聴講の手引き・参考書など

平成２２年度京都大学大学院理学研究科特別講義◎ 講義は自己充足的◎ 量子力学（第２量子化を含む）・統計力学・場の量子論の初歩◎ 時間が許せば、適宜、関連する最先端の研究テーマを雑談風に紹介
時間が許せば 適宜 関連する最先端の研究テ マを雑談風に紹介（詳しい導出は行わない。興味のある学生は参考文献等を参照のこと。）◎ 参考書
１）波動関数的アプローチ： 量子化学（原子分子系）の教科書がよい。

第一原理からの量子物性---------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------

第１日目 「波動関数的アプローチ」
5月26日(水）

13:30-15:30 16:00-17:30「入門：分子軌道法」 藤永茂（講談社サイエンティフィク, 1989）「新しい量子化学（上・下）」ザボ・オストランド（大野他訳）（東大出版会,「新しい量子化学（上下）」ザボ オストランド（大野他訳）（東大出版会 1982）

第２日目 「場の量子論的アプローチ」
場の量子論的アプロ チ」
5月27日(木）

10:30-12:00 13:30-15:30

２）場の量子論的アプローチ： 多体問題の教科書がよい。

第 日目 「密度汎関数論的アプローチ」
第３日目「密度汎関数論的アプ
チ「多体問題」拙著（朝倉物理学大系9,多体問題」拙著（朝倉物理学大系 , 1999））「多体問題特論」拙著（朝倉物理学大系15, 2009）「多粒子系の量子論」フェッター・ワレッカ（マグロウヒル, 1971）

5月28日(金）( ）10:30-12:00 13:30-15:00

３）密度汎関数論的アプロ チ ＤＦＴ及び固体電子論の教科書がよい。
３）密度汎関数論的アプローチ：
ＤＦＴ及び固体電子論の教科書がよい---------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------「Density Functional Theory」Dreizler & Gross (Springer, 1990)
Qua tu Theory
eo y oof tthee Electron
ect o Liquid」Giulianiqu d」G u a & Vignale
g a e (Ca(Cambridge,
b dge, 2005)
5)「Quantum「固体物理」アシュクロフト・マーミン（松原武生他訳）（吉岡書店, 1976）

東京大学物性研究所

髙 康髙田康民
平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）1

第一原理系の出発点：１サイト問題
第一原理系の出発点：１
サイト問題

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）2

第一原理系のハミルトニアン◎ 原子核電子複合系◎第一原理系のハミルトニアン

Ni 個の原子価 Z の原子核と N(= Ni Z) 個の電子がお互
いにクーロン・ポテンシャルで相互作用している系◎水素原子
1) １電子１中心問題（２体系の相対運動）
2) 陽子の質量効果◎ヘリウム原子1)) ２電子１中心問題（厳密な数値解の方法）
電子 中心問題（厳密な数値解 方法）
2) ハートリー・フォック近似3)) ２電子間の相関効果
電子間の相関効果
4) フント則

このハミルトニアンには、一体、どのような情報が含まれているのだろうか？
１．基底状態は何か？ ２．低励起状態の物理？ ３．高励起状態の物理？

◎有効媒質場中◎有効媒質場中の１サイト問題
サイ 問題
１) コヒーレントポテンシャル近似（CPA）
２) 動的平均場理論（DMFT）

物性理論の一つの側面：
多彩な物質や現象を普遍性のあるＨで統一的に理解する試み。

N(=1,2,3,・・・,∞)によって異なる手法を用いるべきである。
平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）3

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）4１サイト１電子問題((N=Ni=Z=1
１サイト１電子問題=Z=1):): 水素原子陽子の質量効果◎ 陽子の質量は無限大ではない（M/m=1836)
陽子の量子振動の水素原子の束縛エネルギーへの効果？

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）5

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）6ハートレー・フォック(HF)
ハートレー・フォック(HF)近似近似

１サイト２電子問題：ヘリウム原子◎ 変分法：試行関数
変分法 試行関数◎ Ni=1, N=2, Z=2
 断熱極限（M=∞）の場合◎一体ポテンシャルの意味

 量子モンテカルロ法（N>2では固定節近似）
 Configuration
Configuration-Interaction(CI)法Interaction(CI)法(ガウシアン基底が普通：ただし、カスプ定理は通常満たされない。）◎基底状態エネルギー：2.9034 hartree (厳密解）2.8617
2 8617 hhartreet (HF)

