2298 物理化学学报 (Wuli Huaxue Xuebao) ActaPhys. 鄄 Chim. Sin., 2010, 26(8): August [Article] 高压相 BeO 晶体的电子结构和光学性质刘小良 1,2, 鄢任意

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1 2298 物理化学学报 (Wuli Huaxue Xuebao) ActaPhys. 鄄 Chim. Sin., 2010, 26(8): August [Article] 高压相 BeO 晶体的电子结构和光学性质刘小良 1,2, 鄢任意 1 梁亮文 1 徐慧 1 ( 1 中南大学物理科学与技术学院, 长沙 ; 2 中南大学冶金科学与工程学院, 长沙 ) 摘要 : 应用基于密度泛函理论的第一性原理研究方法, 考虑广义梯度近似 (GGA) 下的交换关联势, 模拟计算了高压下纤维锌矿 (WZ) 闪锌矿(ZB) 和岩盐 (RS) 结构氧化铍 (BeO) 晶体的电子结构和光学性质等. 计算结果表明, 随着压力的增加, 同种结构下原子间的键长和电荷转移有所减小, 并且价带和导带分别向低能和高能方向移动, 禁带展宽. 与常压下的 BeO 相比, 随着压力的增加, 三种结构的 BeO 晶体的光学性质有一定的变化, 介电函数吸收系数折射率以及电子能量损失谱曲线出现更多的精细结构, 峰的数量增多 ; 各高压相结构的吸收谱和能量损失谱宽度逐次展宽 ; 吸收系数曲线的吸收峰及其位于低能区域的吸收边以及电子能量损失谱峰的位置均发生一定程度的蓝移. 关键词 : 密度泛函理论 ; BeO; 电子结构 ; 光学性质中图分类号 : O641 ElectronicStructures and OpticalProperties ofbeo under High Pressure LIUXiao 鄄 Liang 1,2, 鄢 RENYi 1 LIANGLiang 鄄 Wen 1 XUHui 1 ( 1 College ofphysicsscience and Technology, CentralSouth University, Changsha , P. R. China; 2 SchoolofMetallurgicalScience and Engineering, CentralSouth University, Changsha , P. R. China) Abstract: Density functional theory within the generalized gradient approximation (GGA) was used to investigate the electronic structures and optical properties of the BeO crystal in wurtzite (WZ), zinc blende (ZB), and rocksalt (RS) phases under high pressure. Results indicated that with an increase in pressure for all three structures, the BeO bond became shorter, the charge transfer decreased, the conduction band shifted to higher energy and consequently the width of bandgap became wider. Compared to BeO at 0GPa, the curves of the dielectric functions, absorption coefficients, and electron energy 鄄 loss functions of the three high pressure phases showed finer structures. With an increase in pressure, theabsorptioncoefficientspectraandthe energy 鄄 lossfunctionsexpanded while the absorption edgesand the absorption peaksofthe absorption curvesaswellasthe peaksofthe energy 鄄 lossfunctionsshowed ablue shiftto some extent. Keywords: Density functionaltheory; BeO; Electronic structure; Opticalproperty 氧化铍 (BeO) 为 II 鄄 VI 族直接带隙氧化物, 在常 [1] 温常压下呈六方纤维锌矿结构. 