1.1 如果将等体积球分别排列成下列结构，设x 表示钢球所占体积与总体积之比，证明结构 x简单立方 π / 6 ≈ 0.52 体心立方 3π / 8 ≈ 0.68 面心立方 2π / 6 ≈ 0.74六方密排 2π / 6 ≈ 0.74
金刚石 3π /16 ≈ 0.34
解：设钢球半径为r ，根据不同晶体结构原子球的排列，晶格常数a 与r 的关系不同，分别为：简单立方：a = 2r
金刚石：根据金刚石结构的特点，因为体对角线四分之一处的原子与角上的原子紧贴，因此有
1.3 证明：体心立方晶格的倒格子是面心立方；面心立方晶格的倒格子是体心立方。 证明：体心立方格子的基矢可以写为
面心立方格子的基矢可以写为
根据定义，体心立方晶格的倒格子基矢为
同理
与面心立方晶格基矢对比，正是晶格常数为4π / a的面心立方的基矢，说明体心立方晶格的倒格子确实是面心立方。注意，倒格子不是真实空间的几何分布，因此该面心立方只是形式上的，或者说是倒格子空间中的布拉菲格子。根据定义，面心立方的倒格子基矢为
同理
而把以上结果与体心立方基矢比较，这正是晶格常数为4π a的体心立方晶格的基矢。
证明：根据定义，密勒指数为的截距分别为
的晶面系中距离原点最近的平面ABC 交于基矢
即为平面的法线
根据定义，倒格子基矢为
则倒格子原胞的体积为
1.6 对于简单立方晶格，证明密勒指数为(h, k,l)的晶面系，面间距d 满足
其中 a 为立方边长。
解：根据倒格子的特点，倒格子
与晶面族(h, k,l)的面间距有如下关系
因此只要先求出倒格，求出其大小即可。
因为倒格子基矢互相正交，因此其大小为
则带入前边的关系式，即得晶面族的面间距。
1.7 写出体心立方和面心立方晶格结构的金属中，最近邻和次近邻的原子数。若立方边长为a ，写出最近邻和次近邻的原子间距。
答：体心立方晶格的最近邻原子数（配位数）为8，最近邻原子间距等于
次近邻原子数为6，次近邻原子间距为a ；
面心立方晶格的最近邻原子数（配位数）为12，最近邻原子间距等于
次近邻原子数为6，次近邻原子间距为a 。
2.1 证明两种一价离子组成的一维晶格的马德隆常数为α = 2ln 2 证明：设一个由正负两种离子相间等距排列的无限一维长链，取一负离子作参考离子，用r表示相邻离子间的距离，于是有
根据假设，马德隆常数求和中的正负号这样选取，即遇正离子取正号，遇负离子取负号。 因子 2 是因为存在着两个相等距离i r 的离子，一个在参考离子左面，一个在其右面。 则马德隆常数为
当x =1时，有
所以α = 2ln 2 根据平衡条件，即稳定结合时
求得 则可以求得每一摩尔氢分子晶体的结合能为
计算中没有考虑零点能的量子修正，这是造成理论和实验值之间巨大差别的原因。
是1.5的图
是3.2的图
是3.3的图 3.2 讨论N 个原胞的一维双原子链（相邻原子间距为a），其2N 个格波解，当M = m时与一维单原子链的结果一一对应。
解：如图所示，质量为M 的原子位于2n −1, 2n +1, 2n + 3 质量为m 的原子位于2n, 2n + 2,2n + ….牛顿运动方程为
每个原胞有两个，共有2N 个形式相同的独立方程。形式解为：
代回运动方程有
这是一个以 A 、B 为未知量的齐次线性方程组，有解的条件是系数行列式为零
有两组不同的解：
q 的取值范围是：对应于每个 q 值，有两个格波，共计2N 个格波。
当M = m时，两组解变为
初看似乎仍为双值函数，但是由于原来取布里渊区为为实际区域大小的一半，所以当我们把布里渊区扩展为时，就不必用双值表示了，变为
这时当然就没有光学波了 3.3 考虑一双原子链的晶格振动，链上最近邻原子间力常数交替为c 和10c 。令两种原子质量相同，且最近邻间距为a / 2。求在k = 0和k =π / a处的ω(k)。大略地画出色散关系。此问题模拟如2 H 这样的双原子分子晶体。
解：可以这样考虑这个问题， H2分子组成一维晶体，分子内部的相互作用较强，力常数为 10c ，相邻的原子间作用较弱，力常数为c ，第s 个分子中的两个原子的位移分别用表示：
将试探解
代入上式 有是u ，ν 的线性齐次方程组，存在非零解的条件为
当k = 0时，
当k =π / a 时
ω2与k 的关系如下图所示，这是一个双原子(例如2 H )晶体。令
3.6 求出一维单原子链的频率分布函数。 解：设单原子链长度 L = Na
频率分布函数
3.7 设三维晶格的光学振动在q = 0附近的长波极限有
求证：
解：
依据
现在
带入上边结果有
3.8 有N 个相同原子组成的面积为S 的二维晶格，在德拜近似下计算比热，并论述在低温极限比热正比于T 2。
解：在德拜近似下
式中出现 2N ，是由于二维晶格中每个原子的自由度为2，总自由度为2N 。则
则 3.11 一维复式格子 中
求
解：（1）
（2）