 N が１０程度までは常に可能
平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）7

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）8ジャストロー因子：電子相関の取り込み

有効媒質中の１サイト問題◎C h◎Coherent
P
Potential
i l ApproximationAi i (CPA):(CPA)◎電子相関を考慮した変分関数（Hylleraas) F. Yonezawa & K. Morigaki, Suppl. Progr. Theor. Phys. 53, 1 (1973).
A1-xBx合金の電子状態：平均的な性質を持つ仮想原子

Jastraw因子：f(r)=1+cr or 1-exp(-r2) or r2/(1+r2) etc.
◎ 電子間相関を取り込むと、１ｓ波動関数は収縮する。

◎Effective Medium Theory (EMT)交換相関効果によって起動された１体軌道の収縮という概念
はフント則（Hund’s Rule)の正しい解釈にも鍵となる概念：
R. J. Boyd, Nature 310, 480 (1984).

 J.K. Norskov & N. D. Lang, Phys. Rev. B21, 2131 (1980).
固体中のそれぞれの原子はそのほかの全ての原子からなるホストの中に埋め込まれた「不純物」とみなす。
からなるホストの中に埋め込まれた「不純物」とみなす
その不純物の電子状態から周りの原子の電子状態を計算して、全体を自己無撞着に決める。

◎水素負イオンの問題（Pekeris)HははHF近似では存在しない。しかし、-0.5278
近似 は存在しな 。し し、
hartreeで存在。
存在。
+
H2 は厳密な解析解がある。-0.5974 hartree.
H3+も存在(も存在(-1.3299
1.3299 hartree)だが、HやH3++は存在しない。
E. H. Lieb, PRA29, 3018 (1984); N < 2Z+1.
平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）9

有効媒質中の１サイト問題

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）10

凝集機構理解への出発点：２サイト系◎Dynamical Mean-Field Theory (DMFT)◎断熱極限下の水素分子
1) 孤立極限2) 融合極限
3) 漸近領域
4) ハイトラー・ロンドン理論
5) 化学結合の本質
6) 水素分子における電子相関7) ２サイト・ハバ
２サイト・ハバード模型
ド模型

 A. Georges, G. Kotliar, W. Klauth, & M. J. Rozenberg, Rev. Mod. Phys. 68,
13 (1996)(1996);G.
G Bi
Birolili & G
G. kkotliar,
tli Phys.
Ph Rev.
R B65,
B65 155112 (2002).
(2002)

相互作用する多電子系で１つの電子の運動を考える
場合は動的有効１体ポテンシャル中の運動という概念で捉られる。それを自己エネルギーというが、その空間依存性を無視して自己無撞着に決めようというもの。
・ １サイト近似を越える Cluster DMFT（PRB65, 5112(2002)）
・ LDA+DMFT: モデルから第一原理計算への接近◎ 超高圧下の固体水素
１) 閉じこめ分子模型
閉じ め分子模型
２) 原子的金属か、分子固体か

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）11

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）12２サイト２電子問題（N２サイト２電子問題（
Ni=N=2, Z=1): 水素分子

２サイト問題◎断熱極限（陽子の質量は∞）のハミルトニアン◎１サイト問題は基本的に原子の問題
 (原子核の）凝集機構は議論できない。
(原子核の）凝集機構は議論できない
凝縮系（固体）に応用するには何らかの有効媒質近似が必要である。

◎数値解：
拡散量子モンテカルロ法
量子化学手法（精巧な変分法、ガウシアン基底のCI法）◎電子の伝搬・輸送現象の記述は複数サイト問題で
初め 可能
初めて可能

◎極限の考察：◎極限の考察[He,R1]=[He,R2]=0  R1とR2は運動の恒量
孤立極限：| R1R2|  ∞の場合、電子の跳び移りはない(H+H) or (H++H)融合極限：
融合極限 | R1R2|  0 の場合、He原子（1s場合
原 （ 2のシングレット）
シ グ）◎強結合極限は２サイト問題で取り扱える。
・強結合極限状態  電子の局在化
・強結合極限からのズレ ２サイト間の電子ホッピング(量子トンネル機構）

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）陽子間のクーロン反発が支配的：重水素同士なら、核融合反応に対応