它的硬度非常高, [2] 具有较高的热导率熔点和电阻率, 在工业上可用 [3] 于催化剂半导体器件等. 此外, 作为一种宽带隙紫外光透明的氧化物,BeO 在平板显示器以及太阳 [4] 能电池方面有着广阔的应用前景. 近年来, 人们对 BeO 进行了广泛的研究 :van Camp [5] Boettger [6] 等分别用局域密度近似和全势能线性 Muffin 鄄 Tin 轨道 Received: January 14,2010; Revised:March26,2010;PublishedonWeb:June30,2010. 鄢 Corresponding author. xlliucsu@126.com; Tel: +86 鄄 731 鄄 Theproject wassupported bythechinapostdoctoral ScienceFoundation ( ),Natural Science Foundation ofhunanprovince,china (08JJ3005),andPostdoctoral Science Foundation ofcentral South University,China( ). 中国博士后科学基金 ( ), 湖南省自然科学基金 (08JJ3005) 和中南大学博士后科学基金 ( ) 资助鬁 EditorialofficeofActaPhysico 鄄 ChimicaSinica

2 No.8 刘小良等 : 高压相 BeO 晶体的电子结构和光学性质 2299 组合 (FP 鄄 LMTO) 方法研究了基态 BeO 的结构性质, 他们的结果表明常温常压下 BeO 的构型为六方纤维锌矿结构 ;Chang 等 [7] 用局域密度近似广义梯度近似和 Hatree 鄄 Fock 方法 [8] 计算了 BeO 晶体的电子结构 ; 在相变方面,Park [9] van Camp 等 [5] 预测在高压下 BeO 将依次经历纤维锌矿结构 (WZ) 邛闪锌矿结构 (ZB) 邛岩盐 (RS) 结构的相变. 由于使用了不同的计算方法和交换关联势, 他们报道的相变压力仍然存在分歧. 鉴于广义梯度近似 (GGA) 在预测相变压力方面比局域密度近似 (LDA) 更有效 [9-10], 本文在后续计算中采用文献 [9] 报道的相变压力 ( 由 GGA 方法得出 ). 在光学性质方面,Bouhalouane 等 [3] 计算了常压下基态和激发态 BeO 晶体的介电函数和电子能量损失谱,Groh 等 [4] 发现常压下 WZ ZB RS 结构 BeO 晶体的光学性质几乎相同. 我们知道, 压力作用下材料的某些性质可能发生变化, 例如 Wang 等 [11] 发现一定压力下 ZnO 晶体呈现出一些有趣的光学性质, 因此, 了解这些变化有助于挖掘材料的应用潜能. 但据我们所知, 一定压力下 BeO 晶体的电学性质和光学性质还鲜见报道. 本文针对高压相 BeO 晶体, 运用第一性原理的方法计算 91GPa( 文献 [9] 报道的由 WZ 结构到 ZB 结构相变压力 ) 静压下 WZ ZB 结构以及 147 GPa( 文献 [9] 报道的由 ZB 结构到 RS 结构相变压力 ) 静压下 ZB RS 结构 BeO 晶体的电学和光学性质, 并将它们与 0GPa 下 WZ 结构 BeO 晶体的相应性质做比较. 由于光学性质依赖于电子的带内和带间跃迁, 首先对 BeO 晶体进行结构优化并研究电子结构, 然后系统讨论 BeO 晶体的光学性质, 包括介电函数吸收系数和能量损失谱等. 1 模型和方法本文讨论的晶体结构模型如图 1 所示, 图中 (ac) 分别表示 WZ ZB 和 RS 结构的 BeO 晶胞.WZ 结构属于 P63mc 空间群, 计算中采用的晶格参数初始值为 a=b= nm, c = nm, 琢 = 茁 =90 毅, 酌 = 120 毅, 内坐标 u=0.378 [1] ;ZB 结构所属空间群为 F43m, 计算中采用的晶格参数的初始值为 a=b=c= [3] nm, 琢 = 茁 = 酌 =90 毅 ;RS 结构所属的空间群为 Fm3M, 计算中采用的晶格参数的初始值为 a=b=c= [9] nm, 琢 = 茁 = 酌 =90 毅. 