תורת פונקציונל הצפיפות

מתוך ויקיפדיה, האנציקלופדיה החופשית
קפיצה אל: ניווט, חיפוש
משטח שווה פוטנציאל של צפיפות אלקטרונים בפולרן כפי שחושב באמצעות DFT.

תורת פונקציונל הצפיפות (באנגלית: Density functional theory;‏ DFT) הינה שיטה חישובית במכניקת הקוונטים שמשתמשת בצפיפות האלקטרונים לחישוב אנרגיית רמת היסוד המולקולרית ופרמטרים פיזיקליים נוספים. במסגרת ה-DFT חישוב צפיפות המטען של ענן האלקטרונים קובע את האנרגיה המולקולרית וזו בתורה נקבעת על סמך הפוטנציאל החיצוני של גרעיני האטומים. מינימיזציה של פונקציונל האנרגיה מאפשרת אופטימיזציה של המבנה המולקולרי למצב בו אנרגיית מצב היסוד מינימלית. בבסיסה, ה-DFT מסתמכת על כך שניתן להשתמש בחישובים בצפיפות האלקטרונים ובפונקציית גל אחת במקום בפונקציית גל נפרדת לכל אלקטרון במשוואת שרדינגר, דבר שמביא לחיסכון משמעותי בזמני חישוב. ה-DFT הגיעה לידי מימוש על בסיס עבודתם של הוהנברג (Hohenberg) וקוהן (Kohn) ולאחר מכן קוהן ושאם (Sham).

שיטת ה-DFT נפוצה מאוד בחישובים של מצב מוצק עוד משנות ה-70, אבל נחשבה פחות מדויקת עבור חישובים בכימיה קוונטית עד שנות ה-90, לאחר שנעשו חידושים שנועדו להתמודד טוב יותר עם אינטרקצית האלקטרונים. במרבית המקרים חישובי מצב מוצק שנעשו בשיטת DFT מתאימים בצורה משביעת רצון לתוצאות הנסיוניות וזאת בזמני חישוב מהירים יחסית לשיטות אחרות (למשל שיטת הרטרי-פוק) שמבוססות על בניית פונקציית גל מורכבת.

למרות החידושים והפיתוחים שנעשים בתאוריה, עדיין ה-DFT סובלת ממספר בעיות בהם קושי לתאר אינטרקציות בין מולקולות, מצבים מעוררים וחישוב פער האנרגיה במל"מים. כיום, עדיין מתבצע מחקר שמטרתו לשפר את התאוריה כך שתוכל להתמודד עם חלק מהבעיות שצויינו.

סקירה כללית של השיטה[עריכת קוד מקור | עריכה]

שיטת ה-DFT מתבססת על 2 משפטי Hohenberg–Kohn (H-K)‏[1].

משפט H-K הראשון מראה שתכונות מצב היסוד של הרבה אלקטרונים נקבעות באופן ייחודי על ידי צפיפות האלקטרונים שתלויה רק ב-3 קוארדינטות מרחביות. בעקבות כך אנו נוכל לרדת מבעיה של N אלקטרונים עם 3N קוארדינטות ל-3 קוארדינטות בלבד, על ידי שימוש בפונקציונלים של צפיפות האלקטרונים. ניתן להרחיב את המשפט הזה כך שיכיל גם את התלות בזמן וכך לפתח גם את תורת פונקציונל הצפיפות התלויה בזמן (באנגלית: time-dependent density functional theory, TDDFT).

משפט H-K השני מגדיר את פונקציונל האנרגיה עבור המערכת ומוכיח שמצב היסוד של האלקטרונים ממזער אותו (ז"א, במצב היסוד האנרגיה היא הנמוכה ביותר).

במסגרת שיטת Kohn-Sham, הבעיה המקורית של הרבה אלקטרונים שיש ביניהם אינטרקציה ונעים בפוטנציאל חיצוני מוחלפת בבעיה פשוטה יותר של אלקטרונים שאין ביניהם אינטרקציה ונעים בפוטנציאל אפקטיבי. הפוטנציאל האפקטיבי כולל בתוכו את הפוטנציאל החיצוני ואת האינטרקציה החשמלית בין האלקטרונים (אינטרקצית החלפה וקורלציה). מציאת מודלים מדויקים לאינטרקצית ההחלפה והקורלציה היא הבעיה העיקרית ב-DFT ולשם כך פותחו מספר קירובים שיוצגו בהמשך.

