Was ist Dichtefunktionaltheorie?

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1 Was ist Dichtefunktionaltheorie? Vortrag im Rahmen des Seminars zum physikalisch-chemischen Fortgeschrittenenpraktikum Institut für Physikalische Chemie Universität Karlsruhe Matthias Ernst Betreuer: A. Daniel Boese Mittwoch,

2 Inhalt 1. Einführung: Was ist Dichtefunktionaltheorie? a) Funktional b) Dichte c) Elektronendichte - wozu? 2. Grundlagen: Wie sieht Dichtefunktionaltheorie aus? a) Die Hohenberg-Kohn-Theoreme b) Thomas-Fermi-Modell, Erweiterungen, Ergebnisse c) Kohn-Sham-Gleichungen d) Funktionale 3. Ergebnisse: Was leistet Dichtefunktionaltheorie? a) Leistung b) Vor- und Nachteile von DFT c) Resumé 4. Literatur 2

3 a) Funktional Funktional: Funktion mit Funktion als Argument 1. Einführung bekannt: Funktion f(x) ordnet der Zahl x die Zahl y=f(x) zu x f x y neu (?): Funktional F[f] ordnet der Funktion f die Zahl y=f[f] zu f x F[ f x ] y Beispiele: b Integral F[f ]= f x dx a Erwartungswert eines Operators, z.b. von H: H E[ ]= H = H =... * H d x 1 d x 2... d x N (für normierte Wellenfunktion Ψ) 3

4 b) Dichte (Elektronendichte) Wahrscheinlichkeitsdichte, ein El. in dr 1 anzutreffen definiert als 1. Einführung r =N x 1, x 2,, x N 2 ds 1 d x 2 d x N mit N: Anzahl der Elektronen im System r i : räumliche Koordinaten des i-ten Elektrons x i : Raum- und Spinkoordinaten Maß für die Wahrscheinlichkeit, ein beliebiges Elektron mit beliebigem Spin im Volumenelement dr 1 zu finden Eigenschaften: r =0 r d r 1 =N 4

5 c) Elektronendichte - wozu? klassischer (wellenbasierter) Ansatz: Hamilton-Operator aufstellen, Schrödingergleichung lösen => Ψ, daraus Grundzustandsenergie, Frequenzen, Einführung Hamilton-Operator für ein N-Elektronen System mit M Kernen in der BO-Näherung: N H e = i i=1 T e N M Z A i=1 A=1 r i R A V Ne = V ext N i=1 N j i 1 r i r j V ee = T e V ext V ee exakte Lösung für mehr als 1 Elektron nicht möglich 3N Orts- und N Spinkoordinaten benötigt => Berechnung sehr aufwendig, für große System fast unmöglich 5

6 c) Elektronendichte - wozu? Aber: Hamilton-Operator beinhaltet nur Terme, die von einem (T e, V ext ) oder zwei (V ee ) Elektronen abhängen 1. Einführung Benötige Angaben, um H aufzustellen: N, R A, Z a All diese Information ist in r enthalten: Cusps an den Stellen der Kerne Ladung der Kerne über Cusps bestimmbar (Kato) Gesamtelektronenzahl N über Integral: r d r 1 =N nur Handwaving-argument, Beweis durch Hohenberg und Kohn ρ ist eine Observable (also experimentell messbar!) 6

7 a) Die Hohenberg-Kohn-Theoreme 2. Grundlagen I. Das externe Potential V ext ist bis auf eine Konstante ein eindeutiges Funktional der Grundzustandsdichte ρ 0. Dies gilt damit auch für die Wellenfunktion. 0 {N, Z A,R A } H 0 E 0 Damit ist auch jede Observable ein Funktional von ρ 0, insbesondere die Grundzustandsenergie: E 0 [ 0 ]=T[ 0 ] E ee [ 0 ] E ext [ 0 ] Aufspaltung der Energie: 0 r V ext d r E 0 [ 0 ]= r V ext d r T[ 0 ] E ee [ 0 ] systemabhängig F HK [ ], systemunabhängig = 0 r V ext d r F HK [ 0 ] 7

8 a) Die Hohenberg-Kohn-Theoreme II. Variationsprinzip für die Dichte 2. Grundlagen Analog der Wellenfunktion kann auch die Grundzustandsdichte nach dem Variationsprinzip bestimmt werden: E 0 =E[ 0 ] E[ ]=T[ ] E ext [ ] E ee [ ] Beweis über Variationsprinzip für Wellenfunktionen: Gegeben sei Test dichte r H Damit ist 0 H 0 =E 0 E[ ]= 0 H 0 8