本文所有计算均由 Materials Studio 中的 CASTEP [12-14] 模块完成, 它被广泛用于计算材料的电 [15-17] [18-19] 子结构及光学性质等. 首先用 CASTEP 模块中的 BFGS 算法在上文所述的压力下对三种晶体进行结构优化. 由于在预测相变压力方面 GGA 比 [10] LDA 更加有效, 计算中的交换关联势采用 GGA [20] 下的 Perdew 鄄 Burke 鄄 Eruzerhof (PBE) 方案, 并用超软势 (USP) [21] 描述离子实与价电子之间的相互作用势. 为确保所做计算的收敛性, 首先考察平面波截断能以及 k 网格大小设置对晶体总能量的影响. 以纤维锌矿 BeO 晶体为例, 总能量随截断能和 k 网格大小的变化在图 2(a) 和图 2(b) 中分别给出. 可以看出, 在 k 网格大小固定为 12 伊 12 伊 8 的条件下, 当截断能高于 550 ev 时, 总能量的变化不超过 1.6 mev atom -1, 另一方面, 在截断能设置为 550 ev 的条件下, 当 k 网格的设置大于 8 伊 8 伊 5 时, 总能量的收敛性已经非常好了. 根据收敛性检测的结果, 将平面波截断能设置为 750 ev. k 网格大小的设置如下 : 对 WZ 结构 BeO, k 网格取 12 伊 12 伊 8; 对 ZB 结构 BeO, k 网格取 13 伊 13 伊 13; 对 RS 结构 BeO, k 网格取 10 伊 10 伊 9. 为得到晶体的能带结构和电子态密度分布, 利用自洽迭代方法求解 Kohn 鄄 Shame 方程图 1 BeO 的晶胞 Fig.1 Crystalcells ofbeo (a)wz structure; (b)zbstructure; (c)rsstructure

3 2300 Acta Phys. 鄄 Chim. Sin., 2010 Vol.26 图 2 不同计算参数下 WZ BeO 晶胞总能量的收敛情况 Fig.2 ConvergencesofthetotalenergyofWZ BeO atdifferentcomputationalparameters (a)totalenergy versus the cutoffenergyforthe k pointmesh of12 伊 12 伊 8,(b)total energy versus the k point meshsetforthecutoffenergyof550 ev 攸 2 [- 2m 塄 2 圻圻圻 +V eff (r )] 渍 i(r )= 着 i 渍 i(r ) (1) 圻其中渍为态函数, V eff (r ) 为有效势, 着 i 为拉氏乘子, 而多电子系统的能量可根据拉氏乘子直接计算得到. 晶体的光学特性可由偶极跃迁矩阵元获得, 其介电函数着 ( 棕 )= 着 1( 棕 )+i 着 2( 棕 ) 的虚部着 2( 棕 ) 满足关系式 : 着 2( 棕 )= 2e2 仔 c 圻圻 v 移渍 k u r 渍 k 2 啄 (Ek-E c k- v 攸棕 ) (2) 赘着 0 k, 淄, c 其中 e 为电子电量, 赘为正格子原胞体积, 着 0 为真空中的介电常数, 求和指标 k 淄 c 分别表示布里渊区 c v 中的点价带中的能级导带中的能级, 渍 k ( 渍 k ) 为导带 ( 价带 ) 中与布里渊区 k 点相对应的电子态函数, E c k (E v 圻圻 k) 为相应能级的能量, u 为入射场的极化矢量, r 为极化方向的单位矢, 棕为入射场的频率, 攸为约化普朗克常数. 至于介电函数的实部, 可由 Kramers 鄄 Kr 觟 nig 变换得到, 着 1( 棕 )=1+ 2 肄 P[ 棕忆着 2( 棕忆 ) 仔乙 0 棕忆 2 d 棕忆 ] (3) 2 - 棕其中 P 为柯西积分的主值. 晶体的能量损失谱 L( 棕 ) [22-23] 和吸收系数直接由介电函数得出 2 2 L( 棕 )= 着 2( 棕 )/[ 着 1( 棕 )+ 着 2( 棕 )] (4) 浊 ( 棕 )=2 棕 k( 棕 )/c = 姨 2 棕 [ 姨着 1( 棕 ) 2 + 着 2( 棕 ) 2 - 着 1( 棕 )] 1/2 /c (5) 其中 c 为真空中的光速. 2 结果和讨论 2.1 晶格参数和布居分析为了获得 BeO 的晶格参数, 我们对不同压力下的 WZ ZB 和 RS 结构的 BeO 晶胞进行了几何结构优化. 