תיאור מתמטי[עריכת קוד מקור | עריכה]

הבעיה שאנו רוצים לפתור היא פתרון משוואת שרדינגר עבור גופים מרובים. כמקובל בבעיות אלו ההנחה הראשונה תהיה להתייחס לגרעיני האטומים כקבועים במקומם (לפי קירוב בורן-אופנהיימר) בזמן שרק האלקטרונים נעים. הנחה זאת מוצדקת בגלל מסתם הגדולה של הגרעינים יחסית לאלקטרונים. את האלקטרונים נתאר בעזרת פונקציית גל של הרבה אלקטרונים \Psi(\vec r_1,\dots,\vec r_N). משוואת שרדינגר שתיארנו כאן נראית כך:

 \hat H \Psi = \left[{\hat T}+{\hat V}+{\hat U}\right]\Psi = \left[\sum_i^N (-\frac{\hbar^2}{2m_i}\nabla_i^2) + \sum_i^N V(\vec r_i) + \sum_{i<j}^N U(\vec r_i, \vec r_j)\right] \Psi = E \Psi

כאשר עבור מערכת עם  \ N אלקטרונים,  \hat H הוא ההמילטוניאן,  \ E היא האנרגיה הכללית,  \hat T אופרטור האנרגיה הקינטית,  \hat V אופרטור האנרגיה הפוטנציאלית של האלקטרונים כתוצאה מהשדה החשמלי שיוצרים הגרעינים הקבועים במקומם ו- \hat U אופרטור אנרגיית האינטרקציה בין האלקטרונים לעצמם. הבעיה המורכבת שתיארנו כאן לא ניתנת לפתרון אנליטי וגם לא ניתנת לפירוק לבעיות קטנות יותר של חלקיק בודד בגלל האינטרקציה בין האלקטרונים שמתוארת על ידי \hat U.

ישנן שיטות רבות שמנסות לפתור משוואה זו על ידי פיתוח של פונקציית הגל \Psi בעזרת דטרמיננטת סלייטר. השיטה הפשוטה ביותר היא שיטת הרטרי-פוק וישנן גם שיטות מתקדמות יותר, אך הבעיה העיקרית שלהן היא המורכבות החישובית הגדולה שהן דורשות.

כאן באה לעזרה שיטת ה-DFT, מכיוון שהיא מאפשרת לייצג את הבעיה של הרבה חלקיקים שמתוארת על ידי \hat U בעזרת פונקציה של חלקיק בודד ואז אין לנו צורך ב-\hat U בתיאור הבעיה. בשיטת ה-DFT משתנה המפתח הוא צפיפות האלקטרונים n(\vec r), שנתון ע"י:

n(\vec r) = N \int{\rm d}^3r_2 \int{\rm d}^3r_3 \cdots \int{\rm d}^3r_N \Psi^*(\vec r,\vec r_2,\dots,\vec r_N) \Psi(\vec r,\vec r_2,\dots,\vec r_N).

הקשר הזה הוא הפיך ולכן ניתן לתאר בעקרון את פונקציית הגל במצב היסוד כפונקציונל של צפיפות האלקטרונים במצב היסוד:

\,\!\Psi_0 = \Psi[n_0]

ומכאן ניתן לקבל את ערך התצפית במצב היסוד של כל אופרטור כללי \hat O על ידי פונקציונל של \,\!n_0:

 O[n_0] = \left\langle \Psi[n_0] \left| \hat O \right| \Psi[n_0] \right\rangle.

במיוחד מעניינת אותנו אנרגיית מצב היסוד של המערכת שניתנת ע"י:

E_0 = E[n_0] = \left\langle \Psi[n_0] \left| \hat T + \hat V + \hat U \right| \Psi[n_0] \right\rangle

כאשר התרומה של הפוטנציאל החיצוני \left\langle \Psi[n_0] \left|\hat V \right| \Psi[n_0] \right\rangle יכולה להרשם במפורש במונחים של צפיפות האלקטרונים במצב היסוד \,\!n_0:

V[n_0] = \int V(\vec r) n_0(\vec r){\rm d}^3r.

בצורה כללית יותר אנו יכולים לתאר את התרומה של הפוטנציאל החיצוני \left\langle \Psi \left|\hat V \right| \Psi \right\rangle במונחים של צפיפות האלקטרונים \,\!n:

V[n] = \int V(\vec r) n(\vec r){\rm d}^3r.

הפונקציונלים \,\!T[n] ו-\,\!U[n] נקראים פונקציונלים אוניברסלים, בעוד ש- \,\!V[n] נקרא פונקציונל לא אוניברסלי, מכיוון שהוא מתאים לבעיה ספציפית שנובעת מסידור הגרעינים במרחב. מכאן נובע שברגע שנתון לנו הפוטנציאל הספציפי בבעיה \hat V, כדי למצוא את אנרגיית מצב היסוד עלינו למזער את הפונקציונל:

 E[n] = T[n]+ U[n] + \int V(\vec r) n(\vec r){\rm d}^3r

כאשר המשתנה שלנו הוא n(\vec r) ואנו מניחים שיש לנו פונקציונלים אמינים ל \,\!T[n] ו-\,\!U[n]. אם נצליח לפתור את בעיית המינימיזציה ולמצוא את אנרגיית מצב היסוד למעשה גם מצאנו את \,\!n_0 וכמו שראינו קודם בעזרת הצפיפות במצב היסוד נוכל למצוא את כל ערכי התצפית שמעניינים אותנו.

