第一性原理计算方法讲义323.pdf

精选 第一性原理计算方法 引言 前面讲述的有限元和有限差分等数值计算方法中，求解的过程中需要知道一些物理参量，如温度场方程中的热传导系数和浓度场方程中的扩散系数等，这些参量随着材料的不同而改变，需要通过实验或经验来确定，所以这些方法也叫做经验或者半经验方法。而第一性原理计算方法只需要知道几个基本的物理参量如电子质量、电子的电量、原子的质量、原子的核电荷数、布朗克常数、波尔半径等，而不需要知道那些经验或半经验的参数。第一性原理计算方法的理论基础是量子力学，即对体系薛定额方程的求解。量子力学是反映微观粒子运动规律的理论。量子力学的出现，使得人们对于物质微观结构的认识日益深入。原则上，量子力学完全可以解释原子之间是如何相互作用从而构成固体的。量子力学在物理、化学、材料、生物以及许多现代技术中得到了广泛的应用。以量子力学为基础而发展起来的固体物理学，使人们搞清了“为什么物质有半导体、导体、绝缘体的区别”等一系列基本问题，引发了通讯技术和计算机技术的重大变革。目前，结合高速发展的计算机技术建立起来的计算材料科学已经在材料设计、物性研究方面发挥着越来越重要的作用。但是固体是具有1023数量级粒子的多粒子系统，具体应用量子理论时会导致物理方程过于复杂以至于无法求解，所以将量子理论应用于固体系统必须采用一些近似和简化。绝热近似（Born-Oppenheimei 近似）将电子的运动和原子核的运动分开，从而将多粒子系统简化为多电子系统。Hartree-Fock 近似将多电子问题简化为仅与以单电子波函数（分子轨道）为基本变量的单粒子问题。但是其中波函数的行列式表示使得求解需要非常大的计算量；对于研究分子体系，他可以作为一个很好的出发点，但是不适于研究固态体系。1964 年，Hohenberg 和 Kohn提出了严格的密度泛函理论（Density Functional Theory,DFT）。它建立在非均匀电子气理论基础之上，以粒子数密度()r作为基本变量。1965 年，Kohn 和 Sham提出 Kohn-Sham 方程将复杂的多电子问题及其对应的薛定谔方程转化为相对简单的单电子问题及单电子 Kohn-Sham 方程。将精确的密度泛函理论应用到实际，精选 需要对电子间的交换关联作用进行近似。局域密度近似（LDA）、广义梯度近似（GGA）等的提出，以及以密度泛函理论为基础的计算方法（赝势方法、全电子线形缀加平面波方法（FLAPW）等）的提出，使得密度泛函理论在化学和固体物理中的电子结构计算取得了广泛的应用，从而使得固体材料的研究取得长足的进步。第一性原理计算方法的应用 1、体系的能量。进行第一性原理计算前，首先需要确定体系模型，即模型的晶胞和晶胞中原子的坐标。对于晶体具有周期对称性，具有三个基矢方向和基矢大小（晶格常数）。由于理论计算确定的平衡晶格常数和实验值有所差别，建立模型前需要确定平衡晶格常数。晶格常数的确定采用如下步骤：通过改变三个基矢的大小，改变单胞的体积（81-119%）。通过第一性原理计算可以得到具有不同体积的模型的能量。通过拟合Murnaghan 方程，得到晶体的晶格常数以及单胞的能量：000000000()()11(1)BB VVVE VE VBB BVV 其中，0V为基态平衡体积，00()E V为基态下体系的结合能（相对于对应孤立原子能量）。V 为原胞体积，0B为体模量，0B为体模量对压强的导数。如课件中图形所示，可以确定在一定体积下体系的能量达到极小值，即体系的基态能量，所对应的体积为体系的平衡体积，进而可以得到模型三个基矢的大小确定晶体的平衡晶格常数。这里需要指出的是不同的第一性原理计算方法给出的能量，代表的物理意义不同，但是本质上都可以反应体系的稳定性。