按照晶胞能量与体积关系的最小化原理得到 [1] [4-6,24] 的晶格参数如表 1 所示, 实验和其他理论方法获得的 WZ 结构的 BeO 晶格结构参数值也在表 1 中给出以供比较. 可以看出, 同种结构下的晶格常数随压力增大而减小. 对于 0GPa 下的 WZ 结构 BeO, 经过优化后得到的 a c/a 以及 u, 与实验结果和其他理论计算取得的结果符合较好. 对于 0GPa 下 ZB 和 RS 相的 BeO, 优化后的晶格参数和其他理论计算取得的结果符合得很好. 除晶格结构参数外, 还计算了不同压力下 WZ ZB 和 RS 相的 BeO 晶体中的原子间的电荷转移重叠布居数以及键长, 所得结果与晶格结构参数一 [25-26] 同列于表 1. 虽然由布居分析获得的原子之间的电荷转移的绝对数值没有多大的物理意义, 但仍然可以通过比较它们的相对数值获得一些有用的信息. 而重叠布居表示两成键原子的电子云的重叠程度, 可以用来衡量两原子之间所成键的离子性或共价性的强弱. 较小重叠布居数表明两原子所成键离子性较强 ; 较大的布居数表明两原子间形成较强的共价键 ; 重叠布居数为零, 表明两原子间没有明显的成键. 表 1 显示原子间的电荷转移和键长随着压力的增加而减少, 键布居值随压力的增大而增大. 对于 WZ 结构的 BeO, 当压力从 0 增加到 91 GPa 时, 电荷转移从 0.76e 减小到 0.72e, Be O 键长从 nm 减小到 nm, 但重叠布居值由增大为对于 ZB 结构的 BeO, 当压力从 0GPa 增

4 No.8 刘小良等 : 高压相 BeO 晶体的电子结构和光学性质 2301 Table1 表 1 相应相变压力下各种结构的 BeO 晶体结构参数键长键布居值和原子间电荷转移 Latticeparameters,bond length,bond population andchargetransfers ofwz,zb and RS phasebeo under differentstructurephasetransition pressures Structure p/gpa Method Structural parameters a/nm c/a u l/nm Bond population Charge Transfer (e) WZ 0 this work expt. [1] calc. [5] calc. [6] calc. [24] this work ZB 0 this work calc. [4] calc. [24] this work this work RS 0 this work calc. [4] calc. [24] this work 加到 91 GPa 时, 电荷转移从 0.75e 减小到 0.71e, Be O 键长从 nm 减小到 nm, 重叠布居值由增大为 0.445; 当压力从 91 GPa 增加到 147 GPa 时, 电荷转移从 0.71e 减小到 0.69e, Be O 键长从 nm 减小到 nm, 重叠布居值由增大为对于 RS 结构的 BeO, 当压力从 0 增加到 147 GPa 时, 电荷转移从 0.74e 减小到 0.68e, Be O 键长从 nm 减小到 nm, 重叠布居值由增大为静压力下电荷转移减少以及键布居值的增加, 表明压力使三种结构的 BeO 的离子性减弱, 共价性增强. 这些变化将会影响 BeO 晶体的电子能带结构和态密度, 进而影响晶体的光学性质. 2.2 电子结构用广义梯度近似计算的不同压力下的 WZ ZB 和 RS 结构的 BeO 带隙宽度在表 2 中列出. 对于 0GPa 下 WZ 结构 BeO, 带隙宽度的实验 [27] [4,28] 数值和其他的理论计算值一并在表 2 中给出. 对于 0GPa 下 WZ 结构 BeO, 本文计算获得的禁带宽度为 7.33 ev, 与实验值 10.6 ev 相比, 偏小约 30%. 但本文计算结果与其他文献报道的理论计算值基本符合. 对于 0GPa 下 ZB RS 结构 BeO, 本文 [4] 计算的禁带宽度分别为 ev, Groh 等用全电子密度泛函方法计算 ZB 和 RS 结构 BeO 的带隙分别为和 ev. 为方便后面讨论光学性质, 用剪刀算子对带隙宽度进行修正. 对 WZ 结构, 剪刀算子值取为 3.27 ev, 对 ZB 和 RS 结构, 剪刀算子分别取为 3.52 和 2.97 ev( 鉴于 Groh 等 [4] 用全电子密度泛函方法能较准确计算 BeO 的带隙, 这里以文献 [4] 报道的 ZB 和 RS 结构 BeO 的带隙作参照取剪刀算子对 ZB 和 RS 结构 BeO 带隙进行修正 ). 