漸近領域： | R1R
R2| > (a few aB) 、vanvan der Waals 引力
13

14

ハイトラー・ロンドン・杉浦（HLS)
ハイトラー・ロンドン・杉浦（
HLS)理論の吟味
理論の吟味

ハイトラー・ロンドン・杉浦理論◎ HLS理論は定量的に悪くない。

◎水素分子の形成：化学結合の典型例

 =aB-1と取ると、R=1.664aBでE(R)は最小：1.1165 hartree

H+H  H2：２つのサブシステム（水素原子）の凝集機構は何か？
| R1R2| ≈ aBで電子雲が重なるので、電子は２つの陽子の間を跳び移り始める。このときの状況をよく表す概念はどちらか？
１) H+Hに漸近するように２電子は相関を持って跳び移る？
２) He原子中のように、基本的には各電子が独立に跳び移る？

厳密数値解はR=1.40081aBで1.17444 hartreeHLでの凝集エネルギー：|E（R)-E(R=∞）|は運動エネル
ギ
ギーの減少によってもたらされている：
減少
もたらされ
る
<T> = 0.174 hartree; <V> = +0.058 hartree◎H i l L d 杉浦の変分理論（強電子相関変分関数）◎Heitler-London-杉浦の変分理論
１）の立場（H++Hは許されないと考える）

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田） 分子軌道理論よりもよい：R=1.60a
分子軌道理論よりもよい R 1 60 BでE(R)は最小：1.0974
でE(R)は最小 1 0974 hartreeh

R1=R/2, R2=R/2として◎HL理論はビリアル定理に反する！
ビリアル定理では、 <T> =  <V>/2
ビリアル定理では/ = |E（R)-E(R=∞）|>0| （ ) (）|
少なくとも、での変分を取る必要がある。

R=1.4064aBで1.139 hartreeになる。aなる .
平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）15

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）16化学結合の本質

水素分子における電子相関の強さ◎凝集エネルギーは軌道波動関数の収縮によるポテ◎凝集
ネルギ は軌道波動関数の収縮によるポテ
ンシャルエネルギーの利得による。
◎この収縮は電子のサイト間跳び移りによる運動 ネ◎この収縮は電子のサイト間跳び移りによる運動エネ
ルギー圧力の低下が駆動力になっている。
◎電子間の相関効果はこの凝集におけるドライビング
フォースではない。（H2+は１電子系だが、同じ凝集機構である ）機構である。）◎ 確率 p (p+q=1)
 HL試行関数：
 p=0.36 (p:q = 1:2)
 分子軌道試行関数：
 p=0.5
p=0 5 (p:q=1:1)
 量子モンテカルロ計算の結果：
 p=0.42 (p:q=3:4)

 参考：K. Ruedenberg, Rev. Mod. Phys. 34, 326 (1962).

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）◎ よりよい変分関数
A1=0.455, A2=0.137（A1:A2=3:1)

17

２サイト・ハバード模型

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）18

閉じこめ分子模型◎分子を体積V（たとえば、半径 a の球体）に閉じこめる。
こめる・ まず、Vの関数として基底状態エネルギーE0(V)を計算する。
・ p=  ∂Eo/∂Vから圧力pが決まるので、逆に解くと、
圧力pの関数としてE0((V)などの物理量が決まる。
圧力pの関数として)などの物理量が決まる。
 高圧物性が(近似的とはいえ）１分子系の計算で予言できる (分子場近似下のスピンの問題と予言できる。(分子場近似下のスピンの問題と類似している。）
cf W.
cf.
W Jaskólski,
Jaskólski Phys.Rep.
Phys Rep 271,
271 1 (1996);

先に説明した水素分子の化学結合機構を考慮したら、このモデルはどのように変更されるべきか？
平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）S. A. Cruz , J. Soullard, Chem. Phys. Lett. 391, 138 (2004).

19

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）20超高圧下の固体水素

超高圧下の固体水素◎水素固体中の水素原子はI族的か、VII族的か？

参考
閉じこめ分子模型での結果：長軸がa、短軸がbの楕円体への閉じこめを考えた場合

分子間距離と結合長の関係？

◎相図
Cui, Takada, Cui, Ma, & Zou, Phys. Rev. B 64, 024108 (2001).

