Tài liệu Đồ án Lý thuyết phiếm hàm mật độ: ĐỒ ÁN TỐT NGHIỆP:
Đề tài " LÝ THUYẾT PHIẾM HÀM
MẬT ĐỘ "
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
1
Tranvanthao1985@yahoo.com
CHƯƠNG II
TỒNG QUAN VỀ LÝ THUYẾT PHIẾM HÀM MẬT ĐỘ
1. MỞ ĐẦU – TỔNG QUAN.
Ý tưởng dùng hàm mật độ để mô tả các tính chất của hệ electron được nêu trong
các công trình của Llewellyn Hilleth Thomas và Enrico Fermi ngay từ khi cơ học
lượng tử mới ra đời. Đến năm 1964, Pierre Hohenberg và Walter Kohn đã chứng minh
chặt chẽ hai định lý cơ bản là nền tảng của lý thuyết phiếm hàm mật độ. Hai định lý
khẳng định năng lượng ở trạng thái cơ bản là một phiếm hàm của mật độ electron, do
đó về nguyên tắc có thể mô tả hầu hết các tính chất vật lý của hệ điện tử qua hàm mật
độ. Một năm sau, W. Kohn và Lu Jeu Sham nêu ra qui trình tính toán để thu được gần
đúng mật độ electron ở trạng thái cơ bản trong khuôn khổ lý thuyết DFT. Từ những
năm 1980 đến nay, cùng với sự phát triển tốc độ tính toán của máy tính điện tử, lý
thuyết DFT được sử dụng rộng rã...
18 trang |
Chia sẻ: haohao | Lượt xem: 1614 | Lượt tải: 0
Bạn đang xem nội dung tài liệu Đồ án Lý thuyết phiếm hàm mật độ, để tải tài liệu về máy bạn click vào nút DOWNLOAD ở trên
ĐỒ ÁN TỐT NGHIỆP:
Đề tài " LÝ THUYẾT PHIẾM HÀM
MẬT ĐỘ "
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
1
Tranvanthao1985@yahoo.com
CHƯƠNG II
TỒNG QUAN VỀ LÝ THUYẾT PHIẾM HÀM MẬT ĐỘ
1. MỞ ĐẦU – TỔNG QUAN.
Ý tưởng dùng hàm mật độ để mô tả các tính chất của hệ electron được nêu trong
các công trình của Llewellyn Hilleth Thomas và Enrico Fermi ngay từ khi cơ học
lượng tử mới ra đời. Đến năm 1964, Pierre Hohenberg và Walter Kohn đã chứng minh
chặt chẽ hai định lý cơ bản là nền tảng của lý thuyết phiếm hàm mật độ. Hai định lý
khẳng định năng lượng ở trạng thái cơ bản là một phiếm hàm của mật độ electron, do
đó về nguyên tắc có thể mô tả hầu hết các tính chất vật lý của hệ điện tử qua hàm mật
độ. Một năm sau, W. Kohn và Lu Jeu Sham nêu ra qui trình tính toán để thu được gần
đúng mật độ electron ở trạng thái cơ bản trong khuôn khổ lý thuyết DFT. Từ những
năm 1980 đến nay, cùng với sự phát triển tốc độ tính toán của máy tính điện tử, lý
thuyết DFT được sử dụng rộng rãi và hiệu quả trong các ngành khoa học như: vật lý
chất rắn, hóa học lượng tử, vật lý sinh học, khoa học vật liệu,... . W. Kohn đã được ghi
nhận những đóng góp của ông cho việc phát triển lý thuyết phiếm hàm mật độ bằng
giải thưởng Nobel Hóa học năm 1998.
Gần đúng Thomas-Fermi (Thomas-Fermi Approximation)
Trong gần đúng Thomas - Fermi, động năng của hệ electron được lấy gần đúng
bằng một phiếm hàm tường minh của mật độ có biểu thức tương tự như biểu thức của
hệ electron không tương tác, năng lượng tương tác giữa các electron được gần đúng
bằng năng lượng tương tác tĩnh điện. Dạng tường minh của phiếm hàm năng lượng
được viết như sau
Mật độ electron ở trạng thái cơ bản được rút ra từ điều kiện cực tiểu của phiếm
hàm năng lượng, chẳng hạn bằng phương pháp nhân tử Lagrange. Kết quả của phép
gần đúng này khi áp dụng cho các hệ electron trong nguyên tử, phân tử là khá khiêm
tốn. Mặc dù cho dáng điệu của mật độ electron tương đối chính xác về mặt định tính,
nhưng hoàn toàn không phù hợp về định lượng. Từ đó dẫn đến những kết quả phi vật
lý, chẳng hạn như không mô tả được cấu trúc lớp của electron trong nguyên tử, không
dẫn tới liên kết hóa học trong phân tử,... Điều này hoàn toàn có thể hiểu được bởi với
các hệ electron trong nguyên tử, phân tử thì phép gần đúng cho số hạng động năng
như trên là khá "thô thiển" (chỉ là gần đúng tốt cho những hệ mà mật độ electron gần
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
2
Tranvanthao1985@yahoo.com
như không đổi). Hơn nữa, phần năng lượng tương tác electron-electron (do bản chất
lượng tử của chuyển động) đóng góp vào tổng năng lượng của trạng thái cơ bản là
năng lượng trao đổi (exchange) và tương quan (correlation) đều bị loại bỏ. Những
khiếm khuyết này phần lớn được khắc phục trong phương trình của Kohn và Sham,
làm nên thành công của lý thuyết DFT.