9 b) Thomas-Fermi-Modell 2. Grundlagen Annahmen: Homogenes Elektronengas (konstantes ρ) Elektronen wechselwirken nicht miteinander Behandlung von T mittels Teilchen im Kasten ([6], [2]): T TF [ ]=C F r 5/3 d r, C F = /3 klassische Behandlung der Potentiale V ee und V ext : E TF [ ]= T TF [ ] E ext [ ] E ee [ ] = C F r 5/3 d r r V ext r d r 1 2 r 1 r 2 r 1 r 2 Probleme: Elektronendichte am Kern unendlich d r 1 d r 2 J[ ] Keine Schalenstruktur der Elektronendichte Keine Bindung zwischen Atomen 9

10 b) Erweiterungen 2. Grundlagen Austauschsterm für Beschreibung der Wechselwirkung zwischen Elektronen (Dirac): K D [ ]=C x r 4/3 d r keine wesentliche Verbesserung skalierbare Gradientenkorrektur für T (Weizsäcker): T W [ ]= 1 8 r 2 r C x = E TFD [ ]=T TF [ ] K D [ ]=T TF [ ] E ext [ ] E ee [ ] K D [ ] E TFD W [ ]=E TFD [ ] T W [ ] 1/3 teilweise Verbesserung 10

11 b) Thomas-Fermi-Modell - Ergebnisse Auftragung von ρ(r) über r für Argon: 2. Grundlagen Atomenergien für Edelgase [in H]: [6], [2] TF TFD TFD 1 W TFD 1 W 9 5 TFDW HF Ne -165,61-176,3-139,91-128,83-86,43-128,55 Ar -652,72-680,7-561,98-524,91-378,51-526,82 Kr -3289, ,9-2898, , , ,05 Xe -8472, ,1-7563, , , ,13 11

12 c) Die Kohn-Sham-Gleichungen Praktische Umsetzung: Wie findet man FHK [ρ]? Problem bei TF(D): Beschreibung von T (kin. Energie) 2. Grundlagen Idee: Referenzsystem gleicher Elektronendichte aus nicht-wechselwirkenden Elektronen in Einteilchenorbitalen φ i in effektivem Potential V S Ansatz für φi : Slaterdeterminante Damit ist die Elektronendichte: N 0 r S r = i r 2 i=1 und die kinetische Energie: T S = 1 2 i=1 N i 2 i 12

13 c) Die Kohn-Sham-Gleichungen Energieterm aufteilen: 2. Grundlagen E[ ]=T[ ] E ext [ ] E ee [ ]=T S [ ] E ext [ ] bekannt (Ref.system) E xc : Austausch-Korrelationsenergie φi : Lösung der Eigenwertgleichung 1 2 V 2 S r i r = i i r f KS / h KS wobei V S r = r 2 J[ ] bekannt E xc [ ]? bisher noch keine Näherungen! aber: E xc ist exakt nicht bekannt Näherungen für das unbekannte Funktional E xc M r i r 2 d r 2 A=1 Z A r i r A V xc r i E xc 13

14 d) Funktionale L(S)DA: Local (Spin) Density Approximation LDA: 2. Grundlagen E LDA xc [ ]= r xc r d r LSD: α- und β-spin haben unterschiedliche Dichten E xc LSD [, ]= r xc r, r d r ε wird aufgeteilt: xc r = x r c r εc wird an Quanten-Monte-Carlo-Rechnungen gefittet Bsp: Vosko, Wilk, Nusair, 1980 (VWN80), Perdew, Wang, 1992 (PW92) 14

15 d) Funktionale GGA: Generalized Gradient Approximation zusätzliche Abhängigkeit vom Gradienten der Dichte 2. Grundlagen E GGA xc [, ]= f,,, d r Bsp.: B86 x, P86 c, PW91 c, LYP c, PBE Hybridfunktionale Mischung von DFT- und ( exaktem ) HF-Austausch Parameter an exp. Daten gefittet Bsp: B3LYP (Becke-3-Parameter-Lee,Yang,Parr) E B3LYP xc = 1 a E LSD x ae HF xc be B88 x c E LYP LSD c 1 c E c 15

16 a) Leistung 3. Ergebnisse HF SVWN BP86 PBE TPSS B3LYP Exp. r F-F [A] 1,33 1,38 1,41 1,41 1,42 1,40 1,41 F 2 ν [cm -1 ] n.i E [kcal/mol] -31,6 79,0 52,0 54,3 48,3 37,7 38,4 r N-N [A] 1,07 1,10 1,10 1,10 1,10 1,09 1,10 N 2 ν [cm -1 ] n.i E [kcal/mol] 117,2 263,3 234,3 239,9 227,7 224,3 228,4 Bindungslängen, -energien und Schwingungsfrequenzen kleiner Moleküle (eigene Rechnung, Turbomole, Basissätze: F 2 : SVP, N 2 : TZVPP) Die kursiven Werte wurden ohne Nullpunktsschwingungsenergie berechnet (Schwingungsfrequenzen für TPSS noch nicht implementiert) 16

