量子化学基础(北京宏剑公司).ppt

1 量子力学的诞生 雄心勃勃的经典力学 牛顿力学 热力学 统计力学 电动力学 19世纪末20世纪初 经典力学被认为完美无缺 Thereisnothingnewtobediscoveredinphysicsnow Allthatremainsismoreandmoreprecisemeasurements LordKelvin 1900 乌云罩顶 黑体辐射 能吸收所有照到它上面的辐射 并将其转化为热辐射 热辐射光谱特征仅与黑体的温度有关 光电效应 原子的线状光谱与稳定性 固体与分子的低温比热 0 按照经典力学 比热应该是一个常数 经典力学无法解释这些诡异的现象 黑体辐射 Max Planck 1858 1947 1900年提出 原子 谐振子 能量不连续En nh 后来证明是 En n 1 2 h 第一次提出 量子 概念 紫外灾难 光电效应 Einstein结合Plank量子的概念 提出了光量子的概念 固体与分子的低温比热 0 引入量子的概念 比热问题迎刃而解 原子的线状光谱与稳定性 Bohr提出原子的量子论 允许离散轨道 允许轨道跃迁 这个模型很好地解释了氢原子 但是经典orbital模型 Modernatom fuzzyorbits Wavefunctioninsteadoforbit 密度的径向分布 角向分布 s p discreteangularmomenta 角向分布 d 角向分布 f 在Planck与Einstein的光量子理论及Bohr的原子量子论的启发下 考虑到光具有波粒二象性 deBroglie根据类比的原则 设想实物理子也具有波粒二象性 波有粒子性 那就粒子也有波动性吧 现代量子力学 1923 1927 在普朗克的量子假说 爱因斯坦的光量子理论和玻尔的原子理论基础上 Schr dinger Feynman Heisenberg Einstein Pauli Fermi Bohr Dirac 一大批大师级物理学家发展出完善的量子力学理论 量子力学的理论框架 分别被Schr dinger的波函数理论 Feynman的路径积分与Heisenberg的矩阵理论 这三种等价的形式得到表达 量子化学主要从Schr dinger的波函数理论出发而建立 发展 完善 Erenfest等将量子力学与经典力学统一起来 发现经典力学只是量子力学的宏观近似 SeminalpapersonQM L deBroglie ComptesRendus177 507 1923 Nature112 540 1923 W Heisenberg Zeit Physik33 879 1925 E Schr dinger Ann derPhysik79 36 1929 79 489 1926 80 437 1926 81 109 1926 79 734 1926 P A M Dirac Proc Roy Soc London A144 243 1927 A144 710 1927 Nobellaureates 2 Schr dinger的量子力学 1926年 deBroglie的那篇只有一页纸的博士论文也送了一份给维也纳大学 当时主持物理学术活动的是德拜 德拜将它交给年近中年的讲师Schr dinger deBroglie的论文说粒子是波 于是德拜说 那你弄个波的方程吧 于是Schr dinger方程就这样被凑出来了 Schr dinger证明这个方程与Heisenberge的矩阵理论只是量子力学的不同表示方法 转向寻求更基本的方程未果 后来不久就转向研究生命是什么 不过在这场喜剧中deBroglie与Schr dinger都成为诺奖得主而名垂青史 如果波函数只有一个变量 Schr dinger方程可以手动精确求解 对氢原子的求解并正确理解结果的含义 Born几率波假设 才使得Schr dinger方程得到重视 多体问题的困难 如果系统包含N个电子 波函数 中就包含除时间变量t之外的3N个变量 并且 也不再是local函数 解析求解就变得几乎不可能 实际的原子 分子 聚合物 晶体如何求解 3 量子化学的诞生 1927年物理学家W Heitler和F London将量子力学通过非常粗略的近似应用于氢分子 算出其结合能约为实验值的2 3 成功地解释了两个氢原子能够结合成一个稳定的氢分子的原因 这一成功标志着量子化学的诞生 HeitlerW LondonF Wechselwirkungneutraleratomeundhomopolarebindungnachderquantenmechanik ZPhysik 1927 44 455 472 1928年D R Hartree提出了Hartree方程 方程将每一个电子都看成是在其余电子所提供的平均势场中运动的 通过迭代的方法解出每一个电子的运动方程 1930年 Hartree的学生B A Fock和J C Slater分别提出了考虑泡利原理的Hartree的自洽场 SelfConsistantField SCF 迭代方程 称为Hartree Fock方程 至此 实际求解多体问题 在理论上成为现实 HartreeDR Thewavemechanicsofanatomwithanon Coulombcentralfield I II III ProcCambridgePhilosSoc 1928 24 89 110FockV NoherungsmethodezurLosungdesquantenmechanischenmehrkorper problems ZPhys 1930 61 126 148SlaterJC Thenormalstateofhelium PhysRev 1928 32 349 360 4 Hartree Fock方程 Hatree Fock方程事实上 也是将一个多体波函数方程 原始Schr dinger方程 通过两种近似 1 平均场近似2 