Định lý Hohenberg-Kohn
Mặc dù được sử dụng rất sớm nhưng phải đến năm 1964 ý tưởng mô tả các tính
chất trạng thái cơ bản của hệ electron thông qua hàm mật độ của hệ mới được khẳng
định chắc chắn bằng định lý Hohenberg – Kohn thứ nhất: một hệ bất kỳ có các hạt
tương tác với nhau và với trường ngoài (thể hiện bởi thế ( )extV r ), thì thế bên ngoài xác
định đơn trị (sai khác hằng số cộng) bởi mật độ ở trạng thái cơ bản của các hạt 0 ( )n r .
Điều này có nghĩa là không thể tồn tại hai trường thế (sai khác một hằng số cộng) cho
cùng một mật độ trạng thái cơ bản. Một hệ quả quan trọng của định lý là Hamiltonian
của hệ với cả hàm sóng, cũng được xác định hoàn toàn bởi . Nói cách khác, các
tính chất của hệ hoàn toàn được xác định khi biết mật độ trạng thái cơ bản.
Qua quá trình 15 năm của lý thuyết phiếm hàm mật độ (DFT), nó đã đưa ra một
phương pháp hữu dụng trong nhận thức và thực tiễn cho việc nghiên cứu những đặt
tính điện tử của hệ nhiều hạt electron. Trong chương này chúng ta sẽ đưa ra cái nhìn
tổng quan về lý thuyết tổng quát cùng với những ví dụ minh họa. Việc thảo luận chi
tiết hơn cho những ứng dụng quan trọng thì có thể tìm ở một số nơi trong quyển sách
này.
Phương pháp nổi tiếng của Thomas – Fermi, phương pháp mà có thể được xem là
phiên bản đơn giản nhất của lý thuyết này, nó đã được trình bày ở chương I. Có nhiều
câu hỏi quan trọng như xu hướng và mật độ của những nguyên tử, nó cung cấp sự
định hướng ban đầu một cách tinh tế. Có nhiều sự hiệu chỉnh cho phép gần đúng
tương quan trao đổi và mật độ gradient, nhưng không xét tới những cách chứng minh
những quy luật. Tuy nhiên, lý thuyết của Thomas – Fermi và những lập luận tinh tế
của nó chính là nguồn gốc để tạo ra không những xấp xỉ mà chính xác thật sự của lý
thuyết điện tử trong những mẫu phân bố mật độ electron n(r), rất khó để định giá trị
của nó và khả năng cải tiến nó trong tương lai.
Cơ sở lý thuyết vững chắc và đúng đắn cho mối quan hệ tương tác của hệ điện tử ở
trạng thái cơ bản trong những hệ với mật độ n(r) thì đã được đưa ra vào năm 1964
trên một tờ báo của Hohenberg và Kohn (HK). Các tác giả đã chứng minh được tất cả
diện mạo của cấu trúc điện tử trong những trạng thái cơ bản không suy biến thì bị
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
3
Tranvanthao1985@yahoo.com
quyết định bởi mật độ các electron n(r). Họ cũng đưa ra một hình thức dừng để diễn tả
cho năng lượng E của hệ nhiều hạt, như một hàm của mật độ n(r). Hàm này chứa
F[n(r)], tương ứng với động năng và năng lượng tương tác. Không có khả năng thật sự
trong việc giải quyết vấn đề liên quan đến hệ nhiều electron một cách chính xác. Tuy
nhiên, một vài gần đúng hữu dụng cho F[n(r)] đã được đưa ra sử dụng, đơn giản nhất
là quay lại Thomas – Fermi và những lập luận tinh tế của nó.
