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倒易空间与FFT reciprocal lattice
(2008-11-15 17:15:28)
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杂谈 |
倒易空间是正空间的FOUIER变换.
基本规律概括为：
a)倒易点阵与所对应的晶体点阵同属于相同的晶系；
b)倒易点阵与相应的晶体点阵布拉菲结构特征除面心和体心倒易互换外，其余都是相同的。
1. 傅立叶展开与倒易空间
我们知道，晶体具有周期性的结构，由此使得其许多性质在某些方向上也具有周期性，例如原子核的位置的周期性排列产生了周期性的离子实势场。因此，如果要研究晶体中的电子的运动，就必须要研究这种周期性的离子实势场。所以，我们首先要处理的就是周期性函数。而傅立叶（Fourier, 1768～1830）在他的1807年的论文《固体中的热传导》中所提出傅立叶级数方法就是处理周期性函数的强大工具。值得一提的是，这个方法在当时曾引起争议，Lagrange、Laplace 一直持保留态度。后来经过Poisson、Cauchy，直至Dirichlet的努力，傅立叶的方法才最终令人信服地被人接受。
对于一个三维周期性函数u(r)（周期为T=n1a1+ n2a2+ n3a3），即：
u(r) = u(r + T)
这里，r是实数自变量，可以用来表示三维实空间的坐标。
那么如果将u(r)展开成傅立叶级数，其形式为：
u(r) = SG uG exp(iG·r)
其中，G是与实空间中的周期性矢量T相关联的一组矢量，它是如下定义的：
构成T的三个基矢量a1、a2和a3张成了三维实空间，与此做类比，我们定义与实空间互为“倒易”（reciprocal）的空间，它由三个倒易基矢量b1、b2和b3张成的，即G=k1b1+ k2b2+ k3b3。而倒易基矢量由如下倒易关系给出：
b1 = 2π (a2×a3/ a1·a2×a3)
b2 = 2π(a3×a1/ a2·a3×a1)
b3 = 2π(a1×a2/ a3·a1×a2)
之所以如此定义，是因为这样就能使互为倒易的两组基矢量之间满足如下的漂亮关系：
ai·bj= 2πδij
这是很好理解的，因为在b1、b2和b3的定义式中(a1·a2×a3)就是基矢量a1、a2和a3围成的平行六面体的体积，而(a2×a3)就是这个平行六面体的底面积，因此(a2×a3/ a1·a2×a3)就是这个平行六面体垂直于a2和a3所在平面的高的倒数，可见，b1的方向沿着这条高，其长度为这条高的倒数乘以2π。而这条高的长度正好是a1在这个高上的投影大小(a1cosq)，因为这条高的方向就是b1的方向，所以a1cosθ b1 = 2π。同时，由于b1的方向是高的方向，所以它与a2和a3都相互垂直。
实空间中的晶格矢量构成其体积为Va的平行六面体，即原胞。与此类似，倒易空间中的基矢量也构成一个体积为Vb的平行六面体。这两个互相倒易的平行六面体单元的体积关系也是倒易的：
Va Vb = (2π)3
对于晶格中的一个晶面(hkl)，倒格矢G = hb1+ kb2+ lb3与该晶面垂直，并且两个相邻平行晶面的间距（晶面距）为：
d(hkl) = 2π/|G|
至于为什么在倒易关系中存在2p 因子，这是因为如此定义的互为倒易的两个矢量G与T之间满足下面简洁的恒等式：
exp(i G·T) = 1
上式的证明只需将G与T用相应的基矢量展开即可获得。利用这个简洁的恒等式和u(r)傅立叶展开式，可以验证u(r)是周期函数：
u(r + T) = SG uG exp[iG·(r + T)] = SG uG exp(i G·r) exp(iG·T)
= SG uG exp(i G·r) = u(r)
u(r)傅立叶展开式中的傅立叶系数可以用下面的积分求得：
uG = Va–1 ∫cell u(r) exp(i G·r) dV
其中上述积分是对一个晶胞内的积分。
总之，由傅立叶变换将晶体的周期性的实空间（正格子）变换成了周期性的倒易空间（倒格子）。下面我们将看到，倒易空间对于描述晶格与粒子（如光子、电子等）之间的作用是很便利的。例如，X射线衍射图样实际上是晶体倒格子而不是正格子的直接映像。
