1
第 八 章固体的能带结构
（编者：华基美）
2
前言第 八 章 晶体的能带结构从 STM得到的硅晶体表面的原子结构图物理学前言之一材料的性质大规模集成电路半导体激光器超导人工微结构
3
§ 8.1 晶体的能带一,电子共有化晶体具有大量分子、原子或离子有规则排列的点阵结构。
电子受到周期性势场的作用。
a
按量子力学须解定态薛定格方程。
4
解定态薛定格方程 (略），
可以得出两点重要结论：
1.电子的能量是分立的能级 ;
2.电子的运动有隧道效应。
原子的外层电子 (高能级 ),势垒穿透概率较大,电子可以在整个晶体中运动,称为共有化电子。
原子的内层电子与原子核结合较紧,一般不是 共有化电子。
5
二,能带 (energy band)
量子力学计算表明，晶体中若有 N个原子，由于各原子间的相互作用，对应于原来孤立原子的每一个能级,在晶体中变成了 N条靠得很近的能级,称为 能带 。
晶体中的电子能级有什么特点？
6
能带的宽度记作?E，数量级为?E～ eV。
若 N~1023,则能带中两能级的间距约 10-23eV。
一般规律：
1,越是外层电子，能带越宽,?E越大。
2,点阵间距越小，能带越宽,?E越大。
3,两个能带有可能重叠。
7
离子间距a
2P
2S
1S
E
0
能带重叠示意图
8
三,能带中电子的排布晶体中的一个电子只能处在某个能带中的某一能级上。
排布原则：
1,服从泡里不相容原理（费米子）
2,服从能量最小原理设孤立原子的一个能级 Enl,它 最多能容纳 2 (2 +1)个电子。l
这一能级分裂成由 N条能级组成的能带后，
能带最多能容纳 2N(2l +1)个电子。
9
电子排布时，应从最低的能级排起。
有关能带被占据情况的几个名词：
1．满带（排满电子）
2．价带（能带中一部分能级排满电子）
亦称导带
3．空带（未排电子）? 亦称导带
4．禁带（不能排电子）
2ｐ,3ｐ能带，最多容纳 6N个电子。
例如,1ｓ,2ｓ能带，最多容纳 2N个电子。
2N(2l+1)
10
一,布洛赫定理一个在周期场中运动的电子的波函数应具有哪些基本特点？
在量子力学建立以后，布洛赫（ F.Bloch）
和布里渊（ Brillouin）等人就致力于研究周期场中电子的运动问题。他们的工作为晶体中电子的能带理论奠定了基础。
布洛赫定理指出了在周期场中运动的电子波函数的特点。
§ 8.2（补充） 布洛赫定理 空间k?
11
在一维情形下，周期场中运动的电子能量 E(k)
和波函数 必须满足定态薛定谔方程)(xk?
)1()()()()(
2 2
22
xkExxV
dx
d
m kk
k -------表示电子状态的角波数
V( x ) ----周期性的势能函数，它满足
V( x ) = V( x + n a )
a ---- 晶格常数
n -----任意整数
12
布洛赫定理：
)()( naxuxu kk
式中 也是以 a为周期的周期函数，
即 *
)(xuk
注 *：关于布洛赫定理的证明，有兴趣的读者可以查阅,固体物理学,黄昆原著韩汝琦改编 （ 1988） P154
具有 (2)式形式的波函数称为布洛赫波函数,
或布洛赫函数。
)2()()( xuex kxkik
满足（ 1）式的定态波函数必定具有如下的特殊形式
13
布洛赫定理说明了一个在周期场中运动的电子波函数为：一个自由电子波函数 与一个具有晶体结构周期性的函数 的乘积。
xkie
)( xuk
只有在 等于常数时，在周期场中运动的电子的波函数才完全变为自由电子的波函数。
)(xuk
这在物理上反映了晶体中的电子既有共有化的倾向，又有受到周期地排列的离子的束缚的特点。
因此，布洛赫函数是比自由电子波函数更接近实际情况的波函数。
它是按照晶格的周期 a 调幅的行波。
14
实际的晶体体积总是有限的。因此必须考虑边界条件。
设一维晶体的原子数为 N,它的线度为 L=Na,
则 布洛赫波函数 应满足如下条件)( xk?