如总能指构成体系的原子孤立时的能量减去原子成键放出的能量；结合能是以孤立原子的能量为零点，体系具有的总能，即原子构成晶体时放出的能量。在上面求得的晶格常数的基础上，根据要研究的物理问题，确定体系中包含原子数目的多少，建立第一性原理计算模型。第一性原理计算的模型通常选取一个或几个单胞（超单胞）作为模型，选取的模型具有三个基矢方向，应保证沿着三个基矢方向平移可以构成无限大的晶体。精选 第一性原理计算输入的原子坐标有两种坐标形式，一种是笛卡尔坐标（Cartesian coordinates），一种是分数坐标（fractional coordinates）。如对于 Ni3Al高温合金，具有如图所示的晶体结构，铝原子位于立方体的顶点，镍原子位于立方体的面心位置。如果取一个单胞作为研究模型，则三个基矢1a，2a，3a分别为（a,0,0）（0,a,0）（0,0,a），其中a为体系的晶格常数。单胞中包含四个不等价原子：三个 Ni 和一个 Al。采用笛卡尔坐标四个原子的坐标可表示为（0，0，0），（a/2,a/2,0），（a/2,0,a/2），（0,a/2,a/2）。如果采用分数坐标表示为（0，0，0），（1/2,1/2,0），（1/2,0,1/2），（0,1/2,1/2）。迪卡尔坐标(x,y,z)和分数坐标(a,b,c)之间关系为1aa+1ab+1ac=(x,y,z)，其中 a,b,c 为一个原子的三个分数坐标，x,y,z 为该原子的笛卡尔坐标。图中所示各点表示将晶格常数的大小a取不同值时得到的单胞体积作为横轴，而纵轴表示对应体积下将原子坐标输入进行第一性原理计算求得的体系能量。拟合后得到 Ni3Al 的平衡基矢大小以及体系能量。对于研究合金中的掺杂问题，由于掺杂元素的量很少，所以建立的模型需要取多个单胞（超晶胞）。随着模型中原子数目的增加，第一性原理计算方法的计算量指数增加，对于掺杂量很低的情况，如 0.1%，需要模型中至少取 1000 个原子来和实际相符合，这超出了第一性原理计算在目前的计算机上的计算能力（100 原子左右），所以建立模型时需要考虑能够反映要研究的实际问题就可以。假设一个超单胞中只存在一个掺杂原子，这样相邻两个超晶胞中掺杂原子的间距为超晶胞的基矢大小。一般两个原子之间相隔三到四个原子层，原子之间的相互作用就可以认为非常小了。所以选取八个单胞构成的超单胞就可以基本反应掺杂量很低的掺杂问题了。将建立好的模型，进行第一性原理计算可以得到体系的总量，对总能进行变换可以定义体系的内聚能、形成能以及择优占位能，进而可以对掺杂是否有利于形成，形成掺杂后对体系稳定的影响而进行分析，如课件中所列。内聚能：体系的总能减去所有原子孤立时的能量，即由于原子之间的相互作用而放出能量，从而内聚能为负值，越小表示形成的体系越稳定。通过和没有掺杂体系的内聚能相比较可以看出掺杂元素对体系稳定性的影响。形成能：体系的总能减去体系中各自元素对应的晶体中原子的能量。形成能可表示各种金属组成合金的能力。另外精选 通过比较掺杂原子替代合金中不同元素原子时体系的形成能可以得到掺杂原子倾向位于合金的什么位置，这个差值就可以定义为择优占据能。这里需要强调，各种能量是根据要研究的具体问题来定义的，比如我们要就掺杂原子倾向于位于合金的什么位置，使用总能是不能得到，因为超单胞模型中各种原子的数目不相同，而每种原子的能量是不一样的，没有可比性，所以定义了择优占位能。2、电荷密度 电荷密度就是晶体中电子密度的分布。通过电荷密度可以知道晶体中原子间的成键状态，如金属键、共价键、离子健、van der Waals 键和氢键。为了更好的表示原子形成晶体后原子间的电荷转移和成键情况，引入差分电荷密度，即两个体系中电荷密度的差值。