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）21

室温核融合の可能性

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）22

断熱近似とその限界◎ 電子運動と原子核運動の分離◎ 陽子の波動関数が求められたので、２つの陽子が核融合する確率が得られる。

◎ ボルン・オッペンハイマーの断熱近似下の水素分子
1) 陽子運動の局在性
2) 陽子運動の分離
3) ２陽子系の相対運動◎ ４体クーロン系：para-H2からPs2まで
陽子の量子振動効果を考えると、化学結合の概念はどう変わるか？
凝集 ネ ギ凝集エネルギーは増えるか、減るか？
増 るか 減るか
結合長 どうなるか
結合長はどうなるか？
1) 拡散モンテカルロ法による厳密な結果
2)) 断熱近似下
断熱近似下の結果
結果
3) 陽子状態と結合様式の変化
4) 電子相関効果の変化◎ 断熱位相の問題（ヤーンテラー効果とベリー位相）
断熱位相の問題（ヤ ンテラ 効果とベリ 位相）
1) E ٔe 系

室温核融合のためには、大体10,000GPa (太陽の中心での圧力）が必要で、木星ではだめである!
平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）2) 円錐交差3) 動的ヤーンテラー効果
23

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）24断熱パラメータ

水素原子◎ (M+m) : ２体クーロン系
２体ク ロン系◎ 核子の局在性 厳密解析解: E0 = M/2(M+m) hartree 質量Mの核子を特徴づける長さのスケール： aN
 ボーア半径 aB との比較
バネ定数Kの調和型閉じ込めポテンシャルを仮定すると、

 E0AA: 断熱近似 (AA) 対 E0BO: BO 近似

ボルン・オッペンハイマー (BO) の断熱パラメータ  陽子では0.153◎ 電子運動と核子運動の分離: H
H=T
Tn+He
 BO の変分波動関数
 BO の断熱ポテンシャル
 断熱補正 断熱近似(AA)では変分原理（lower-bound property)を満たす
p p y)
 断熱近似(AA)では m/M < 0.1である限り、相対誤差は1%以下

 断熱ポテンシャル

 非断熱効果のエネルギーは

 核子の運動方程式

Enonadiabatic = E0-E0

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）

25

水素分子

AA

= - (m/M)2/2(1+m/M)

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）26

２陽子の相対運動◎ (M+M+mm):) ４体クーロン系
４体ク ロン系
 BO ポテンシャル:VBO(R) VBO(R)  2×(1/2)
2×( 1/2) = 1
1 hartree as R  ∞ 断熱補正: Vac(R) Vac(R)  2×(m/2M) = m/M hartree as R  ∞W. Kolos and J. Rychlewski,
JJ. Chem.
Ch
Phys.
Ph 98,
98 3960 (1993).
(1993)
平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）27

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）28水素分子からダイポシトロニウムへ

ボンド長の m/M 依存性◎ 質量比 m/M を０（断熱極限）から１ (Ps2)まで変える。
)まで変える 近似解：断熱近似
 厳密数値解: 拡散モンテカルロ法
拡散モンテカルロ法の原理◎ “ボンド長” はm/Mと共に増加する。
◎ 相対揺らぎの大きさがm/M が0.2あたりから定定性的に変わってくる。
◎ 化学結合の領域(m/M<<1) :断熱近似が正しい「電子糊」という描像
平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）29“陽子
陽子””の密度分布

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）30

非断熱相互分極束縛機構◎ 核子非局在領域（m/M ~1）：「非断熱相互分極機構」の描像“ウィグナー結晶化”のような“転移”がm/M が 0.2-0.3のところで起こっている。.

cf. M. Shimomoto & YT, J. Phys. Soc. Jpn. 78, 034706 (2009).

◎ m/Mが小さいと、陽子間の重心運動と相対運動の分離が意味
がある。
◎ m/M
/M が 0.3以上になると、陽子
0 3以上になると 陽子の運動に内部構造がなくなる。
電子陽子液滴状態(Electron-Proton Droplet
State)
cf. YT & T. Cui, J. Phys. Soc. Jpn. 72,
2671 (2003).