)3()()( Naxx kk
此式称为周期性边界条件。
二,周期性边界条件采用周期性边界条件以后，具有 N 个晶格点的晶体就相当于首尾衔接起来的圆环：
在固体问题中，为了既考虑到晶体势场的周期性，又考虑到晶体是有限的，我们经常合理地采用 周期性边界条件,
15
由周期性边界条件可以推出,布洛赫波函数 的波数 k 只能取一些特定的分立值。
a
a
周期性边界条件对波函数中的波数是有影响的。
图 2 周期性边界条件示意图
16
左边为 )()( xuex kxkik
)( xuee kkxik N ai?
)( xe kk N ai
)()( )( NaxueNax kNaxkik右边为所以 1?k N aie
),2,1,0(2 nnk N a?
)3()()( Naxx kk由周期性边界条件即周期性边界条件使 k 只能取分立值：
),2,1,0(22 nLnNank
证明如下,
按照布洛赫定理：
17
),2,1,0(22 nLnNank
k 是代表电子状态的角波数,
n 是代表电子状态的量子数。
对于三维情形,
电子状态由一组量子数 (nx,ny,nz)来代表。
它对应一组状态角波数（ kx,ky,kz）。
一个 对应电子的一个状态。k?
18
我们以 为三个直角坐标轴，建立一个假想的空间。这个空间称为波矢空间、
空间，或动量空间 *。
kx,ky,kz
k?
由于德布洛意关系,即,
所以 空间也称为动量空间。
hP? kP
k?
注：
),2,1,0(2 xxx nnLk?
),2,1,0(2 yyy nnLk?
),2,1,0(2 zzz nnLk?
在 空间中，电子的每个状态可以用一个状态点来表示，这个点的坐标是
k?
三,空间k?
19
),2,1,0(2 xxx nnLk?
ky
kx0-1 1 2-2 3-3
1
-1
2
-2
-3
3 L?2
L?2
上式告诉我们，沿 空间的每个坐标轴方向，
电子的相邻两个状态点之间的距离都是 。
L?2
k?
图 3 表示二维 空间每个点所占的面积是 。22 L?k?
因此,空间中每个状态点所占的体积为 。32 L?k?
图 3 二维 空间示意图
k?
20
§ 8.3 克朗尼格 -朋奈模型 能带中的能级数目一,克朗尼格 - 朋奈模型能带理论是单电子近似理论。
布洛赫定理指出，一个在周期场中运动的电子，
其波函数一定是布洛赫函数。
下面我们通过一个最简单的一维周期场 -------
克朗尼格 - 朋奈（ Kroning-Penney）模型来说明晶体中电子的能量特点。
周期性边界条件的引入,说明了电子的状态是分立的。
它把每个电子的运动看成是独立地在一个等效势场中的运动。
现在再来说明电子的能量有什么特点？
回顾,
21
克朗尼格 - 朋奈模型是把图 1的周期场简化为图 4 所示的周期性方势阱。假设电子是在这样的周期势场中运动。
在 0 < x < a 一 个周期的区域中，电子的势能为
)(
)0(0)(
0 axcU
cxxU
0 c a
U0
U(x)
x
b
图 4 克朗尼格 - 朋奈模型
22
按照布洛赫定理，波函数应有以下形式
)()( xuex kxkik
式中 )()( naxuxu
kk
0)(2 222 kk xUEmxdd
即可得到 满足的方程)( xuk
)( xk?将波函数 代入定态薛定谔方程
0)(22 2222
k
kk ukxUEm
dx
duik
xd
ud
23
利用波函数应满足的有限、单值、连续等物理
（自然）条件，进行一些必要的推导和简化，
最后可以得出下式
)4()c o s ()c o s (s i n
2
0 kaa
a
abm a U
注 *：有兴趣的读者可参阅 〈 固体物理基础 〉
蔡伯熏编（ 1990） P 268。
式中
mE2
而 是电子波的角波数 *。
2?k
（ 4）式就是电子的能量 E 应满足的方程,也是电子能量 E与角波数 k 之间的关系式。
24
)4()c o s ()c o s (s i n
2
0 kaa
a
abm a U
(4)式的 左边是 能量 E 的一个较复杂的函数，记作 f(E)；
由于,
所以使 的 E 值都不满足方程。
1c o s?ka
1)(?Ef
下图 5 为 给出了一定的 a,b,U0 数值后的 f(E)：
右边是 角波数 k 的函数。
25
由图看出，在允许取的 E值（暂且称为能级）之间，
有一些不允许取的 E值（暂且称为能隙）。
下面 的图 6 为 E ~ k 曲线的某种表达图式。
图 5 f(E)函数图
f(E)
E
26
E2
E3
E5
E4
E6
E7
E1
a? a?2 a?3a?3? aa?2?