这两个体系应该具有相同的超单胞，超单胞中原子类型可以不一样，而原子位置要基本一致，如课件中所示，用 Ni3Al 中一个 Ni 被掺杂元素替代时体系的电荷密度减去没有掺杂的 Ni3Al 的电荷密度，而得到差分电荷密度，通过图形可以清楚地看出由于掺杂元素的存在导致的电子分布状态的改变。再如，我们可以将 Ni3Al 晶体的电荷密度减去 Ni 和 Al 原子放在超单胞相同位置时孤立 Ni 和 Al 原子的电荷密度，可以得到 Ni3Al 中 Ni 和 Al 原子成键过程中电子密度分布的变化，从而更好的观察原子之间的成键情况。所以差分电荷密度相当于一个体系的电荷密度相对于另一个体系的电荷密度改变，目的是为了更好的研究体系中的成键状态。3、能带 能带理论是目前研究固体中电子运动的一个主要理论基础。是在用量子力学研究金属电导理论的过程中开始发展起来的。最初的成就在于定性地阐明了晶体中电子运动的普遍性的特点，例如固体为什么会有导体、非导体的区别，晶体中电子的平均自由程为什么会远大于原子的间距等。在半导体技术上，能带论提供了分析半导体理论问题的基础，有利的推动了半导体技术的发展。能带理论是一个近似的理论。在固体中存在大量的电子，他们的运动是相互关联的，每个电子的运动都要受其他电子运动的牵连。价电子是人们最关心的。在原子结合成固体的过程中价电子的运动状态发生了很大的变化，而内层电子的变化比较小，可以把原子核和内层电子近似看成是一个离子实，价电子可以看成在一个等效势场中运动。能带理论的出发点是固体中的电子不再束缚于个别原精选 子，而是在整个固体内运动，称为共有化电子。电子的能量状态从处于一个电子能级变到在一个能量范围内都会存在。我们下面从对自由电子的能量讨论，得出能带的表示方法。自由电子的能量（动能）2/2kEEpm，根据德布罗依波长与动量关系：/phkl，其中h为普朗克常量，为/2hp，2/kp l成为波数或波矢。所以电子能量可表示为22/2Ekm，即电子能量为波矢k 的函数，如课件中图形所示。我们讨论固体中电子的能量通常是在k 空间（倒空间）内进行的。对于晶体具有周期对称性，其对应的倒空间也具有周期对称性，对于一维的情况，实空间的周期为a，则倒空间的周期为2/ap，定义第一个周期（/ap，/ap）为第一布里渊区。则电子能量在实空间分布的随晶体的周期对称性变化；转化到 k 空间，电子能量随倒空间的周期对称性发生变化，即电子能量在第一布里渊区随 k 的变化在整个 k 空间中周期性重复。因此可以得到课件中能量随 k变化的图形，相当于自由电子的能带经过周期性势场调制后的结果。所以我们讨论能带只需要考虑电子能量在第一布里渊区随k 的变化关系就可以。由于计算所取晶体超单胞形状的不同会导致第一布里渊形状的变化，以及晶体中原子化合状态的不同导致电子所受到的周期性势场不同，所以电子能量随 k 的变化关系在不同的晶体中是不同的，即不同的晶体具有不同的能带结构，从而反映出不同的物理性质。4、电子状态密度 由前面的讨论可知晶体中电子能量状态可以取一定的能量范围，在此能量范围内在不同的能量区间电子能量状态的多少或填充这些能量状态的电子数目是不一样的。电子状态密度反映了这个不同，即在一能量区间内电子状态（数目）的多少，/ddEh，dh为在 dE 能量区间内电子能量状态的数目。通过对体系电子状态密度的分析可以得到晶体中原子间的电子杂化情况。精选 附：第一性原理计算方法的基本原理 第一性原理计算方法的建立是基于对量子力学薛定鄂方程的求解，定态薛定鄂方程为：22(,)(,)2Vx y zEx y zm，其中(,)x y z为粒子的波函数，2(,)x y z为波的强度，反映了粒子出现在（x,y,z）的概率，即概率密度。