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）31

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）32m/M を変えたときの電子相関の変化

断熱近似の破れ◎ 断熱パラメータが十分に小さく
断熱パ
タが十分 小さくない場合◎ ある核子構造での電子状態に（擬）縮退がある場合

電子相関は m/M の増加と共に強まる！

ヤーンテラーの定理：
電子的に縮退のある非棒状分子（従って、通常、高い対称性のある構造）では、縮退を解いてより低いエネルギー状態を達成するために（原子核に強い力が働いて）分子は必ず歪む。

◎ 弱い束縛状態下では、電子の避けあい効果の強さ（相関度）という意味での電子相関は強まるが、電子相関エネルギーの絶対値は小さくなる。
◎ 通常いわれている強相関系では、相関度は相関エネルギーの大きさで評価される。従って、強い束縛ポテンシャル下での電子の避けあい効果を考える問題が強相関系の物理である。
平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）

立方 称
立方対称場中のｄ電子の問題
eg (d) 電子とt2g (d) 電子

cf. Jahn and Teller, Proc. Roy. Soc. A161, 220 (1937).
33

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）34

ベリー（Berry
ベリー（
Berry）位相
）位相

E e系
◎
◎ハミルトニアン
ト◎特異点の周りの“平行移動”
 波動関数の波動関数の一価性の問題
価性の問題◎円錐交差(conical intersection)◎分子問題の幾何学的位相
広い意味で、これは波動関数を決定する際の境界条件の問題に帰着される。
平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）35

平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）36動的ヤーンテラー効果

平成２２年度京都大学大学院理学研究科特別講義

第一原理からの量子物性---------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------

第１日目 「波動関数的アプローチ」
5月26日(水）

13:30-15:30 16:00-17:30

第２日目 「場の量子論的アプローチ」
場の量子論的アプロ チ」
5月27日(木）

10:30-12:00 13:30-15:30

第 日目 「密度汎関数論的アプローチ」
第３日目「密度汎関数論的アプ
チ
5月28日(金）( ）10:30-12:00 13:30-15:00---------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------

東京大学物性研究所

髙 康髙田康民
平成22年度京都大学大学院特別講義：１日目（髙田）37

巨視系理解への出発点

38

N=1, 2 から ∞ へ◎ Nが大体1000-10000ぐらいが境目◎ バンド描像と強相関電子描像

表面とバルクの比、原子核中の核子数の上限、タンパク質中のアミノ酸の数 etc
タンパク質中のアミノ酸の数、etc.

1) 断熱近似下の電子核子複合系
2) 価電子イオン複合系
3) VeiとVeeの競合◎ N = ∞の場合
 直接的に多体波動関数を探ることは出来ない（分かったところで、全ての情報を読み切れない。）
 場の量子論
場の量子論という道具で調べる。

◎ 電子ガス1) ハートリー・フォック近似
2) ウィグナー結晶状態
ウィグナ 結晶状態
3) 密度分布関数と運動量分布関数4) 動径分布関数
5) 交換効果と相関効果

 第２量子化：１体基底{ua(r)}を使った表現へのユニタリー変換と粒子数が一定の空間からの拡張（量子統計力学でいうグランドキャノニ
カルアンサンブル の移行） H  H-N
カルアンサンブルへの移行）:
H N
 グリーン関数法：波動関数に含まれる情報の中で適当に加工され情報（縮約され 情報） みを考、それを追う 場。
た情報（縮約された情報）のみを考えて、それを追う立場。
＋
 電子場の演算子：(r) ; {(r) ,  (r’) }=(r-r’)’ etc.
 ハイゼンベルグ表示： (r,t) =eiHt(r) e-iHt
 熱平均操作：<・・・> = e tr(e-H ・・・);  = -T ln[tr(e-H)]◎ 低密度電子ガスでは何が起こるか?
1) 強磁性状態やスピン/電荷密度波状態
強磁性状態や ピ 電荷密度波状態
2) ウィグナー結晶状態と対結晶状態
3) 超伝導状態
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）39

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）40

内核電子と価電子

固体中の価電子◎ 電子核子複合系:
電子核子複合系
 第一原理のハミルトニアン ( 全電子問題)◎ 断熱近似の採用（Tnを無視する。）◎ 単なる原子集団系と固体との違いは何か？
内核電子
価電子

原子集団
局在
局在

固体
局在
遍歴

エネルギースケール
Z2 Ry
Ry 以下

◎ Vei とVeeの競合の競合: Veeをいかに取り扱うべきか？

◎ 価電子イオン (＝核子＋内核電子) 複合系:

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）

繰り込み群的に考えて、どちらを先に取り込んでも同じ固定点に収束するか？
(1) Te+Vei から始めてVeeを取り込む “タイトバインディング描像”
 ブロッホ電子の多体問題(2) Te+Vee から始めてVeiを取り込む “ほぼ自由な電子描像”
ほぼ自由な電子描像
 （多体効果を取り込んだ電子である）準粒子のブラッグ反射41

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）

42

電子ガス系

平面波展開
◎ Nearly
Nearly--freefree-electronアプローチ 平面波基底◎クーロン斥力の効果を先に考えると、「電子ガス系」を取り扱うことになる。

クーロンポテンシャルの長距離性に伴う発散に注意する必要がある。

◎“相関度”は一番大きい場合の研究になる。
◎“相関度”は番大きい場合の研究になる
あるいは、Veeの本来の姿がそのまま現れている系の研究になる系の研究になる。
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）43

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）44フェルミ球ウィグナー結晶状態

 これはなぜ負か?
ぜ平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）45

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）46

粒子分布関数電子ガス系における状態の変化

フェルミ分布の統計性は重要でない!

◎ 電子液体状態
液体を調べるには、粒子密度の各種分布関数が鍵。
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）47

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）48

動径分布関数平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）フェルミホールとクーロンホール

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）4950

低密度電子ガス系での状態は何か??
低密度電子ガス系での状態は何か

相関エネルギー◎ 対結晶状態“強結合系でのクーロンホールの性格は弱結合系のそれとは全く違う”
Moulopoulos & Ashcroft, Phys. Rev. Lett. 69, 2555 (1992).

◎ 超伝導
YT, J. Phys. Soc. Jpn. 45, 786 (1978); Phys. Rev. B47, 5202 (1993)

最近の実験:
Ag5Pb2O6: Maeno et al., Phys. Rev. Lett. 96, 097008 (2006) Tc=52.4mK at rs=8.17
LixZrNCl: Taguchi et al., J. Phys. Soc. Jpn. 76, 023706 (2007) Tc=15K for rs>6.3

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）51

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）52グリーン関数法

素励起と準粒子◎ グリーン関数法の基礎◎ 基底状態は直接的に観測できない

1) スペクトル表示
2) 温度グリーン関数
温度グリ ン関数
3) 自由電子ガス系〇外部からの刺激に対する応答で検知できる 「応答関数」を計算できれば十分である。
「応答関数」を計算できれば十分である◎ 応答は基底状態だけでなく、励起状態の情報も含む◎ 有限サイ
有限サイト系
系

多体系の励起状態（少なくとも低励起状態）は基底状態という舞台上の殆ど独立した素励起の集まりという概念で捉えられると仮定する。
 素励起の種類、性質、それらの間の（弱い）相互作用、制御
素励起の種類 性質 それらの間の（弱い）相互作用 制御

1) １サイト系
2) ２サイト・ハバード模型◎ 無限系◎ 素励起・準粒子

1) 朝永ラッティンジャー流体: ジャロシンスキー・ラーキン理論(解析解）

固体中の電子は（真空中のそれと同じではないが、 ）１電子近似で少なくとも定性的にはよく理解されるので、よく似ているもの（裸の、電子でないという意味で、準粒子と呼ばれるもの）といえる。

E. Dzyaloshinskii & A. I. Larkin, Sov. Phys. –JETP 38, 202 (1974).

2) 電子ガス系： GW法（大規模数値解）YT PRL87,
YT,
PRL87 226402 (2001); YT & H.
H Yasuhara,
Yasuhara PRL89,
PRL89 216402 (2002)(2002).