0 k
E
图 6 E ~ k 曲线的表达图式
27
两个相邻能带之间的能量区域称为 禁带 。
晶体中电子的能量只能取能带中的数值，而不能取禁带中的数值。
图中 为
“许可的能量”，
称为 能带 *。
E2E3
E5
E4
E6
E7
E1
a? a?2 a?3a?3? aa?2? 0
k
E
图 6 E ~ k 曲线的表达图式
28
E ~ k 曲线与 a 有关,与 U0b 乘积有关。
乘积 U0b 反映了势垒的强弱。
)4()c o s ()c o s (s i n
2
0 kaa
a
abm a U
由于原子的内层电子受到原子核的束缚较大，
与外层电子相比，它们的势垒强度较大。
计算表明,U0b 的数值越大所得到的能带越窄。
所以，内层电子的能带较窄。
外层电子的能带较宽。
29
从 E ~ k 曲线还可以看出,k 值越大，
相应的能带越宽。
由于晶体点阵常数 a
越小，相应于 k 值越大。
),2,1,0(
22
n
L
n
Na
nk
因此，晶体点阵常数 a
越小，能带的宽度就越大。
有的能带甚至可能出现重叠的现象。
这些都与 § 8.1 节“概述”中介绍的结论是一致的。
E2E3
E5
E4
E6
E7
E1
a? a?2 a?3a?3? aa?2? 0
k
E
图 6 E ~ k 曲线的表达图式
30
二,能带中的能级数晶体中电子的能量不能取禁带中的数值，
只能取能带中的数值。由 图 5 可以看出：
第一能带 k 的取值范围为 aa
第二能带 k 的取值范围为 aaaa 2,2
第三能带 k 的取值范围为
aaaa
32,23
每个能带所对应的 k 的取值范围都是 * 。
a
2
注 *,我们把以原点为中心的第一能带所处的 k 值范围称为第一布里渊区 ;第二、第三能带所处的
k值范围称为第二、第三布里渊区，并以此类推。
31
NNaaLa 2222
所以，晶体中电子的能带中有 N 个能级。
电子在晶体中按能级是如何排布的呢？
电子是费密子，它的排布原则有以下两条：
（ 1） 服从泡里不相容原理
（ 2） 服从能量最小原理而在 空间每个状态点所占有的长度为,
因此，每一能带中所包含的（状态数）能级数为
L
2k?
