(dāng)其原胞標數(shù)增加N（N為晶體中原胞的個數(shù)）后，其振動情況復(fù)原。由N個原胞組成的單原子鏈，由玻恩---卡門周期性邊界條件:對于一維布拉維晶格(原胞標數(shù)與原子標數(shù)相同):整數(shù)(2)波矢q的取值當(dāng)前28頁，總共88頁。(共N個值)晶格振動波矢只能取分立的值波矢的數(shù)目(個數(shù))=晶體原胞的數(shù)目4.長波極限:波矢也只能取N個不同的值。當(dāng)前29頁，總共88頁。在長波近似的情況下，晶體可視為連續(xù)介質(zhì)，格波可視為彈性波。由連續(xù)介質(zhì)波的傳播速度：當(dāng)前30頁，總共88頁。模型運動方程試探解色散關(guān)系波矢q范圍一維無限長原子鏈，m，a，晶格振動波矢的數(shù)目=晶體的原胞數(shù)B-K條件波矢q取值n-2nn+1n+2n-1amm當(dāng)前31頁，總共88頁。第二節(jié)一維雙原子鏈振動1運動方程及其解聲學(xué)波和光學(xué)波玻恩——馮卡門邊界條件本節(jié)主要內(nèi)容:當(dāng)前32頁，總共88頁。運動方程及其解：(1)模型:一維無限長原子鏈，原子質(zhì)量為m和M，且m<M。相鄰原子間距均為a，恢復(fù)力系數(shù)為。(晶格常量為2a)2n2n-12n+12n+22n-2mM質(zhì)量為M的原子編號為2n-2、2n、2n+2、···質(zhì)量為m的原子編號為2n-1、2n+1、2n+3、···當(dāng)前33頁，總共88頁。設(shè)晶格常數(shù)為2a，平衡時相鄰兩原子的間距為a，原子間的力常數(shù)為。在t時刻，兩種原子的位移分別為：當(dāng)前34頁，總共88頁。若只考慮近鄰原子間的彈性相互作用，則運動方程為：試解：③代入方程得：②①當(dāng)前35頁，總共88頁。有解條件是久期方程為零：解得:④⑤⑥解的三種表達式④⑤⑥是等價的，下面討論時可任選其一。當(dāng)前36頁，總共88頁。帶隙稱約化質(zhì)量。一維雙原子鏈晶體可作帶通濾波器。圖中一維雙原子鏈得到了兩個解，兩種色散關(guān)系，它們都是q的周期函數(shù)，和一維單原子相同的討論可知，q取值范圍也在第一布里淵區(qū)（）內(nèi)。此時點陣基矢是2a，倒易點陣基矢是當(dāng)前37頁，總共88頁。零點和布里淵邊界數(shù)值的確定：利用④式討論。結(jié)果繪在上圖中。當(dāng)前38頁，總共88頁。兩支格波的物理意義的討論：由③－2式可以得到：由色散關(guān)系可以看出：由于波數(shù)被限制在第一布里淵區(qū)內(nèi)，故：相鄰原子的振動方向相同當(dāng)前39頁，總共88頁。這表明，在長波極限下，原胞內(nèi)兩種原子的運動完全一致，振幅和位相均相同，這時的格波非常類似于聲波，所以我們將這種晶格振動稱為聲學(xué)波或聲學(xué)支。事實上，在長波極限下，晶格可以看成連續(xù)的彈性介質(zhì)，格波類似于聲波。有：在長波極限當(dāng)前40頁，總共88頁。相鄰兩種不同原子的振幅都有相同的正號或負號，即對于聲學(xué)波，相鄰原子都是沿著同一方向振動的，其振動概括如下圖所示，當(dāng)波長相當(dāng)長時，聲學(xué)波實際上代表元胞質(zhì)心的振動。聲學(xué)支原子振動模型當(dāng)前41頁，總共88頁。而從色散關(guān)系可以看到：相鄰原子的振動方向相反由③－1式可以得到：