多体波函数表达为系列单体波函数构成的Slater行列式形式转化为可求解的系列单体波函数方程 Hartree Fock方程 闭壳层Hartree Fock方程 考虑自旋 则可以很轻易地得到闭壳层的形式与开壳层限制性 非限制性自洽迭代方程 对于闭壳层 2N个电子的体系 库伦作用与自旋无关 自旋相反的两个电子交换项为0 开壳层Hartree Fock方程 对于开壳层 N个电子的体系p个电子自旋向上 N p个电子自旋向下 自旋非限制性HF SUHF或UHF 自旋向上 自旋向下 开壳层Hartree Fock方程 对于开壳层 N个电子的体系p个电子自旋向上 N p个电子自旋向下 自旋限制性HF RHF 这个方程与UHF的spinup方程一样 如此强制spindown的orbital与spinup的orbital相等 有很多种RHF方案 Roothaan实现现代量子化学模型 5 abinitio方法 Hatree Fock方法的限制 库伦穴 自旋相反 费米穴 自旋相同 某个时刻体系中某个电子可能在某个位置A出现 此时由于巨大的库仑排斥 自旋相反 与Pauli排斥 自旋相同 其他电子此时就不可能在A点出现 每个电子都这样 禁止 其他电子靠近 这种相互制约的作用称为动态相关效应 Slater形式的波函数使得Fermi穴效应基本被包括 但对自旋相反的电子 库伦穴却没有考虑 事实上 所谓的相关能 正是由此定义 本质上 可以认为这是将双粒子算符展开为单粒子算符之和带来的误差 占总能量的0 3 1 各种考虑相关能的方法 从Hatree Fock方法出发 利用各种理论模型加入对电子相关的考虑 例如 以HF得到的单Slater行列式为主 引入激发行列式的组态方法 CI 多组态自恰场 MCSCF 常用CASSCF来实现 多参考CI MRCI 等方法 耦合簇 CC 理论 M ller Plesset的多体微扰理论 MP2 MP3 MP4 计算量很大 HF方法的计算量与电子数的4次方成正比 随着电子数增加而迅速增加 其他衍生的从头算方法计算量就更大了 6 超高效率的DFT方法 密度泛函理论是基于2条基本定理 Hohenberg Kohn定理 对任何一个相互作用的多粒子系统 它所处的外部势场 除一个常数自由度外 可以与该系统的基态电子密度一一对应 适用于任何有 无相互作用粒子 假设存在一个对于任何外势都适用的能量 密度的泛函E n r 对于给定的外势 E n r 取全局泛函极值时的电子密度n r 就是外势中该粒子系统的基态电子密度n r 特点 因为这个定理是严格而未做近似的 因此DFT也被认为是第一性原理 多电子波函数有3N个变量 N为电子数 每个电子包含三个空间变量 而电子密度仅是三个变量的函数 使得求解过程大大的简化 既然外势与基态电子密度存在这样的一一对应关系 根据薛定谔方程基态电子密度也决定了多粒子体系所有的性质 包括基态和激发态的性质 但能量与密度的泛函形式却是未知的 虽然Hohenberg Kohn理论几乎完美地再现了多体量子力学 但实际上没有给出任何可行的实施方案 将Hohenberg Kohn理论用于实际计算 有多种方案 最简单 最著名的是Kohn Sham 沈吕九师徒二人 方法 Kohn Sham方法的基本思想 假设一个理想的无相互作用的自由电子气系统 与真实体系的电子密度一一对应 根据Hohenberg Kohn定理1 自由电子气系统的密度与其外势VKS也具有一一对应的关系 因此系统的求解变成了一系列的单体问题 对VKS的搜索即是对自由电子气密度的搜索 如果能量 密度泛函已知 那么必定可以找到能量最低点及其对应的密度 通过自洽迭代实现 Kohn Sham方法的特点 在构造密度的时候 使用无相互作用 电子 这种 电子 的 波函数 实际上没有任何的物理意义 并不代表真实的波函数 1 用这种 波函数 构造动能 交换能等也不具有真实物理意义 而被认为是二者的近似 与真实动能 交换能等的差别 归在相关能这个黑盒子里面 电子瞬时效应也包含在里面 但包含的形式未知 2 这种 波函数 理论上不能直接用于电子输运计算中去代替电子波函数 但可以做粗略的近似 几类交换相关势 泛函 LDA 泛函在空间某点的值仅依赖于该点的 自旋 密度 GGA 包括局域密度的梯度信息 meta GGA 包含密度的二阶微分的平方 动能密度 hybrid GGA 包含部分HF形式的交换作用 完全非局域泛函 与所有占据和非占据的轨道都有关 一些模型势 如LB94 GLAC SAOP 只描述交换相关势 没有对应的能量泛函 但能得到很好的势 Kohn Sham势VKS的重要性 Kohn ShamDFT中 势可以唯一决定轨道以及电子密度分布 优秀的势函数就可以获得优秀的密度分布 虽然从能量泛函也能获得对应的势函数 但首先能量泛函关注的是能量与密度的关系 Ne原子势函数 LDA获得的势与精确势的比较 SAOP StatisticalAveragingofOrbitalPotential SAOP实际上是两种其他泛函对应的交换相关势按一定规则拟合出来的 通过恰当的权重分配 在原子内部SAOP主要成分是能很好描述原子内部的泛函GLLB 在离核较远的区域 SAOP的主要成分是具有正确长程渐进行为的泛函LB 因此SAOP能获得很好的占据轨道与空轨道能 空 占能差是激发能计算的0级近似 因此SAOP可以获得很好的激发能 尤其是对过渡金属SAOP的表现优于其他泛函甚至比热门的B3LYP更好 其他相应性质也是如此 由于SAOP具有正确的长程渐进行为 因此长程相互作用相关性质 例如氢键 分子吸附 范德华作用等的量子化学处理 这种势显著地优秀 OEP OptimizedEffectivePotential OEP不是一种模型势 而是一种方法 这种方法本质上与传统的DFT方法等价 但由于是对势进行变分 因此能获得非常优秀的势以及轨道 ADF09增加了这种新的方法 DFTVSabinitio由于DFT的