每个能带所对应的 k 的取值范围都是 。
a
2
32
对于孤立原子的一个能级 Enl 按照泡里不相容原理,
最多能容纳 2（ 2 l +1） 个电子。
在形成固体后，这一能级分裂成 由 N 条能级组成的能带了，它最多能容纳的电子数为 2N(2l+1)个。
例如，对孤立原子的 1S,2S能级,在形成固体后相应地成为两个能带。它们最多能 容纳的电子数为 2N个。
对孤立原子的 2P,3P能级,在形成固体后也相应地成为两个能带。它们最多能 容纳的电子数为 6N个。
电子排布时还得按照能量最小原理从最低的能级排起。
33
孤立原子的最外层电子能级可能填满了电子也可能未填满了电子。若原来填满电子的，
在形成固体时，其相应的能带也填满了电子。
若孤立原子中较高的电子能级上没有电子，
在形成固体时，其相应的能带上也没有电子。
若原来未填满电子的，
在形成固体时，其相应的能带也未填满电子。
孤立原子的内层电子能级一般都是填满的，
在形成固体时，其相应的能带也填满了电子。
34
排满电子的能带称为 满带 ；
排了电子但未排满的称为 未满带 （或 导带 ）；
未排电子的称为 空带 ； （有时也称为 导带 ）；
两个能带之间的 禁带 是不能排电子的。
35
§ 8.4 导体和绝缘体
（ conductor,insulator）
它们的导电性能不同，
是因为它们的能带结构不同。
晶体按导电性能的高低可以分为导体半导体绝缘体
36
导体导体导体半导体绝缘体?Eg
Eg
Eg
37
在外电场的作用下，大量共有化电子很易获得能量，集体定向流动形成电流。
从能级图上来看,是因为其共有化电子很易从低能级跃迁到高能级上去。
E
导体
38
从能级图上来看，是因为满带与空带之间有一个 较宽的禁带 （?Eg 约 3～ 6 eV），
共有化电子很难从低能级（满带）跃迁到高能级（空带）上去。
在外电场的作用下，共有化电子很难接受外电场的能量，所以形不成电流。
的能带结构,满带与空带之间也是禁带，
但是 禁带很窄 （?E g 约 0.1～ 2 eV )。
绝缘体半导体
39
绝缘体与半导体的击穿当外电场非常强时，它们的共有化电子还是能越过禁带跃迁到上面的空带中的。
绝缘体半导体导体
第 八 章固体的能带结构
（编者：华基美）
2
前言第 八 章 晶体的能带结构从 STM得到的硅晶体表面的原子结构图物理学前言之一材料的性质大规模集成电路半导体激光器超导人工微结构
3
§ 8.1 晶体的能带一,电子共有化晶体具有大量分子、原子或离子有规则排列的点阵结构。
电子受到周期性势场的作用。
a
按量子力学须解定态薛定格方程。
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解定态薛定格方程 (略），
可以得出两点重要结论：
1.电子的能量是分立的能级 ;
2.电子的运动有隧道效应。
原子的外层电子 (高能级 ),势垒穿透概率较大,电子可以在整个晶体中运动,称为共有化电子。
原子的内层电子与原子核结合较紧,一般不是 共有化电子。
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二,能带 (energy band)
量子力学计算表明，晶体中若有 N个原子，由于各原子间的相互作用，对应于原来孤立原子的每一个能级,在晶体中变成了 N条靠得很近的能级,称为 能带 。
晶体中的电子能级有什么特点？
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能带的宽度记作?E，数量级为?E～ eV。
若 N~1023,则能带中两能级的间距约 10-23eV。
一般规律：
1,越是外层电子，能带越宽,?E越大。
2,点阵间距越小，能带越宽,?E越大。
3,两个能带有可能重叠。
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离子间距a
2P
2S
1S
E
0
能带重叠示意图
8
三,能带中电子的排布晶体中的一个电子只能处在某个能带中的某一能级上。
排布原则：
1,服从泡里不相容原理（费米子）
2,服从能量最小原理设孤立原子的一个能级 Enl,它 最多能容纳 2 (2 +1)个电子。l
这一能级分裂成由 N条能级组成的能带后，
能带最多能容纳 2N(2l +1)个电子。
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电子排布时，应从最低的能级排起。
有关能带被占据情况的几个名词：
1．满带（排满电子）
2．价带（能带中一部分能级排满电子）
亦称导带
3．空带（未排电子）? 亦称导带
4．禁带（不能排电子）
2ｐ,3ｐ能带，最多容纳 6N个电子。
例如,1ｓ,2ｓ能带，最多容纳 2N个电子。
2N(2l+1)
10
一,布洛赫定理一个在周期场中运动的电子的波函数应具有哪些基本特点？
在量子力学建立以后，布洛赫（ F.Bloch）
和布里渊（ Brillouin）等人就致力于研究周期场中电子的运动问题。他们的工作为晶体中电子的能带理论奠定了基础。
布洛赫定理指出了在周期场中运动的电子波函数的特点。
§ 8.2（补充） 布洛赫定理 空间k?