是相鄰原子的相對運動，振動方向相反。長波極限下質(zhì)心不動，我們稱作光學(xué)支。當(dāng)前42頁，總共88頁。

稱作光學(xué)支振動的說明：如果原胞內(nèi)為兩個帶相反電荷的離子(如離子晶體)，那么正負離子的相對振動必然會產(chǎn)生電偶極矩，而這一電偶極矩可以和電磁波發(fā)生相互作用。在某種光波的照射下，光波的電場可以激發(fā)這種晶格振動，因此，我們稱這種振動為光學(xué)波或光學(xué)支。實際晶體的長光學(xué)波的對應(yīng)遠紅外的光波，因此離子晶體的長光學(xué)波的共振能夠引起遠紅外光在附近的強烈吸收，正是基于此性質(zhì)，支被稱作光學(xué)支。當(dāng)前43頁，總共88頁。

長波極限下：q很小，cos(qa)≈1，又當(dāng)前44頁，總共88頁。因此對于波長很長的光學(xué)波(長光學(xué)波)，mA+MB=0，即元胞的質(zhì)心保持不動，由此可定性地看出，光學(xué)波是代表元胞中兩個原子的相對振動。光學(xué)波的振動概括如下圖所示。光學(xué)支原子振動模型當(dāng)前45頁，總共88頁。兩種振動模式原子位移更細致的示意圖（縱波情形）當(dāng)前46頁，總共88頁。周期性邊界條件周期性邊界條件：n=整數(shù)，N為晶體鏈的原胞數(shù)。q的分布密度：第一布里淵區(qū)內(nèi)波數(shù)q的總數(shù)就是晶體鏈原胞的數(shù)目N。每個q值對應(yīng)著兩個頻率，所以當(dāng)前47頁，總共88頁。第三節(jié)三維晶格的振動本節(jié)主要內(nèi)容:1色散關(guān)系2波矢q的取值和范圍當(dāng)前48頁，總共88頁。三維晶格的振動：

雖然一維晶格振動問題簡單可解，但三維晶格的振動卻是一個十分復(fù)雜的問題，幸好一維晶格振動解已經(jīng)反映出三維晶格振動的基本特點，因此我們可以把一維求解的方法和結(jié)論推廣到三維情況。

考慮原胞內(nèi)含有n個原子的復(fù)式晶格，n個原子的質(zhì)量分別為：原胞的位置表示為：當(dāng)前49頁，總共88頁。原胞中各原子的平衡位置記做：偏離平衡位置的位移：一個原胞中原子的運動方程：

代表原胞中的某個原子。代表原子的三個位移分量。當(dāng)前50頁，總共88頁。

作用力的表示十分復(fù)雜，因為要涉及到上下左右的近鄰。這里我們只作定性討論，就不具體寫出了。它也是一組線性齊次方程，其解應(yīng)和一維相同：指數(shù)函數(shù)表示各種原子的振動都具有共同的平面波的形式，該表達式中

是波矢，代表了傳播方向。振幅也是矢量。表示各原子位移分量的振幅有區(qū)別當(dāng)前51頁，總共88頁。代入方程后同樣可以證明有解條件是的一個3n次方程式，從而給出了3n個解：即3n支色散曲線。分析表明，其中有3支，在且原胞內(nèi)n個原子的振幅趨于相同，就是說在長波極限下整個原胞一起移動，所以這三個解類似彈性波，稱聲學(xué)支。另外3n－3支的解在長波極限下描述原胞內(nèi)原子的相對振動，是光學(xué)支振動。這和一維計算討論結(jié)果是符合的。當(dāng)前52頁，總共88頁。三維結(jié)果同樣要使用周期性邊界條件，q同樣在第一布里淵區(qū)內(nèi)取N個（原胞數(shù)）值。因此在波矢空間，每個q占據(jù)的體積是：N分之一的倒格子體積：即每個q

占據(jù)的體積為：其倒數(shù)是分布密度。當(dāng)前53頁，總共88頁。

結(jié)論：

N個原胞每個原胞有n個原子的三維晶體，晶體中格波的支數(shù)＝原胞內(nèi)的自由度數(shù)：3n

其中

3支為聲學(xué)支（1支縱波、2支橫波）

3n－3支為光學(xué)支（也有縱波、橫波之分）晶格振動的波矢數(shù)＝晶體的原胞數(shù)