Bắt đầu từ nguyên lý năng lượng dao động của HK, Kohn và Sham (KS) đã đưa ra
hệ phương trình cho một hạt để diễn tả trạng thái cơ bản của hạt. Thế năng hiệu dụng
của hạt tại vị trí r là phụ thuộc vào sự phân bố mật độ bên trong n(r’), có
thể viết nó dưới dạng
vxe(r)= (r) + vxe(r) (1)
Ở đây (r) là thế tổng cộng của các điện tử khác và vxe(r) là thế tương quan trao đổi
đóng góp vào trong vxe(r). Thế vxe(r) được diễn tả giống như vxe(r) trong sự phụ thuộc
hỗn tạp vào sự phân bố mật độ bên trong n(r’). Trong thực tế thì ta lấy gần đúng. Hữu
dụng nhất là gần đúng mật độ tạo độ, nơi mà vxe(r) phụ thuộc vào mật độ tọa độ n(r)
tại tọa độ r.
Sự xuất sắc của lý thuyết KS trong gần đúng mật độ tọa độ, mặt dù nó gần như rất
đơn giản như lý thuyết Hartree, nhưng nó chứa hầu hết những trường hợp định lượng
tốt nhất ảnh hưởng của sự tương quan trao đổi. Trong thực hành KS tốt hơn Hartree –
Fock, do phương trình KS bao gồm sự chính xác trong tương quan và trao đổi trong
khi phương trình Hartree – Fock có sự trao đổi nhưng thiếu sự tương quan.
Sai số của phương pháp DFT trong gần đúng tọa độ thường nhỏ hơn 1% và hiện
nay nó đang được hoàn thiện hơn nữa. Nếu đòi hỏi chính xác ở nhiệt độ cao của hàm
sóng của hệ ít electron thì sự tính toán chi tiết có được ở Rayleigh – Ritz hoặc một số
sự phối hợp khác. Tuy nhiên, đối với tính toán tổng quát của hệ chứa nhiều electron
thì gặp nhiều khó khăn, trong khi đó DFT có thể được ứng dụng mà không có bất cứ
trở ngại nào lớn đối với những hệ mà chứa rất nhiều electron.
Hệ đơn giản nhất mà phương pháp DFT đã được ứng dụng là hệ electron phi tương
đối tính mà những electron không suy biến và hệ bao gồm trạng thái spin: DFT đã
đóng góp hữu dụng cho lý thuyết về nguyên tử và phân tử trong liên kết kim loại;
khiếm khuyết trong kim loại; và những tính chất vật lý của vật liệu bán dẫn. Hơn nữa,
những ứng dụng tổng quát hơn của DFT đang được phát triển bao gồm: nguyên tử và
phân tử với giới hạn của mạng spin; ảnh hưởng của tương đối tính; tính thuận từ và
( )
eff
rv
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
4
Tranvanthao1985@yahoo.com
nghịch từ của kim loại; lỗ trống và electron trong chất bán dẫn; hệ có nhiệt độ giới
hạn; trạng thái kích thích; và hệ số chuyển đổi trong hệ không đồng nhất yếu.
Phần kế tiếp chúng ta sẽ đưa ra lý thuyết cơ bản của DFT trong hệ không từ
trường; chúng ta cũng so sánh với những lý thuyết hệ nhiều hạt khác. Mở rộng cho hệ
có từ tính được nêu ra ở phần 3, mở rộng về lỗ trống và electron trong phần 4. Phần 5
nói về hệ có nhiệt độ giới hạn, phần 6 nói về ứng dụng phương pháp DFT, đưa ra khái
niệm về trạng thái kích thích và hệ số chuyển đổi.
2. CƠ SỞ LÝ THUYẾT.
Lý thuyết phiếm hàm mật độ là một lý thuyết được dùng để mô tả các tính chất
của hệ electron trong nguyên tử, phân tử, vật rắn,... trong khuông khổ của lý thuyết
lượng tử. Trong lý thuyết này, các tính chất của hệ N electron được biểu diễn qua hàm
mật độ electron của toàn bộ hệ (là hàm của 3 biến tọa độ không gian) thay vì hàm
sóng (là hàm của 3N biến tọa độ không gian). Vì vậy, lý thuyết hàm mật độ có ưu
điểm lớn (và hiện nay đang được sử dụng nhiều nhất) trong việc tính toán các tính
chất vật lý cho các hệ cụ thể xuất phát từ những phương trình rất cơ bản của vật lý
lượng tử.
Trong phần này chúng ta đưa ra cơ sở lý thuyết của DFT xét luôn thành phần spin
của hệ điện tử trong trạng thái cơ bản. Chúng ta phát triển và thảo luận về công thức
cơ bản của sự dao động trong phần 2.1 và những phương trình KS trong phần 2.2. So
sánh với những phương pháp khác trong phần 2.3 và sự minh họa được đưa ra trong
phần 2.4.