11
在一维情形下，周期场中运动的电子能量 E(k)
和波函数 必须满足定态薛定谔方程)(xk?
)1()()()()(
2 2
22
xkExxV
dx
d
m kk
k -------表示电子状态的角波数
V( x ) ----周期性的势能函数，它满足
V( x ) = V( x + n a )
a ---- 晶格常数
n -----任意整数
12
布洛赫定理：
)()( naxuxu kk
式中 也是以 a为周期的周期函数，
即 *
)(xuk
注 *：关于布洛赫定理的证明，有兴趣的读者可以查阅,固体物理学,黄昆原著韩汝琦改编 （ 1988） P154
具有 (2)式形式的波函数称为布洛赫波函数,
或布洛赫函数。
)2()()( xuex kxkik
满足（ 1）式的定态波函数必定具有如下的特殊形式
13
布洛赫定理说明了一个在周期场中运动的电子波函数为：一个自由电子波函数 与一个具有晶体结构周期性的函数 的乘积。
xkie
)( xuk
只有在 等于常数时，在周期场中运动的电子的波函数才完全变为自由电子的波函数。
)(xuk
这在物理上反映了晶体中的电子既有共有化的倾向，又有受到周期地排列的离子的束缚的特点。
因此，布洛赫函数是比自由电子波函数更接近实际情况的波函数。
它是按照晶格的周期 a 调幅的行波。
14
实际的晶体体积总是有限的。因此必须考虑边界条件。
设一维晶体的原子数为 N,它的线度为 L=Na,
则 布洛赫波函数 应满足如下条件)( xk?
)3()()( Naxx kk
此式称为周期性边界条件。
二,周期性边界条件采用周期性边界条件以后，具有 N 个晶格点的晶体就相当于首尾衔接起来的圆环：
在固体问题中，为了既考虑到晶体势场的周期性，又考虑到晶体是有限的，我们经常合理地采用 周期性边界条件,
15
由周期性边界条件可以推出,布洛赫波函数 的波数 k 只能取一些特定的分立值。
a
a
周期性边界条件对波函数中的波数是有影响的。
图 2 周期性边界条件示意图
16
左边为 )()( xuex kxkik
)( xuee kkxik N ai?
)( xe kk N ai
)()( )( NaxueNax kNaxkik右边为所以 1?k N aie
),2,1,0(2 nnk N a?
)3()()( Naxx kk由周期性边界条件即周期性边界条件使 k 只能取分立值：
),2,1,0(22 nLnNank
证明如下,
按照布洛赫定理：
17
),2,1,0(22 nLnNank
k 是代表电子状态的角波数,
n 是代表电子状态的量子数。
对于三维情形,
电子状态由一组量子数 (nx,ny,nz)来代表。
它对应一组状态角波数（ kx,ky,kz）。
一个 对应电子的一个状态。k?
18
我们以 为三个直角坐标轴，建立一个假想的空间。这个空间称为波矢空间、
空间，或动量空间 *。
kx,ky,kz
k?
由于德布洛意关系,即,
所以 空间也称为动量空间。
hP? kP
k?
注：
),2,1,0(2 xxx nnLk?
),2,1,0(2 yyy nnLk?
),2,1,0(2 zzz nnLk?