N

晶格振動的模式數(shù)＝晶體的自由度數(shù)3nN思考Cu，金剛石，NaI晶體應(yīng)該分別有幾支色散關(guān)系？以上結(jié)論是否正確，只能依據(jù)實驗結(jié)果來判定。當(dāng)前54頁，總共88頁。Pb的振動譜Cu的振動譜fccfcc當(dāng)前55頁，總共88頁。金剛石的振動譜當(dāng)前56頁，總共88頁。第四節(jié)離子晶體的長光學(xué)波主要內(nèi)容：一、離子晶體中長光學(xué)波晶格振動產(chǎn)生的內(nèi)場二、長光學(xué)波的宏觀運動方程三、離子晶體長光學(xué)波的本征頻率ωTO和ωLO四、極化激元當(dāng)前57頁，總共88頁。在離子晶體中，長光學(xué)模代表元胞內(nèi)正、負離子的反向運動，它將伴隨著晶體的極化并產(chǎn)生內(nèi)場。不僅影響長光學(xué)模的頻率，同時與電磁波有強烈的相互作用，從而對離子晶體的電學(xué)和光學(xué)性質(zhì)有重要的影響。類似于長聲學(xué)波可以看作連續(xù)介質(zhì)中的彈性波，在宏觀彈性理論上求解運動方程，對于長光學(xué)波也可以宏觀理論的基礎(chǔ)上進行討論。當(dāng)前58頁，總共88頁。一、離子晶體中長光學(xué)波晶格振動產(chǎn)生的內(nèi)場離子晶體長光學(xué)晶格振動，正、負離子相對位移u+-u-，導(dǎo)致極化強度矢量其中q*為離子有效電荷，Ω為元胞體積。因為極化強度矢量正比于相對位移，它將以格波的頻率ω(q)和波矢q在時間和空間上周期變化，產(chǎn)生極化波當(dāng)前59頁，總共88頁。根據(jù)電動力學(xué)，可以得到極化產(chǎn)生的宏觀內(nèi)場：其中c和ε0分別為真空中的光速和介電常量。晶格振動存在縱模和橫模，它們將產(chǎn)生性質(zhì)截然不同的內(nèi)場。1.縱振動產(chǎn)生的內(nèi)場對于縱振動，P‖q，由上式得到：當(dāng)前60頁，總共88頁。可見場矢量平行于波矢，因此縱模伴隨的電場是縱向的，這是一種沒有磁場伴隨的無旋場，類似于靜電場。該電場的存在使晶體中的離子除了受近程彈性恢復(fù)力外，還要受到與相對位移反向的長程庫侖力的作用，使之總的恢復(fù)力變大，必然提高縱振動模的頻率ωL。2.橫振動產(chǎn)生的內(nèi)場對于縱振動，P⊥q，由上式得到：當(dāng)前61頁，總共88頁?？梢妶鍪噶看怪庇诓ㄊ?，因此橫模伴隨的內(nèi)場是一種有磁場相伴的有旋場，即電磁場。由于有這種電磁場的存在，使外電磁波與晶格振動的橫模之間發(fā)生耦合，從而改變電磁波在晶體中的傳播性質(zhì)。當(dāng)電磁波的波矢和頻率與橫光學(xué)模的波矢和頻率相等，即ω=cq時，發(fā)生共振，耦合最強。當(dāng)前62頁，總共88頁。在共振區(qū)以外，若ω>cq，E⊥與位移方向相反，將增加橫振動的恢復(fù)力，特別當(dāng)q≈0時，與縱場EL形式相等。若ω<cq，E⊥與位移方向相同將減小橫振動的恢復(fù)力，使共振頻率降低，特別當(dāng)ω?cq，E⊥→0，共振頻率僅由彈性恢復(fù)力決定，ω=ωTO。當(dāng)前63頁，總共88頁。二、長光學(xué)波的宏觀運動方程1、運動方程為了簡單起見，設(shè)每個元胞中只含有電荷大小相等，符號相反，質(zhì)量為M

+、M

-的兩個離子，仍限于各向同性的連續(xù)模型。在長波近似下，晶體中正、負離子的相對位移u+-u-幾乎一樣，因此可以用一個向量W來描述長光頻支振動：當(dāng)前64頁，總共88頁。