V 为晶体中粒子受到的势场，E 为体系的能量。22H=2Vm为体系的哈密顿量，即能量算符。例：氢原子的薛定鄂方程及其基态解。考虑到氢原子核外电子受核吸引的势能为：204eVrpe 则氢原子体系的哈密顿算符是：222024eHmrpe 氢原子的薛定鄂方程的直角坐标系的表达式为：222222220()(,)(,)(,)24ex y zx y zEx y zmxyzrjjjpe抖?抖?将薛定鄂方程从直角坐标变换到球坐标，其结果为：22222222201112()(sin)()0sinsin4merErxrrrrjjjqjqqqqfpe抖抖?抖抖?由于氢原子核电场是求对称的，故方程解是球对称的，即：0jq；0jf 在这种条件下，氢原子的薛定鄂方程简化为：2222012()()04merErxrrjjpe抖抖 精选 这是一个系数含变量的二阶齐次微分方程，考虑到电子在无穷远处的几率2()rj为零，以及在整个空间的几率为 1，可以确定方程的解12rrC eC eaaj中的 C1和 C2，得到3reaajp。为了求解常数a，代入简化的薛定鄂方程可得：2222022204mEmerraape，所以2220mEa，2202204meape 可以得到：220014meapea，0a为玻尔半径；422013.632meEeVpe；0/301reajpa。通过上面对氢原子中电子的薛定鄂方程的求解，一方面我们了解了如何求解薛定鄂方程，加深对波函数、本征能量等概念的理解；一方面我们也可以理解解析求解薛定鄂方程困难。对于氢原子内部只有一个电子，并且上面的例子中我们只求解了基态能级；对于晶体由电子和原子核组成，电子和原子核都是运动的，因此体系的能量为电子能量、原子核能量和电子和原子核的相互作用能。所以哈密顿量可以表示成三部分，如课件中所列。这是每个粒子有三个坐标，即三个变量，这时对薛定鄂方程进行解析求解显然是不现实的。为了求解薛定鄂方程，人们提出了一系列的近似和方法，下面将简要论述。1、绝热近似 在固体体系中，由于原子核的质量是电子质量的 103 105倍，所以体系中电子的运动速度比原子核快得多。可以认为，当核发生一个微小扰动时，迅速运动的电子可瞬时调整，达到新的平衡。因而在求解电子问题时，可近似认为原子核固定在给定的位置，这就是所谓的绝热近似（Born-Oppenheimer 近似）。因此可精选 以认为原子核是固定在给定位置，将原子核的坐标作为参数，而不是变量，这样可以将薛定鄂方程简化为课件中所列的形式。这样将方程中的变量数目大大减少，同时体系哈密顿量的形式也得到简化。2、单电子近似 经过绝热近似得到的多电子体系的薛定谔方程中，由于哈密顿量中包含多体相互作用项（第二项），该项不能分离变量，因而方程难以直接解析求解。为了求解多电子薛定谔方程，需要引入单电子近似：对于含有 N 个电子的多体系统，假设每个电子都近似的看成是在原子核及其他 N-1 个电子所形成的平均势场中运动。这样就将多体问题简化成了多个单体问题。若第 i 个电子的波函数为()iir（已包含电子的自旋），则 N 电子体系的波函数可由 N 个电子所占据的轨道波函数的乘积来构成，即 Hartree 波函数。化简后得到单电子满足的薛定鄂方程。方程中()iV r为平均势场，即离子实的晶格周期势和体系中所有电子产生的平均库仑势。例：分子轨道法计算氢分子的结合能 所谓分子轨道法就是多原子形成分子后，电子不再属于单个原子，也就是说电子不再在原来的原子轨道上运动，而是在新的分子轨道上运动。