在 空间中，电子的每个状态可以用一个状态点来表示，这个点的坐标是
k?
三,空间k?
19
),2,1,0(2 xxx nnLk?
ky
kx0-1 1 2-2 3-3
1
-1
2
-2
-3
3 L?2
L?2
上式告诉我们，沿 空间的每个坐标轴方向，
电子的相邻两个状态点之间的距离都是 。
L?2
k?
图 3 表示二维 空间每个点所占的面积是 。22 L?k?
因此,空间中每个状态点所占的体积为 。32 L?k?
图 3 二维 空间示意图
k?
20
§ 8.3 克朗尼格 -朋奈模型 能带中的能级数目一,克朗尼格 - 朋奈模型能带理论是单电子近似理论。
布洛赫定理指出，一个在周期场中运动的电子，
其波函数一定是布洛赫函数。
下面我们通过一个最简单的一维周期场 -------
克朗尼格 - 朋奈（ Kroning-Penney）模型来说明晶体中电子的能量特点。
周期性边界条件的引入,说明了电子的状态是分立的。
它把每个电子的运动看成是独立地在一个等效势场中的运动。
现在再来说明电子的能量有什么特点？
回顾,
21
克朗尼格 - 朋奈模型是把图 1的周期场简化为图 4 所示的周期性方势阱。假设电子是在这样的周期势场中运动。
在 0 < x < a 一 个周期的区域中，电子的势能为
)(
)0(0)(
0 axcU
cxxU
0 c a
U0
U(x)
x
b
图 4 克朗尼格 - 朋奈模型
22
按照布洛赫定理，波函数应有以下形式
)()( xuex kxkik
式中 )()( naxuxu
kk
0)(2 222 kk xUEmxdd
即可得到 满足的方程)( xuk
)( xk?将波函数 代入定态薛定谔方程
0)(22 2222
k
kk ukxUEm
dx
duik
xd
ud
23
利用波函数应满足的有限、单值、连续等物理
（自然）条件，进行一些必要的推导和简化，
最后可以得出下式
)4()c o s ()c o s (s i n
2
0 kaa
a
abm a U
注 *：有兴趣的读者可参阅 〈 固体物理基础 〉
蔡伯熏编（ 1990） P 268。
式中
mE2
而 是电子波的角波数 *。
2?k
（ 4）式就是电子的能量 E 应满足的方程,也是电子能量 E与角波数 k 之间的关系式。
24
)4()c o s ()c o s (s i n
2
0 kaa
a
abm a U
(4)式的 左边是 能量 E 的一个较复杂的函数，记作 f(E)；
由于,
所以使 的 E 值都不满足方程。
1c o s?ka
1)(?Ef
下图 5 为 给出了一定的 a,b,U0 数值后的 f(E)：
右边是 角波数 k 的函数。
25
由图看出，在允许取的 E值（暂且称为能级）之间，
有一些不允许取的 E值（暂且称为能隙）。
下面 的图 6 为 E ~ k 曲线的某种表达图式。
图 5 f(E)函数图
f(E)
E
26
E2
E3
E5
E4
E6
E7
E1
a? a?2 a?3a?3? aa?2?