2.1 Công thức dao động
2.1.1. Lý thuyết chính quy.
(a) mật độ như là cơ sở của dao động
Chúng ta đưa ra lý thuyết chính quy giống như nguyên bản của HK. Chúng ta xét
hệ các electron liên kết trong một hộp lớn và chuyển động dưới ảnh hưởng của thế
ngoài v(r) và của lực đẩy coulomd giữa chúng. Toán tử Hamilton có dạng:
H = T + V + U (2)
Trong đó:
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
5
Tranvanthao1985@yahoo.com
*1 ( ). ( )
2
T r r dr (3)
*
( ) ( ). ( )V v r r r dr (4)
* *1 1 ( ) ( '). ( ) '
2 | ' |
U r r r drdr
r r
(5)
Toán tử mật độ là:
*
( ) ( ). ( )n r r r (6)
Tổng theo spin đã được xét tới. Chúng ta xét hệ N hạt electron chuyển động trong thế
ngoài v(r) duy nhất không suy biến ở trạng thái cơ bản . Rõ ràng khi đó là hàm
chỉ phụ thuộc duy nhất vào thế v(r) vì vậy giá trị mật độ electron:
( ) ( , ( ) )n r n r (7)
Chúng ta nên chỉ rõ bậc C của tất cả sự kết hợp mật độ với trạng thái cơ bản không
suy biến tương ứng với thế v(r). Tiếp theo chúng ta phải xét tới hạn chế của hàm phân
bố mật độ trong bậc này. Kinh nghiệm cho biết rằng giới hạn này thì không quan
trọng trong thực hành khi nó xuất hiện một phần hay tất cả thì các quy luật vật lý và
toán học đều hợp lý với mật độ n(r) là những thành phần của bậc C.
Bây giờ chúng ta nên đưa ra một kết luận quan trọng thế v(r) và chỉ được quyết
định bởi những thuộc tính về phân bố mật độ n(r).
Bằng chứng thu được từ phương pháp phản chứng (reductio ad absurdum). Thừa
nhận sự khác biệt của thế v’(r) với trạng thái cơ bản ’ được tạo nên cùng mật độ
n(r). Rõ ràng [trừ khi v’(r) - v(r) = const], ' , khi đó những trạng thái này không
có cùng Hamiltonian. Chúng ta hãy chỉ rõ những Hamiltonian và năng lượng tương
tác của trạng thái cơ bản với và ' bởi H và H’ và E và E’ theo thứ tự. Khi đó vì
đặt tính cực tiểu của năng lượng trạng thái cơ bản E và khi ' thì không phải trạng
thái của H, chúng ta có:
( , ) ( ', ') ( ', ( ' ') ')E H H H V V (8)
Vì vậy thừa nhận tính đồng nhất của hai mật độ, phương trình (8) dẫn tới:
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
6
Tranvanthao1985@yahoo.com
' [ ( ) '( )] ( )E E v r v r n r dr (9)
Tương tự, thay đổi số hạng căn bản và không căn bản ta tìm được:
' ( ', ' ') ( , ' ) ( ,( ' ) )E H H H V V (10)
Dẫn tới:
' [ '( ) ( )] ( )E E v r v r n r dr (11)
Từ (9) và (11) ta thu được
E + E’<E + E’ (12)
Vì vậy chúng ta kết luận rằng phân bố mật độ n(r) kết hợp với trạng thái cơ bản tương
ứng với thế ngoài v(r) không thể được suy ra bởi mật độ trạng thái cơ bản kết hợp với
thế khác v’(r) [ta chấp nhận v’(r) – v(r) = const]. Hơn nữa rõ ràng là khi n(r) quyết
định thế v(r), nó cũng quyết định luôn trạng thái cơ bản (đã xét tới sự không suy biến)
giống như thế của tất cả điện tử khác trong hệ.
(b) Nguyên lý năng lượng dao động.
Như đã biết là hàm của n(r), vì thế phương trình
[ ( )] ( ,( ) )F n r T U (13)
Diễn tả tổng của động năng và năng lượng tương tác coulomd. Hàm này tồn tại mật độ
trong bậc C đã được chứng minh ở trên theo luật của phương pháp DFT, như chúng ta
bây giờ sẽ trình bày.
Chúng ta xét hệ N hạt điện tử tương tác trong thế ngoài v(r). Chúng ta định nghĩa
năng lượng hàm mật độ n’(r):
[ '( )] ( ) '( ) [ '( )]v n r v r n r dr F n rE (14)
Ở đây v(r) được xét không phải hàm của n’(r).