图 3 和图 4 分别给出了修正后不同压力下三种结构 BeO 晶体的电子能带结构和态密度, 图中虚线表示费米面的位置. 图 3 为不同压力下 WZ ZB 和 RS 结构的能带结构. 由图 3 可知, 对于三种结构, 随着压力的增加, 导带下部能级向高能方向移动, 同时价带有向低能表 2 不同结构相变压力下 WZ ZB 和 RS 相 BeO 晶体的带隙宽度 Table2 Energyband gapsofwz,zb and RS phasebeo under differentstructurephase transition pressures Structure p/gpa Method Energy gap (ev) WZ 0 this work 7.33 expt. [27] calc. [28] this work 9.36 ZB 0 this work 7.27 calc. [4] this work this work 7.52 RS 0 this work 7.99 calc. [4] this work 10.79

5 2302 Acta Phys. 鄄 Chim. Sin., 2010 Vol.26 Fig.3 图 3 不同压力下 WZ ZB 和 RS 结构的能带结构 Band structures ofwz,zb andrs structures under differentpressures 方向移动的趋势, 能级的移动使带隙变宽. 由图 3 清楚地看到压力对导带最低点的位置的影响.0GPa 下 WZ 和 RS 结构导带最低点位于祝点, 属直接型带隙,ZB 结构导带最低点位于 W 点, 属间接型带隙 ( 此时导带底部 W 和祝点所对应的能量相差不大 ). 在 91 GPa 下,WZ 结构导带最低点位于 K 点 ;147 GPa 下 RS 结构导带最低点位于 L 点附近 ;91 GPa 和 147 GPa 压力下 ZB 结构的导带最低点仍位于 W 点, 但导带底部 W 点和祝点所对应的能量相差较大. 图 4 为不同压力下 O 原子和 Be 原子的电子分态密度. 图中导带下部态密度主要来自 Be 2s 电子的贡献, 价带下部态密度主要来自 O2s 电子, 价带上部态密度来自于 O2p 电子的贡献. 现以 WZ 结构的电子态密度为例分析压力对电子性质的影响. 当压力由 0GPa 增加到 91 GPa 时,O2s 态密度的峰值位置由 ev 移至 ev, O2p 态密度的主峰位置由 ev 移至 ev, Be 2s 态密度曲线最接近导带底的峰值位置由 ev 移至 ev. 除态密度主峰位置的变化外, 压力还使态密度展宽, 态密度发生峰劈裂. 2.3 光学性质为方便比较, 下面涉及到的光学性质均为 BeO 图 4 不同压力下 WZ ZB 和 RS 结构的 Be2s O2s 和 O2p 电子分态密度 Fig.4 Partialdensityofstates for Be2s,O2sand O2p ofwz,zb,and RSBeO underdifferentpressures

6 No.8 刘小良等 : 高压相 BeO 晶体的电子结构和光学性质 2303 多晶体的情形. 利用介电函数与跃迁矩阵之间的关系式 (2) 和 Kramers 鄄 Kr 觟 nig 变换式 (3), 可得到不同压力下多晶态的 WZ ZB 和 RS 结构 BeO 的介电函数着 ( 棕 ), 见图 5, 其中实线表示介电函数的实部着 1( 棕 ), 虚线表示介电函数的虚部着 2( 棕 ). 由于介电函数的虚部着 2( 棕 ) 沟通了微观电子结构和宏观光学性质, 这里主要讨论介电函数的虚部着 2( 棕 ). 在 0GPa 下,WZ 结构的介电函数的虚部着 2( 棕 ) 有五个较明显的峰, 分别位于 ev 处. 这些峰分别对应电子在价带顶部与祝 L M H A 祝 ( 费米面以上第八能级 ) 点之间的跃迁.ZB 结构介电函数的虚部着 2( 棕 ) 的峰位置为 ev, 这些峰分别对应电子在价带顶部与导带底部祝 K 祝 ( 费米面以上第二三能级 ) X W 点之间的跃迁. 对于 RS 结构, 着 2( 棕 ) 的峰位置为 ev, 分别对应电子在价带顶部与 L M 祝 K( 费米面以上第四能级 ) 点之间的跃迁. 对于常压下三种结构的 BeO 晶体, 本文得到的介电函数虚部峰的位置与文献 [3] 以及文献 [4] 的报道还存在不一致的地方. 