以氢分子为例，设想氢分子的氢原子 a 和氢原子 b，当它们是自由原子时，各自一个价电子，归一化的波函数分别用：a，b 氢分子实际是个四体问题：当两个原子相互靠近，波函数交叠，形成氢分子，这时每个电子均为 a 原子和 b原子共有，哈密顿量为：222212121212H=22aabbVVVVVmm，精选 其中下脚标 1、2 分别表示两个电子。这里考虑了绝热近似，即原子核认为是静止的。忽略电子与电子之间的相互左右12V，上式可以分解为两部分：222212111222H=H+H()()22ababVVVVmm 考虑 Hatree 近似：111111H(r)=E(r)yy，其中221111121H=22abVVVm，这是单电子波动方程，他的解11(r)y称为分子轨道。分子轨道的波函数可以选原子波函数的线性组合，分子轨道波函数应有如下形式：+(r)=C(r)+(r)abyyy，(r)=C(r)-(r)abyyy，+C、C为归一化系数。由*(r)H(r)Edryy，可以得到体系中电子能量，加上原子核间的相互作用能，即得到分子的总能。减去两个孤立氢原子的能量即得到氢分子的结合能。考虑到电子是 Fermi 子，其波函数应满足反对称条件，即 Pauli 不相容原理，这样就可以将体系的波函数写成 Slater 行列式。化简后得到 Hartree-Fock 方程。等式左边最后一项是交换作用势，需要通过自洽求解。Hartree-Fock 近似的重要意义是提出了平均场和单电子近似的概念，在求解过程中利用迭代自洽求解。这对于以后计算物理的发展起到了深远的影响。但是由于 Hartree-Fock 近似本身仅仅考虑了多体系统中的交换能，而忽略了相关能修正，所以他不能作为具有相互作用的多电子体系采用单电子近似的严格理论依据。单电子近似的近代理精选 论基础是在密度泛函理论基础上发展起来。自洽求解流程图如课件中所示。3、密度泛函理论（1）Hohenberg-Kohn 定理 密度泛函理论的基本物理思想是体系的基态物理性质可以仅仅通过电子密度()r来确定。由量子力学知道，由哈密顿H描述的电子体系的基态能量和基态波函数都可由能量泛函EH 取最小值来决定；而对于 N 电子体系，外部势能()V r完全确定了哈密顿H，因此 N 和()V r决定了体系基态的所有性质。所以，当总粒子数 N 不变时，多电子体系的基态能量是基态密度的唯一泛函。接下来就是如何对能量泛函E 作变分处理，并将多体问题严格转化为单电子问题。（2）Kohn-Sham方程 电子的能量可以表示为：有相互作用粒子系统的动能泛函，外场对电子的作用，电子间库仑排斥作用即Hartree 项，电子间的交换关联作用，也是()r的泛函。Kohn-Sham 单电子方程：21()()()2rKSiiiVrrr 这里，电荷密度用单电子波函数表示：2()()iiirnr 单电子有效势为：()()()|KSxcrVv rdrVrrr Kohn-Sham 方程的基本思想就是用无相互作用粒子模型代替有相互作用粒子哈密顿量中的相应项，而将有相互作用粒子的全部复杂性归入交换关联相互作用泛函中去，从而导出了单电子Kohn-Sham 方程。Kohn-Sham 方程在密度泛函理论的框架内是严格的，但是交换关联能泛函()xcEr的具体形式未知，实际中精选 需要对其进行近似。（3）局域密度近似（Local Density Approximation，LDA）。它是处理交换关联泛函的一个简单可行的近似，由 Kohn 和 Sham 提出，目前得到了非常广泛的应用。其基本想法是：利用均匀电子气的密度()r 来得到非均匀电子气的交换关联泛函。局域密度近似下，()xcEr表示为：LDA()()()xcxcErrdr 其中()xcr是密度为()r的均匀电子气的每个粒子的交换关联能。LDA 适用于()r在局域 Fermi 波长F和 Thomas-Fermi 波长TF尺度上变化缓慢的体系80。