Chúng ta bây giờ nên biểu diễn [ '( )]v n rE là một giá trị thấp hơn n(r) cho tất cả
hàm phân bố mật độ khác n’(r) với tổng số tất cả các hạt N.Vì sự chấp nhận không suy
biến của hàm sóng nó đã được biết trong quy ước của Rayleinh – Ritz hàm ' ,
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
7
Tranvanthao1985@yahoo.com
[ '] ( ', ') ( ', ( ) ')
v
V T U (15)
Hàm sóng ở giá trị thấp hơn so với tất cả hàm sóng ' khác với cùng số hạt. ' là
hàm kết hợp của các hàm sóng ở trạng thái cơ bản với một vài hàm mật độ n’(r) khác
ở lớp C. Khi đó
[ '] ( ) '( ) [ '] [ ] ( ) ( ) [ ]
v v
v r n r dr F n v r n r dr F n (16)
Sự thiết lập này đòi hỏi giá trị nhỏ nhất của [ '( )]v n rE ,
[ '( )][ ( )] v n rv n r EE (17)
Rõ ràng từ phương trình (13) và (14) thì giá trị nhỏ nhất [ ( )]v n rE chính là năng
lượng của tổng tất cả trạng thái cơ bản với thế v(r) của N hạt.
Theo thông thường ta rút ra F[n] năng lượng colomd cổ điển và viết
1 ( ) ( ')[ ] [ ] '
2 | ' |
n r n rG n F n drdr
r r
(18)
Hàm năng lượng cơ bản trở thành
1 '( ) '( ')[ '( )] ( ) '( ) ' [ ']
2 | ' |v
n r n rn r v r n r dr drdr G n
r rE (19)
Hàm năng lượng dừng [ '( )]v n rE cho phép xác định năng lượng trạng thái cơ bản và
mật độ n(r) đơn giản hơn, hơn nữa quy ước Rayleinh – Ritz và nguyên lý tối thiểu cho
[ ']
v
. Sự bất chấp số hạt N của những điện tử đã bao gồm quy định giảm tới mức tối
thiểu của [ '( )]v n rE thì luôn luôn quan tâm tới mật độ n’(r) là hàm của chỉ 3 biến tọa
độ, trong khi [ ']
v
phải được giảm với sự để ý tới hàm của 3N biến tọa độ.
Trong thực hành sự hữu ích của nguyên lý tối thiểu phụ thuộc gần đúng của G[n]
tồn tại trong ứng dụng, và đủ chính xác cho mục đích ở sự có sẵn của nó. Sự chính xác
vừa phải (1% - 10%) như gần đúng đã tồn tại. Nếu chính xác cao hơn được đòi hỏi thì
cái khó khăn của tính toán và sử dụng chính xác vừa đủ dạng G[n] tăng thêm, tuy
nhiên, sự nhanh chống là vô cực. Vì vậy DFT thường không được sử dụng khi sự
chính xác hơn 0.1% hoặc 1% được đòi hỏi.
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
8
Tranvanthao1985@yahoo.com
Kế tiếp vùng được đề cập với dạng gần đúng hàm G[n].
2.1.2. Gần đúng cho hàm G[n].
(a) khí electron có mật độ hầu như không đổi.
Chúng ta xét hệ với mật độ được cho bởi
n(r) = n0 + n
(20)
trong đó n0 là một hằng số
0
( )n r
n
<<1, với
( ) 0n r dr
(21)
Một chuỗi khai triển của G[n] trong lũy thừa
0
( )n r
n
có thể được tìm thấy ở phương
trình (21), chứa số hạng không tuyến tính n
là do tính đồng nhất và sự bất biến quay
của hệ đồng nhất, có dạng:
3
0[ ] [ ] (| ' |) ( ) ( ') ' ( )G n G K r r n r n r drdr O nn
(22)
Ở đây
0
[ ]G n là tổng động năng và năng lương tương quan trao đổi của khí điện tử
đồng nhất mật độ n0, có thể được viết như
0 00
[ ] ( )G drgn n (23)
Trong đơn vị nguyên tử động năng và sự thay đổi của g0(n) cho bởi
22
1.105 3( ) ( )
10 Fok
s
nn ng kr
(24)
0.458( )
ox
s
n ng r
(25)
Ở đó r là bán kính Wigner – Seitz cho bởi
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
9
Tranvanthao1985@yahoo.com
134
3 s nr
(26)
Và KF là xung lượng Fermi
KF = (3π2n)1/3 (27)
Sự phân bố tương quan ( )
o
ng đã được tính toán bởi nhiều tác giả với sự chấp nhận và
sử dụng sự chính xác khoảng vài phần trăm. Thông thường gần đúng có liên quan tới
Wigner
0.44( )
7.8os s
n ng r
(28)
Mật độ cao được diễn của Gell – Mann và Brueckner
( ) 0.031ln 0.047 ( , ln )s sos n O rg r r (29)
Từ phép nội suy Nozieres – Pines
0
( ) ( 0.0575 0.0155ln )ss n ng r (30)
Và những giá trị của bảng Gaskell và của Vashishta – Singwi
Động năng K dạng bậc hai của phương trình (22) có thể được diễn tả dạng phụ
thuộc q của hằng số điện môi ε(q) của khí với mật độ n0:
( ')1( ') ( ) iq r r
q
K r r K q e (31)
Ở đây
2
2 1( )
( ) 1
K q
qq
(32)
Hiện nay những tính toán ε(q) bởi Singwi và những cộng tác viên đã xem xét một
cách tổng quát những biến gần đúng nhất.