את בעיית המינימיזציה של \,\!E[n] ניתן לפתור על ידי שימוש בשיטת כופלי לגראנז'. בשלב ראשון, נתייחס רק לפונקציונל האנרגיה שלא תלוי במפורשות באיבר האינטרקציה בין האלקטרונים:

E_s[n] = \left\langle \Psi_s[n] \left| \hat T + \hat V_s \right| \Psi_s[n] \right\rangle

כאשר \hat T מסמן את אופרטור האנרגיה הקינטית, \hat V_s זהו הפוטנציאל החיצוני (שנובע מהגרעינים) בו האלקטרונים נעים, כך ש n_s(\vec r)\ \stackrel{\mathrm{def}}{=}\ n(\vec r). כך, ניתן לפתור את משוואות Kohn–Sham עבור מערכת העזר שהגדרנו, ללא האינטרקציה:

\left[-\frac{\hbar^2}{2m}\nabla^2+V_s(\vec r)\right] \phi_i(\vec r) = \epsilon_i \phi_i(\vec r)

שמניבה לנו את האורביטלים \,\!\phi_i שמהם ניתן לקבל את הצפיפות n(\vec r) של הבעיה המקורית של הגופים המרובים.

n(\vec r )\ \stackrel{\mathrm{def}}{=}\ n_s(\vec r)= \sum_i^N \left|\phi_i(\vec r)\right|^2.

הפוטנציאל האפקטיבי של תיאור החלקיק הבודד ניתן לתיאור בצורה יותר מפורשת:

V_s(\vec r) = V(\vec r) + \int \frac{e^2n_s(\vec r\,')}{|\vec r-\vec r\,'|} {\rm d}^3r' + V_{\rm XC}[n_s(\vec r)]

כאשר האיבר השני מייצג את איבר Hartree שמתאר את הדחיה החשמלית בין אלקטרון לאלקטרון והאיבר האחרון \,\!V_{\rm XC} נקרא פוטנציאל ההחלפה-קורלציה. כאן \,\!V_{\rm XC} כולל בתוכו את כל האינטרקציות בין הגופים.

מכיוון שאיבר Hartree ו-\,\!V_{\rm XC} תלויים בצפיפות n(\vec r) שתלויה באורביטלים \,\!\phi_i שתלויים בפוטנציאל V_s, הבעיה של פתרון משוואות Kohn-Sham צריכה להתבצע בצורה איטרטיבית. בדרך-כלל מתחילים מניחוש התחלתי ל-n(\vec r), אז מחשבים את הפוטנציאל V_s המתאים ופותרים את משוואות Kohn-Sham עבור \,\!\phi_i. בעזרת האורביטלים שנמצאו אפשר לחשב את הצפיפות החדשה ולהתחיל את אותו התהליך מחדש. אפשר לחזור על התהליך הזה עד שמגיעים להתכנסות.

קירובים (פונקציונלים עבור ההחלפה-קולרציה)[עריכת קוד מקור | עריכה]

הבעיה העיקרית ב-DFT היא שאנו לא יודעים את הפונקציונלים המדויקים עבור ההחלפה והקורלציה. אבל, קיימים קירובים לפונקציונלים האלו שמאפשרים לנו לחשב גדלים פיסקלים מסוימים בצורה דיי מדויקת. בפיזיקה הקירוב הנפוץ ביותר הוא Local-density approximation (LDA), בו הפונקציונל תלוי רק בצפיפות במיקום בו מעריכים את הפונקציונל:

E_{\rm XC}^{\rm LDA}[n]=\int\epsilon_{\rm XC}(n)n (\vec{r}) {\rm d}^3r.

ניתן להכליל את ה-LDA בצורה ישירה כך שיכלול גם ספין ואז הוא נקרא local spin-density approximation (LSDA):

E_{\rm XC}^{\rm LSDA}[n_\uparrow,n_\downarrow]=\int\epsilon_{\rm XC}(n_\uparrow,n_\downarrow)n (\vec{r}){\rm d}^3r.

קירוב נוסף שהוא גם מקומי אבל לוקח בחשבון גם את גרדיאנט הצפיפות הוא Generalized gradient approximations (GGA):

E_{XC}^{\rm GGA}[n_\uparrow,n_\downarrow]=\int\epsilon_{XC}(n_\uparrow,n_\downarrow,\vec{\nabla}n_\uparrow,\vec{\nabla}n_\downarrow)
n (\vec{r}) {\rm d}^3r.

המשך טבעי נוסף למפונקציונלי ה-GGA הם פונקציונלי ה meta-GGA שכוללים גם את הנגזרות השניות (הלפלסיאן) ואמורים להיות מדויקים יותר.

ניתן להקל על קשיים בתיאור אנרגיית ההחלפה על ידי הכנסת רכיב של אנרגיית ההחלפה המדויקת כפי שמחושבת בשיטת הרטרי-פוק (באנגלית Hartree–Fock). פונקציונלים מהסוג הזה נקראים פונקציונלים היברידים (באנגלית hybrid functionals).

הערות שוליים[עריכת קוד מקור | עריכה]

  1. ^ Hohenberg, Pierre; Walter Kohn (1964). "Inhomogeneous electron gas". Physical Review 136 (3B): B864–B871. doi:10.1103/PhysRev.136.B864. Bibcode1964PhRv..136..864H. 

קישורים חיצוניים[עריכת קוד מקור | עריכה]