在实际电子体系中，在局域 Fermi 波长和屏蔽长度的尺度上，电子密度并不是缓慢变化的。但对于原子、分子和固体的许多基态性质，包括键长、键角，LDA 计算仍然给出了非常有用的结果。4、超晶胞技术 固体物理中所研究的体系通常具有空间平移对称性，一般可以采用周期性边界条件的倒易空间能带方法进行处理。第一原理赝势平面波方法（Pseudopotential Plane Wave）就是这类计算方法中的一种，它是非常高效的 ab initio 量子力学计算方法，已经被广泛应用于研究各种材料的晶体结构和电子结构性质。第一原理赝势方法是以平面波作为基函数，通过构造超原胞，进行第一原理电子结构计算的方法。（1）Bloch 定理 Bloch 定理指出：在具有空间平移对称性的固体体系中，体系的电子波函数可以写成：()()ik riiref r 这里()if r是与原胞周期性有关的部分，满足如下关系：()()iif rf rR 其中 R 是体系的晶格格矢。()if r可以用倒格矢作为波矢的平面波进行展开：精选,()iG rii GGf rce 这里倒格矢G由晶体的格矢R定义如下：2G Rm，m 为整数。因此，每一个电子波函数都可以用平面波展开：(),()i k G rii GGrce 在倒格矢G取到无穷大时，ik re构成一组完备基，因此单电子波函数按照公式 2-32 可以精确展开。但是在实际工作中，显然不可能将 G 取到无穷大，必须设定一个截断能量，使得2/2cutkGE，从而决定计算中所用的平面波基组的维数。在实际的计算中，需要对截断能量的选取进行测试。（2）k 点采样 在赝势平面波方法中，由于周期性体系边界条件的约束，每个k点只能占据有限数目的电子态；所有这些k点的占据态都对体系的总能有一定的贡献。所以体系总能的计算以及电子密度的构建需要在布里渊区内对波矢k求积分。由于被积函数在倒空间内也是周期性的，所以可以只对不可约布里渊区中的k点进行计算。在实际中，由于那些相距非常近的k点的波函数几乎相同，因而有可能用单个k点的波函数来代表k空间一个区域的波函数。这样，只需要计算有限的k点上的电子态就能计算体系的总能。（3）Kohn-Sham 方程的平面波表示 将 2-32 代入 2-17 并对r积分，可得到下面的久期方程：2,1()2KSiGGi k Gi k GGkGVGGcc 可见当采用平面波作为基组时，Kohn-Sham 方程具有一个相当简单的形式。在这种形式里，左边第一项为动能项是对角化的，第二项()KSVGG为实空间中相应势函数的 Fourier 变换。通过对角化方程左边的哈密顿矩阵可以得到体系的本征能级和本征矢。方程中哈密顿矩阵的维数依赖于截断能量21/2ckG。对于固体体系，芯精选 电子通常不参与成键，有效质量大；在固体能带中，芯态能级构成非常狭窄的、几乎无色散的能带，可以与价态本征谱明显区分。当轨道同时包含价电子和芯电子时，为了使平面波法能够用于波函数的计算，它必须反映波函数的上述两种特征。但是在平面波法中要求的波函数在离子实区的振荡特征，必须在平面波展开中有较多的短波成分，这时矩阵维数将变得很大，求解变得十分困难。另外，计算位于深能级的被填满的芯态代价昂贵且在动量空间收敛很慢。根据芯电子几乎不参与成键这一特性，在计算中引入原子赝势，可以在不损失精度的前提下比较好的解决上述问题。5、赝势 赝势（Pseudopotential）方法是第一原理计算中非常重要的方法，它的核心思想是将芯电子效应用原子赝势代替，使得 Kohn-Sham 方程仅需考虑求解价电子波函数。这样，赝波函数要比全电子波函数简单而平滑，节点数大为减少，计算量因而大大降低。