Những tính toán gần đây đối với những hệ đồng nhất đã mang lại dạng (22) của
G[n], tương đương những ảnh hưởng của biến không gian với v(r) bởi self - consistent
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
10
Tranvanthao1985@yahoo.com
tuyến tính đáp lại lý thuyết.Ví dụ những hệ thực tế là kim loại kiềm ở dạng ion được
diễn tả bởi mật độ thay đổi nhỏ của khí electron đồng nhất.
(b) Khí điện tử mật độ biến đổi chậm
Khai triển Gradient, chúng ta giờ hãy xét một hệ mà mật độ thay đổi chậm tỉ lệ với
giá trị tọa độ [kF(r)]-1
2
( )| ( ) | / | ( ) | ( ),| ( ) | / | | ( )...F F
i i j k
n rn r n r r n r rk kx x x x
(33)
Trong đó ( )
F
rk là động lượng Fermi “cục bộ”
2 1/ 3( ) [3 ( )]F r n rk (34)
Chúng ta chú ý rằng điều kiện (33) không loại trừ sự biến thiên lớn của n, miễn là
chúng có hệ số khoảng cách lớn.
Như hệ (trừ những tình huống vô lý) hàm G[n] phải được khai triển có dạng
(2) 2 (2) 2 2 (3) 2 2 (4) 4 6
0 2 4 4 4[ ] [ ( ) ( ) | | ( )( ) ( ) | | ( ) | | ... ( )]iG n dr g n g n n g n n g n n n g n n o
(35)
Giữ nguyên dạng không chỉ độc lập với dạng và bậc 4i còn thỏa mãn quy luật phép
quay hiệp biến, theo sau dạng đúng của G[n] là một hàm phổ biến của n. Hệ số (2)2 ( )g n
và (2)4 ( )g n có thể được bỏ đi bởi việc xét hệ n(r) thay đổi chậm và cũng như n(r) gần
như là hằng số về độ lớn. Như hệ được bao trùm bởi hai gần đúng (22) và (35) sự chấp
nhận này nhận ra (2)2 ( )g n và
(2)
4 ( )g n với sự khai triển hệ số thuận nghịch với hằng số
điện môi ε(q). Nếu chúng ta viết
1 2 4 62 4 6( ; ) ( ) ( ) ( ) ...q n n q n q n q
(36)
Chúng ta tìm
(2) 22 4 22 ( )g (37)
(2) 34 6 2 4 22 ( 2 )g (38)
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
11
Tranvanthao1985@yahoo.com
Trong hai dạng khác của 4i không thể thu được từ hiểu biết ε(q;n) mà đòi hỏi sự hiểu
biết về không tuyến tính để trả lời đồ thị của 0 ( )g n và (2)2 ( )g n được biểu diễn trong
hình (1) và (2).
Không có gì chắc chắn về đặc tính hội tụ của khai triển gradient (35). Những hệ
thực tiêu biểu, chứa một hoặc một vài nguyên tử với điều kiện mật độ dao động thay
đổi chậm (33), thường thường không gặp và vì vậy sự ưu tiên không rõ ràng khai triển
gradient hữu dụng như thế nào. Có nhiều tính toán có giá trị, đặc biệt là tính toán của
jellium về bề mặt, nó sẽ trình bày đầy đủ ở chương 5, chúng ta sẽ quay lại vấn đề này
ở phần 2.2.2.