光頻支的動能密度為而勢能密度由兩部分組成：式中，F(xiàn)為彈性恢復(fù)力。在簡諧近似下

而P是晶體的極化強度矢量，E為宏觀電場強度矢量。由于正、負離子相對位移導(dǎo)致極化并產(chǎn)生內(nèi)場，反過來電場又作用于離子影響其運動，并且使離子周圍的電子相對于核位移，產(chǎn)生電子極化，于是在線性近似下當(dāng)前65頁，總共88頁。

將式子代入得到：式中，b11、b12、b22稱為動力學(xué)系數(shù)。

系統(tǒng)的拉格朗日密度函數(shù)為：由此可確定位移W對應(yīng)的共軛動量當(dāng)前66頁，總共88頁。

系統(tǒng)的哈密頓量為：由正則方程，得到運動方程：式中第一項代表短程彈性恢復(fù)力，第二項代表與離子位移極化相關(guān)的作用力?？梢园褍墒椒旁谝黄?，寫成對稱形式，有當(dāng)前67頁，總共88頁。黃昆方程第一個方程：決定離子相對振動的動力學(xué)方程第二個方程：極化方程可以證明：b12=b21

P：宏觀極化強度；E：宏觀極化電場：離子相對位移引起的短程彈性恢復(fù)力

：宏觀極化電場對離子的作用力當(dāng)前68頁，總共88頁。2、介電函數(shù)與動力學(xué)系數(shù)b11、b12、b22的關(guān)系

黃昆方程組中的系數(shù)取決于材料性質(zhì)的參數(shù)，它們可以通過實驗來確定?？紤]極端情況，若E為恒定的靜電場，它表示正、負離子僅僅產(chǎn)生靜態(tài)相對位移W，并不振動，則＝0，由方程組一式得到它表示彈性恢復(fù)力與宏觀電場產(chǎn)生的力大小相等，方向相反。當(dāng)前69頁，總共88頁。解得W，代入方程組二式，有由于晶體被靜電極化，根據(jù)靜電學(xué)有式中是真空介電常量，是靜電介電函數(shù)；當(dāng)前70頁，總共88頁。再考慮相反的極端情況，若E為高頻電場，E的振動頻率遠高于晶格振動的頻率。此時晶格跟不上外場的變化，W＝0，由方程組二式得到此時，晶體中只存在電子極化。根據(jù)電動力學(xué)，有式中是高頻介電函數(shù)；對比上兩式，得到當(dāng)前71頁，總共88頁。下面將證明其中TO是無耦合橫長光學(xué)模頻率，記為0。綜上得到動力系數(shù)與介電函數(shù)及TO的關(guān)系：其中ε(0)和ε(∞)可以由介電測量得到，而0可由晶格的紅外吸收譜測量得到。當(dāng)前72頁，總共88頁。三、離子晶體長光學(xué)波的本征頻率ωTO和ωLO在每個元胞中包含兩個原子或離子的晶體中，應(yīng)該有三支光頻支（二橫一縱）。對于各向同性的晶體，兩支橫振動是簡并的。在長波情況下，ω與q幾乎無關(guān)，因此僅對應(yīng)兩個頻率ωTO和ωLO。一般對于非離子晶體，例如Ge，在長波情況下，ωTO=ωLO。但對于離子晶體，縱振動產(chǎn)生的類靜電場，增加了振子的恢復(fù)力，使得離子晶體長光頻支頻率ωTO>ωLO。當(dāng)前73頁，總共88頁。在不考慮橫場耦合情況下，系統(tǒng)的本征振動由黃昆方程和靜電方程聯(lián)合求解得到：

將W寫為橫向位移WT和縱向位移WL兩部分：W=WT+WL其中當(dāng)前74頁，總共88頁。橫振動方程：解之得到無耦合橫波本征頻率它只與彈性恢復(fù)力有關(guān)。同樣對黃昆方程取散度，有當(dāng)前75頁，總共88頁。消去得到得到縱振動方程：當(dāng)前76頁，總共88頁?！狶ST關(guān)系于是得到縱波的頻率：上式稱作為LST(Lyddane-Sachs-Teller)關(guān)系。當(dāng)前77頁，總共88頁。由于靜電介電函數(shù)ε(0)表示晶體中所有