但本文所得的三种结构的图 5 不同结构相变压力下 WZ,ZB 和 RS 结构 BeO 的介电函数着 ( 棕 ) Fig.5 Dielectric functions 着 ( 棕 )ofwz,zb,and RS BeO under differentstructurephase transitions pressures 介电函数虚部第一个峰的位置比较接近他们各自的禁带宽度, 从这一点上看, 本文结果优于文献 [3-4] 报道的结果. 当三种结构的晶体处在压力下时, 介电函数的峰位置会向高能方向移动. 例如, 当静压力从 0GPa 增大到 91 GPa 时,WZ 结构的介电函数的虚部着 2 ( 棕 ) 峰的位置出现在 ev 附近. 静压力作用下 BeO 晶体的介电函数虚部峰位置的移动现象可以从静压力下 BeO 晶体的电子结构的变化得到解释. 从能带结构图 ( 图 3) 可以发现, 压力使得导带下部部分能级向高能方向移动. 与常压下相比,91 GPa 下 WZ 结构的导带底部最低点移至 K 点, 禁带宽度变宽约 2.0 ev; 91 GPa 和 147 GPa 静压力下 ZB 结构的导带底部最低点位于 X 点, 禁带宽度分别变宽 0.15 和 0.25 ev; 147 GPa 下 RS 结构的禁带变宽 2.8 ev. 从电子态密度图 ( 图 4) 也可以清晰地看出, 静压力使 Be 2s 电子的态密度峰的位置向高能方向移动而使得禁带变宽. 由于禁带变宽, 电子由价带跃迁至导带需要更多的能量, 这在介电函数上表现为虚部峰的位置蓝移. 此外, 静压力使 Be 2s 电子态密度展宽, 同时态密度峰发生劈裂, 导致这部分电子的定域性减弱. 从能带结构图中可以看到在压力作用下布里渊区高对称方向上的一些能级简并现象被消除. 导带下部电子态密度展宽, 态密度峰的劈裂以及布里渊区能级简并现象的消除使得静压力下同种结构的 BeO 的介电函数比常压下的介电函数拥有更加丰富的结构, 呈现更多的峰. 例如当静压力从 0GPa 增大到 147 GPa 时,RS 的介电函数虚部着 2( 棕 ) 位于 15.5 ev 分裂成两个峰, 并且两个峰分别移至 ev 处. 图 6(a) 和 6(b) 分别给出了不同压力下 WZ ZB 和 RS 结构 BeO 多晶的光学吸收谱和电子能量损失谱. 从图 6(a) 可以看出, 在低能区域, 三种结构的 BeO 对光的吸收率为零, 这是因为低能区域的光子能量小于禁带宽度, 不能使电子发生跃迁 ; 而在高能区域, 吸收率随着光子能量的增加而减少并逐渐趋向于零, 这是因为电子难以响应高频率的光子. 对比同一结构不同压力下的吸收谱可以发现, 随着压力的增加吸收谱宽度逐次展宽, 位于低能区域的吸收边以及各吸收谱峰的位置逐次发生蓝移. 以 ZB 结构的 BeO 为例,0GPa 下吸收主峰位于 21.3 ev, 91 GPa 下吸收主峰位于 24.3 ev 处,147 GPa 时吸

7 2304 Acta Phys. 鄄 Chim. Sin., 2010 Vol.26 (a) (b) Fig.6 图 6 不同压力下三种结构的光吸收系数浊 ( 棕 ) 和电子能量损失函数 L( 棕 ) Opticalabsorption coefficient 浊 ( 棕 )and electron energy 鄄 lossfunction L( 棕 )ofthreestructures under differentpressures 收主峰移至 25.7 ev 处. 此外, 从整体上看, 随压力的增加, 各吸收谱在蓝移的同时, 吸收系数有逐次增大的趋势, 并且吸收谱呈现出更多的峰. 从图 3 和图 4 中可发现, 压力作用使三种结构的 BeO 的价带上移带隙变宽, 电子从价带跃迁至导带须吸收频率更高的光子. 这使得整个吸收谱的位置向高能方向移动. 此外, 吸收峰的强弱由偶极跃迁矩阵元价带和导带的联合态密度决定, 并受选择定则制约. 分别比较图 4 中的 (a) 和 (b), (c) 和 (d) (e) 以及 (f) 和 (g), 可以发现压力使态密度的分布发生变化, 导带下部态密展宽并且态密度的峰发生分裂. 这种变化使得态密度分布更加符合选择定则, 吸收系数更大. 电子能量损失函数 L( 棕 ) 是反应光学性质的一个重要参量, 它描述了在材料中运动的快电子能量的损失情况. 图 6(b) 展示了不同压力下 WZ ZB 和 RS 结构 BeO 晶体的电子能量损失谱. 可以发现, 随着压力的增加, 能量损失谱曲线在逐渐展宽的同时有整体向高能方向移动的趋势. 在常压时,WZ 结构 BeO 晶体的电子能量损失谱主峰位置为 28.1 ev, 与文献 [3] 结果一致 ;91 GPa 时 WZ 结构和 ZB 结构的主峰值位置移至 33.6 ev. 