Nó sẽ thuận tiện (xem phần đặc biệt 2.2 ) hơn khi chia hàm G[n] thành hai phần
[ ] [ ] [ ]s xeG n T n E n (39)
Trong đó Ts[n] là động năng không tương tác của khí điện tử có mật độ n(r), trong
trạng thái cơ bản và số dư Exe[n] được gọi là năng lượng tương quan trao đổi.
0
-2
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
12
Tranvanthao1985@yahoo.com
Hình 1. Năng lượng trên đơn vị thể tích của khí điện tử đồng nhất trong đơn vị
nguyên tử như hàm của bán kính Wigner – Seitz rs, ở đó n=(4πrs3/3)-1. Năng lượng
tương quang trao đổi là đường chấm, đường liên tục là dạng Ref. 7 và 11.
Hình 2. Hệ số dẫn ra gradient hiệu chỉnh đến năng lượng Tronh a.u. trên đơn vị thể
tích của khí điện tử với n=(4πrs3/3)-1 như đã định nghĩa trong phương trình (35)
Giá trị tách biệt của khai triển gradient cho Ts và Exe. Ts đề cập đến những điện tử
không tương tác, vì vậy khai triển gradient có thể được so sánh với tính toán thực sự.
Khai triển gradient ở trên có bậc hai cho điện tử không tương tác cho bởi
g0(n)=10
-4
-4
-6
2 3 4 5
rs
6
g2(2)(n)=10-4
40
30
20
10
1 2 3 4
rs
6 5
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
13
Tranvanthao1985@yahoo.com
[ ( )] ( ) [ ( )]s sT n r drn r t n r (40a)
Trong đó
2
2 2 / 3
2
3 1 | |[ ( )] (3 )
10 72s
nt n r n
n
(40b)
Phần đầu tiên là động năng trên một hạt của hệ đồng nhất. Phần hai tương ứng 2| |n
là tương quan Weizsacker. Phương trình (40) đã được kiểm tra lại bằng giải thích
trường hợp khí điện tử gần đồng nhất với
0 1( ) cosn r n n qz 1n << 0n (41)
Và nhận thấy rằng trường hợp này là khai triển (40) miễn là giá trị của Fq k , đề suất
này tương ứng với hệ đồng nhất tổng quát, không giới hạn dạng đặc biệt (41), gần
đúng (40) có giá trị miễn tỉ lệ tọa độ hiệp biến (phương trình (33)) thì không nhanh
hơn động lượng Fermi.
Tuy nhiên, khi tương quan Weizacker trong phương trình (40) được suy ra từ khí
fermi không tương tác 0F v ( F = năng lượng fermi), không có lý do gì tự tin
tưởng rằng nó có giá trị trong những vùng cuối cùng cho 0F v , như đã xảy ra ở
biên của nguyên tử, phân tử, và bề mặt vật rắn.
Trong phần 2.2.1 chúng ta sẽ biết Ts[n] có thể được giải quyết thật sự như thế
trong kết quả gần đúng của những phương trình self – consistent.
Những xấp xỉ cho Exe[n] được nói tới trong phần 2.2.2.
2.2. Những phương trình self – consistent.
2.2.1. Lý thuyết đối xứng:
Trong phương trình (39) chúng ta đã giới thiệu về đại lượng [ ( )]sT n r là động năng
của khí điện tử không tương tác ở trạng thái cơ bản của nó với phân bố mật độ n(r) và
Exe[n] năng lượng tương quan trao đổi định nghĩa bởi:
1 ( ) ( ')[ ( )] [ ( )] [ ( )] [ ( )] '
2 | ' |xe s s
n r n rE n r G n r T n r T U T n r drdr
r r
(42)
Với đại lượng này chúng ta có thể viết lại Ev như
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
14
Tranvanthao1985@yahoo.com
1 '( ) '( ')[ '( )] [ '( )] ( ) '( ) ' [ '( )]
2 | ' |v s xe
n r n rE n r T n r v r n r dr drdr E n r
r r
(43)
Nếu phần cuối cùng được bỏ đi, vấn đề cực tiểu năng lượng Ev với chú ý tới n’(r) sẽ
hiển nhiên giống với cực tiểu trong năng lượng Hartree.
Vì vậy chọn Exe như là năng lượng tương quan trao đổi
Từ đặc tính cực tiểu của [ ( )]vE n r ta có điều kiện
( )n r dr N (44)
Chúng ta thu được điều kiện Euler
[ ] ( ) ( ) 0
( )
s
xe
T n r v r
n r
(45)
Trong đó ( )r là tổng thế năng cổ điển
( ')( ) ( ) '
| ' |
n rr v r dr
r r
(46a)
( )xev r là đạo hàm
[ ]( )
( )
xe
xe
E nv r
n r
(46b)
Và µ là dao động song song Lagrange với điều kiện phụ thuộc (44). Những phương
trình (45) và (46) phải được giải quyết bợi Self – consistenly. Nếu phần vxe không
được xét, điều này sẽ được hoàn thành bởi sự xét Self – consistent bởi những phương
trình Hartree. Vì vậy việc đưa ra vxe là hợp lý chúng ta phải xét những phương trình
self – consistent đơn giản.