17 a) Leistung 3. Ergebnisse BP86 PBE B3LYP BMK Mittlerer Fehler -57,6-54,0-2,7 27,3 Mittlerer absoluter Fehler 58,9 55,9 21,6 31,7 Mittlerer quadratischer Fehler 79,1 75,0 30,8 45,9 Fehler bei Berechnung von Schwingungsfrequenzen in cm -1, aus [3] BP86 PBE B3LYP BMK Alle Systeme (404) a) 21,2 18,9 7,7 5,6 Übergangszustände (24) a) 10,1 10,3 5,0 2,0 Reaktionsenergien (62) a) 5,0 5,3 4,4 3,7 Ionisierungspotentiale (80) b) 0,23 0,24 0,23 0,24 Elektronenaffinitäten (52) b) 0,22 0,19 0,16 0,19 Mittlere quadratische Fehler ausgewählter Funktionale, a) in kcal/mol, b) in ev, aus [3] 17

18 b) Vor- und Nachteile von DFT Vorteile: Nachteile/Probleme bei der Beschreibung von: 3. Ergebnisse Verlässliche Molekülgeometrien Mit entspr. Funktionalen gute Werte für Energien (2-3kcal/mol) auf ganzes PSE anwendbar (ggf. relativistische Korrekturen) vielseitig einsetzbar (Festkörper, Oberflächen, Lösungen...) Black-Box-Methode van-der-waals- Wechselwirkungen Aktivierungsenergien (z.t. überhaupt nicht gefunden) Halbleitern angeregten Zuständen Charge-Transfer-Komplexen nicht ein Funktional für alle Arten von Rechnungen einsetzbar Black-Box-Methode Auch für größere Moleküle (bis ca. 200 Atome) geeignet nicht systematisch verbesserbar 18

19 c) Resumé 3. Ergebnisse DFT-Rechnungen ermöglichen es, molekulare Eigenschaften kleiner bis mittelgroßer Systeme mit hinreichender Genauigkeit in akzeptabler Zeit zu berechnen. Es gibt jedoch (noch) kein universell einsetzbares Funktional, das immer gut Ergebnisse liefert. Und: Die Ergebnisse bedürfen infolgedessen einer kritischen Interpretation! Kernaussage ;-) 19

20 Verwendete Literatur [1] W. Koch, M.C. Holthausen, A Chemist's Guide to Density Functional Theory, 2. Aufl., Wiley-VCH, Weinheim, [2] R.G. Parr, W. Yang, Density-Functional Theory of Atoms and Molecules, 1. Aufl., Oxford University Press, New York, Literatur [3] A.D. Boese, J.M.L. Martin, J. Chem. Phys. 2004, 121, [4] M.M. Quintal, A. Karton, M.A. Iron, A.D. Boese, J.M.L. Martin, J. Phys. Chem. A 2006, 110, 709. [5] A.D. Boese, DFG-Antrag 2007, noch nicht eingereicht [6] S. Grimm, I. Frank, Dichtefunktionaltheorie und Moleküldynamik, Vorlesungsskript, LMU München, 2001/02. [7] W. Kohn, Electronic structure of matter wave functions and density functionals, Nobelpreisvortrag,

21 Cusp-Bedingung nach Kato (Kato's cusp condition) => Bestimmung der Ladung eines Atomkerns bei Z A über die Form des Cusps aus der Elektronendichte: Anhang lim [ r ia 0 r 2 Z A ] r =0 mit r : sphärisch gemittelte Elektronendichte 21

22 Die Hohenberg-Kohn Theoreme Beweis von I. Anhang Idee: Widerspruchsbeweis (reductio ad absurdum) ' Annahme: unterschiedliche Potentiale V ext und V ext die aber dieselben Elektronendichte ρ liefern H= T V ee V ext,e 0 = H H ' = T V ee ' ' V ext,e 0 = H ' ' Offensichtlich gilt: E 0 E 0 Nach dem Variationsprinzip gilt auch: E 0 ' H ' = ' H ' ' ' E 0 E ' 0 r V ext V ext und analog E 0 ' ' H H ' ' ' T V ee V ext T V ee ' V ext ' E 0 E ' 0 r V ext V ext ' Addition: ' ' E 0 E 0 E 0 E 0 22

23 Die Hohenberg-Kohn Theoreme Levy Constrained Search Minimierung nach dem Variationsprinzip: Anhang E 0 =min H =min T V ext V ee N N Aufteilen der Minimierung in 2 Schritte: Erst über alle Ψ, die ρ liefern Dann über alle ρ, die N liefern E 0 =min N min T V ext V ee V ext hängt nur von der Dichte, nicht von der WF ab: E 0 =min N min =min N T V ee r V ext d r F[ ] r V ext d r F: universelles Funktional 23