0 k
E
图 6 E ~ k 曲线的表达图式
27
两个相邻能带之间的能量区域称为 禁带 。
晶体中电子的能量只能取能带中的数值，而不能取禁带中的数值。
图中 为
“许可的能量”，
称为 能带 *。
E2E3
E5
E4
E6
E7
E1
a? a?2 a?3a?3? aa?2? 0
k
E
图 6 E ~ k 曲线的表达图式
28
E ~ k 曲线与 a 有关,与 U0b 乘积有关。
乘积 U0b 反映了势垒的强弱。
)4()c o s ()c o s (s i n
2
0 kaa
a
abm a U
由于原子的内层电子受到原子核的束缚较大，
与外层电子相比，它们的势垒强度较大。
计算表明,U0b 的数值越大所得到的能带越窄。
所以，内层电子的能带较窄。
外层电子的能带较宽。
29
从 E ~ k 曲线还可以看出,k 值越大，
相应的能带越宽。
由于晶体点阵常数 a
越小，相应于 k 值越大。
),2,1,0(
22
n
L
n
Na
nk
因此，晶体点阵常数 a
越小，能带的宽度就越大。
有的能带甚至可能出现重叠的现象。
这些都与 § 8.1 节“概述”中介绍的结论是一致的。
E2E3
E5
E4
E6
E7
E1
a? a?2 a?3a?3? aa?2? 0
k
E
图 6 E ~ k 曲线的表达图式
30
二,能带中的能级数晶体中电子的能量不能取禁带中的数值，
只能取能带中的数值。由 图 5 可以看出：
第一能带 k 的取值范围为 aa
第二能带 k 的取值范围为 aaaa 2,2
第三能带 k 的取值范围为
aaaa
32,23
每个能带所对应的 k 的取值范围都是 * 。
a
2
注 *,我们把以原点为中心的第一能带所处的 k 值范围称为第一布里渊区 ;第二、第三能带所处的
k值范围称为第二、第三布里渊区，并以此类推。
31
NNaaLa 2222
所以，晶体中电子的能带中有 N 个能级。
电子在晶体中按能级是如何排布的呢？
电子是费密子，它的排布原则有以下两条：
（ 1） 服从泡里不相容原理
（ 2） 服从能量最小原理而在 空间每个状态点所占有的长度为,
因此，每一能带中所包含的（状态数）能级数为
L
2k?
每个能带所对应的 k 的取值范围都是 。
a
2
32
对于孤立原子的一个能级 Enl 按照泡里不相容原理,
最多能容纳 2（ 2 l +1） 个电子。
在形成固体后，这一能级分裂成 由 N 条能级组成的能带了，它最多能容纳的电子数为 2N(2l+1)个。
例如，对孤立原子的 1S,2S能级,在形成固体后相应地成为两个能带。它们最多能 容纳的电子数为 2N个。
对孤立原子的 2P,3P能级,在形成固体后也相应地成为两个能带。它们最多能 容纳的电子数为 6N个。
电子排布时还得按照能量最小原理从最低的能级排起。
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孤立原子的最外层电子能级可能填满了电子也可能未填满了电子。若原来填满电子的，
在形成固体时，其相应的能带也填满了电子。
若孤立原子中较高的电子能级上没有电子，
在形成固体时，其相应的能带上也没有电子。
若原来未填满电子的，
在形成固体时，其相应的能带也未填满电子。
孤立原子的内层电子能级一般都是填满的，
在形成固体时，其相应的能带也填满了电子。
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排满电子的能带称为 满带 ；
排了电子但未排满的称为 未满带 （或 导带 ）；
未排电子的称为 空带 ； （有时也称为 导带 ）；
两个能带之间的 禁带 是不能排电子的。
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§ 8.4 导体和绝缘体
（ conductor,insulator）
它们的导电性能不同，
是因为它们的能带结构不同。
晶体按导电性能的高低可以分为导体半导体绝缘体
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导体导体导体半导体绝缘体?Eg
Eg
Eg
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在外电场的作用下，大量共有化电子很易获得能量，集体定向流动形成电流。
从能级图上来看,是因为其共有化电子很易从低能级跃迁到高能级上去。
E
导体
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从能级图上来看，是因为满带与空带之间有一个 较宽的禁带 （?Eg 约 3～ 6 eV），
共有化电子很难从低能级（满带）跃迁到高能级（空带）上去。
在外电场的作用下，共有化电子很难接受外电场的能量，所以形不成电流。
的能带结构,满带与空带之间也是禁带，
但是 禁带很窄 （?E g 约 0.1～ 2 eV )。
绝缘体半导体
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绝缘体与半导体的击穿当外电场非常强时，它们的共有化电子还是能越过禁带跃迁到上面的空带中的。
绝缘体半导体导体