当压力由 0GPa 依次增加到 GPa 时,RS 结构的能量损失谱主峰位置由 27.7 ev 依次移至 ev. 0 和 147 GPa 时 RS 结构的峰值位置分别位于 28.7 和 34.6eV. 3 结论运用密度泛函赝势方法研究了相变压力下的 WZ ZB 和 RS 结构 BeO 的晶体电子结构和光学性质, 计算了以上三种晶体的电子态密度键布居数和原子间的电荷转移等电子结构参数以及介电函数折射率吸收系数和能量损失谱等光学参数. 结果表明 :(1) 随着压力增加,BeO 晶体内原子间的电荷重新分布,Be O 键布居值增大,Be O 键共价性增强 ;(2) 各高压相 BeO 晶体的导带向高能方向移动, 禁带逐次展宽 ;(3) 随着压力的增加各高压相 BeO 晶体的介电函数吸收系数以及电子能量损失谱曲线出现更多的精细结构, 峰的数量增多 ;(4) 各高压相结构的吸收谱和能量损失谱宽度逐次展宽, 吸收系数曲线的吸收峰及其位于低能区域的吸收边以及电子能量损失谱峰的位置均发生一定程度的蓝移. References 1 Hazen, R. M.; Finger, L. W. J.Appl.Phys., 1986, 59: Slack, G. A.; Austerman S. B. J.Appl. Phys., 1971, 42: Bouhalouane,A.; Fouad,E.;Haj,H. J.Phys. 鄄 Condens. Matter, 2007, 19: Groh,D.; Pandey, R.;Sahariah,M. B.;Amzallag,E.;Baraille,I.; R 佴 rat, M. J. Phys.Chem.Solids, 2009, 70: van Camp, P.E.; vandoren, V.E. J.Phys. 鄄 Condens.Matter, 1996, 8: Boettger, J.C.; Wills,J.M. Phys.Rev.B,1996,54: Chang, K. J.; Froyen,S.;Cohen,M.L. J. Phys. C 鄄 SolidState Phys., 1983, 16: Soul 佴 debas,b.; Dorsett,H. E.; Ford,M. J. J.Phys. Chem. Solids, 2003,64: Park, C. J.; Lee,S. G.; Ko, Y.J.; Chang, K.J. Phys.Rev. B,1999, 59: Jaffe, J.E.;Snyder, J.A.; Lin,Z.; Hess,A. C. Phys. Rev. B,2000, 62: Jian, S.; Wang,H.T. Phys.Rev.B,2005,71: Segall, M.; Lindan, P.; Probert, M.; Pickard,C.; Hasnip,P.; Clark, S.;Payne, M. J. Phys. 鄄 Condens. Matter, 2002, 14: Nie, Y. Z.; Xie, Y. Q. Phys. Rev. B, 2007, 75:

8 No.8 刘小良等 : 高压相 BeO 晶体的电子结构和光学性质 Troullier, N.; Martins,J.L. Phys.Rev.B,1991, 43: Keiji, W.; Masatoshi, S.; Hideaki, T. Electrochemistry, 2001, 69: Keiji,W.; Masatoshi, S.; Hideaki T. J.Electroanal Chem., 1999, 473: Chen, K.;Fan,G.H.; Zhang,Y.; Ding,S.F. ActaPhys. 鄄 Chim. Sin., 2008, 24: 61 [ 陈琨, 范广涵, 章勇, 丁少锋. 物理化学学报, 2008, 24: 61] 18 Zhang, Z.Y.; Yang,D.L.;Liu,Y.H.; Cao,H.B.;Shao,J.X.; Jing, Q. Acta Phys. 鄄 Chim.Sin., 2009, 25: 1731 [ 张子英, 杨德林, 刘云虎, 曹海滨, 邵建新, 井群. 物理化学学报, 2009,25: 1731] 19 Shi, L. B.; Li, R. B.; Cheng, S.; Li, M. B. ActaPhys.Sin., 2009, 58:6446 [ 史力斌, 李容兵, 成爽, 李明标. 