21[ ( )] ( ) ( )
2 eff i i i
v r r r (47)
Trong đó
( ) ( ) ( )eff xev r r v r (48)
[xem phương trình (46)] và
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
15
Tranvanthao1985@yahoo.com
2
( ) | ( ) |
N
i
i t
n r r
(49)
ở đây tổng lấy theo N hạt liên quan tới trạng thái năng lượng. Những phương trình
(47) – (49) tạo thành cái được gọi là Kohn – Sham (KS) “những phương trình self -
consistent” chúng được nói chi tiết ở phụ lục A.
Để tính tổng năng lượng chúng ta chú ý rằng
21( [ ( )] ) [ ] ( ) ( )
2i i eff i s effi i
v r T n v r n r dr (50)
Vì vậy, phương trình (43)
1 ( ) ( ') ' [ ] ( ) ( )
2 | ' |tot i xe xei
n r n rE drdr E n v n n r dr
r r
(51)
Nhận xét về giá trị năng lượng KS. Lời giải của phương trình KS dẫn tới mức năng
lượng liên tục εi (i=1,...,N), và những mức năng lượng không liên tục εi (N+1,...). Mức
năng lượng liên tục diễn tả năng lượng vật lý phụ thuộc những điện tử kích thích để có
sự liên tục không? Không có câu trả lời tổng quát cho câu hỏi này. Trong khi εi là giá
trị năng lượng thật của Hamiltonian KS self – consistent phương trình (47), những
mức năng lượng kích thích εi’ thì được tính bởi phương trình Dyson
21 ( ) ( , '; ) ( ') ' ( )
2 i i ii i
r r r r dr r
(52)
Trong đó ( , '; )ir r
là toán tử khối lượng cục bộ. Dĩ nhiên toán tử thì không
đồng nhất với thế ( )effv r của phương trình KS. Trong sự trái ngược giá trị thực i , i
của phương trình (52) là dạng tổng quát phức, diễn tả thời gian sống của trạng thái ion
hóa. Ví dụ trong dạng tổng quát thì phần thực của i và i
cũng khác nhau.
Trong trường hợp đặt biệt, hệ vô hạn ta thu được vĩ đạo KS với độ liên tục cao
nhất thì được mở rộng, giá trị năng lượng có mức liên tục nhất N bằng với thế hóa lý
N
. Sự thật này hàm mật độ tương tự của định lý của Koopmans đã được chứng
minh trong phụ lục B. Thứ hai câu hỏi quan trọng được đặt ra trong sự liên kết của
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
16
Tranvanthao1985@yahoo.com
chất rắn tuần hoàn vô hạn. Ở đây hàm KS mang động lượng tinh thể k và bề mặt
Fermi trong không gian k có thể được định nghĩa bởi phương trình
k (53)
Trong đó là hóa thế thực với đặt tính tổng số trạng thái với giá trị KS < là bằng
số điện tử N. Bề mặt Fermi KS là bề mặt Fermi vật lý phải không? Điều này chưa
được chứng minh và có thể không có trong trường hợp tổng quát. Bề mặt Fermi vật lý
được định nghĩa bởi giá trị của k là năng lượng Dyson, thỏa mãn phương trình (52)
k
(54)
Khi toán tử ( )effv r và khác nhau chúng ta không đòi hỏi hai bề mặt định nghĩa
bởi phương trình (53) và (54) là tương đồng. Thật vậy, cấu trúc chúng gần giống với
thể tích không gian k. Vì vậy, trong trường hợp đặt biệt của hệ đồng nhất KS và bề
mặt Fermi vật lý cả hai có dạng mặt cầu phải tương đồng. Trong trường hợp không
đồng nhất chúng ta sẽ nhận được sự khác nhau giữa hai bề mặt Fermi là nhỏ khi
nguồn chính không đẳng hướng ở bề mặt Fermi thì thế tĩnh điện ( )r trở thành cả hai
effv và .
Trần Văn Thảo Cao hoc VLLT DHKHTN K19
17
Tranvanthao1985@yahoo.com
Các file đính kèm theo tài liệu này:
- Đề tài LÝ THUYẾT PHIẾM HÀM MẬT ĐỘ.pdf