物理学报, 2009, 58:6446] 20 Vanderbilt, D. Phys.Rev.B, 1990, 41: Perdew,J.P.; Burke,K.; Emzerhof,M. Phys.Rev.Lett., 1996, 77: Guan,L.;Li, Q.; Zhao, Q.X.; Guo, J.X.; Zhou,Y.; Jin,L. T.; Geng, B.;Liu,B.T. ActaPhys.Sin., 2008, 57: 5626 [ 关丽, 李强, 赵庆勋, 郭建新, 周阳, 金利涛, 耿波, 刘保亭. 物理学报, 2009, 57: 5626] 23 Chen, K.; Fan, G.H.; Zhang,Y. Acta Phys.Sin., 2008, 57:1053 [ 陈琨, 范广涵, 章勇. 物理学报, 2008, 57:1053] 24 Bai,R.Y.; Jun, W.Y.; Hua, Z.G.; Guang,F. J.; Chen,X. R. PhysicaB,2009, 404: Segall, M.D.; Shah,R.; Pickard, C. J.; Payne,M.C. Phys. Rev. B, 1996,54: Portal,D. S.; Artacho,E.; Soler,J.M. SolidState Commun., 1995, 95: Weber,M. J.Handbookoflaserscienceandtechnology.Vol.3. Cleveland: CRC, Baumeier,B.; Kr 俟 ger,p.;pollmann, J. Phys.Rev.B,2007,75: 勘误俞初红, 张佳玮, 戴静, 彭静, 李久强, 翟茂林. 正辛醇的酌辐照稳定性及辐解产物分析. 物理化学学报, 2010, 26(4): , 文中第 989 页, 实验部分的结构分析与色谱分析中 UV 鄄 Vis 分析溶液浓度 :6.36 伊 10-5 mol L -1 应改为 6.36 伊 10-2 mol L -1. 特此更正! Corrigendum YU Chu 鄄 Hong, ZHANG Jia 鄄 Wei, DAI Jing, PENG Jing, LI Jiu 鄄 Qiang, ZHAI Mao 鄄 Lin. Radiation stability and analysis of radiolysis product of 1 鄄 octanol. Acta Phys. 鄄 Chim. Sin., 2010, 26(4): The 6.36 伊 10-5 mol L -1 inthe experimental should be 6.36 伊 10-2 mol L -1 in page989.

698 发光学报第 30 卷根据费米黄金定律, 介电函数的虚部与带间光学电导率有关,ε 2 (ω)=(4π/ω)σ 1 (ω), 从而可以得到 : ε 2 (ω)= 8π2 e 2 ω 2 m 2 V c,v k c,k ê p v,k 2 δ[e c (k)-e v (k)-ω] (1) 其中

698 发光学报第 30 卷根据费米黄金定律, 介电函数的虚部与带间光学电导率有关,ε 2 (ω)=(4π/ω)σ 1 (ω), 从而可以得到 : ε 2 (ω)= 8π2 e 2 ω 2 m 2 V c,v k c,k ê p v,k 2 δ[e c (k)-e v (k)-ω] (1) 其中第 30 卷 2009 年 10 月第 5 期发光学报 CHINESEJOURNALOFLUMINESCENCE Vol30 No5 Oct.,2009 文章编号 :10007032(2009)05069705 锐钛矿相 TiO 2 光学性质的计算陈华 ( 内蒙古科技大学数理与生物工程学院, 内蒙古包头 014010) 摘要 :TiO 2 具有良好的光学电学和化学性质, 锐钛矿相 TiO 2

2298 物理化学学报 (Wuli Huaxue Xuebao) ActaPhys. 鄄 Chim. Sin., 2010, 26(8): August [Article] 高压相 BeO 晶体的电子结构和光学性质 刘小良 1,2, 鄢任意

2298 物理化学学报 (Wuli Huaxue Xuebao) ActaPhys. 鄄 Chim. Sin., 2010, 26(8): August [Article] 高压相 BeO 晶体的电子结构和光学性质刘小良 1,2, 鄢任意