◎角度分解光電子分光◎ ランダウのフェルミ流体理論

1) 光電子2) 準粒子の直接観測
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）

準粒子像はなぜ成り立 ？ いつ破れる？破れた先に何がある？
準粒子像はなぜ成り立つ？
い 破れる？破れた先に何がある？
53

遅延１電子グリーン関数の意味

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）54スペクトル表示◎ 遅延１電子グリーン関数

HN  H

 時刻t=0で位置r’にスピン’の裸の電子を入れたとき、任意の時刻t (>0)で任意の位置rにおいてスピンの裸のままの電子として観測される確率振幅は
 また、時刻t=0、位置rでスピンの電子を消し、時刻t 、位置r’でスピン’の電子を加える過程の確率振幅（時間的順序が逆のプロセス）は

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）55

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）56

温度グリーン関数

自由電子ガス系



平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）57

１サイト問題平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）58

１サイト系の固有状態◎陽子１個の系を考える：（１）スペクトル関数を直接求める方法（数値厳密対角化
数値厳密対角化） 電子が０個（H+）
エネルギーは
ネ ギ
0 電子が１個（H）
エネルギーはエネルギ
は 0.50 5 hartree 電子が２個（H）
ネルギ は 0.5278 hartree
エネルギーは0.5278◎この３つの状況を捉えたモデル ハミルトニアン◎この３つの状況を捉えたモデル・ハミルトニアン◎温度グリーン関数
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）59

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）60１サイト系の温度グリーン関数

１サイト系のスペクトル関数

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）61

電子消滅演算子の運動

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）62演算子からグリーン関数を直接求める方法（２）演算子の時間発展を直接求める方法（蛇行モンテカル
蛇行モンテカルロ法）
蛇行モンテカルロ法
法法）（注１） Reptile Monte Carlo: S. Balone & S. Moroni, PRL82, 4745 (1999).
（注２） 数学としては「微分幾何学」でやっていることは、ほぼ、同じ内容。
数学としては「微分幾何学」でや ていることは ほぼ 同じ内容
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）63

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）64対称的な状況

自己エネルギー（電子正孔対称系）

自己エネルギー
自己エネルギー：
自己の状況によって変化するポテンシャルエネルギ
自己の状況によって変化するポテンシャルエネルギー

たとえUが小さくても（ゼロでない限り）、厳密解とＨＦ解とでは定性的に全く違う状況を表している！
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）65

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）

平均場描像の破れ

66

注意

On-shell value: G()の極
極 +U/2=()の解解(平均場では解の数が１つしかない。）

１）モット転移の物理
モット転移の物理： 自己エネルギーのフェルミ準位でのクーロン斥力による発散（無限に大きな１体ポテンシャルが電子に働く状況）
が金属絶縁体転移の物理に結びつく。

２）状態の緩和効果
状態の緩和効果： それぞれのNにおける基底状態 の緩和を現象論的状態への緩和を現象論的に  +iで取り込む。

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）67

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）68量子干渉効果

系の性質を如何に探るか◎物理として 何を知りたいか？
◎物理として、何を知りたいか？
波動関数を全て知っていることが目的ではない。
何が重要な知識かを認識すること。
そのために何を確かめる（観測する）かを考えること。
◎ 電子の物質中での振る舞い
１電子グリーン関数を調べるとよい。
その振る舞いは自己エネルギー（有効１体ポテンシャル
エネルギー）の全容解明と同じ。（基本的に、平均場近似
を越えて 厳密な情報を全て含む。）
を越えて、厳密な情報を全て含む。）◎ 複数電子の関与した現象は１電子グリーン関数だけでは分からない
分からない。
電荷密度やスピン密度、超伝導のクーパー対の様子などを知りたければ、それぞれの物理量を表す演算子のグリーン関数を調べればよい。

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）69

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）70

２サイト・ハバード模型の極２サイト・ハバード模型◎ ２サイト・ハバード模型
サイト バ ド模型
（注： H2+, H2, H2-で考えても適当なパラメータは得られない。）

Uが大きくなると、結合軌道と反結合軌道の上下関係が逆転する！
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）71

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）72２サイト・ハバード模型のスペクトル関数

２サイト・ハバード模型の自己エネルギー

準粒子像は弱結合領域(U<<t)で成り
立 が、強結合立つが、強結合領域(U>>t)では成り立たない。

１サイト・ハバード模型の自己エネルギー

２サイト系では、新しいエネルギースケール t が入っていて、サイト平均した自己 ネ ギ を正当化しサイト平均した自己エネルギーを正当化している。
る
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）73

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）74

朝永ラッティンジャー模型

２サイト・ポーラロン系◎ ミルト アン H=H0+Hint◎ハミルトニアン：◎ホ◎ホルスタイン模型
タイ 模型
T. Holstein: Ann. Phys.(NY) 8 (1959) 325, 343.

 正負のブランチ◎ヤーンテラー模型
Y T: Phys. Rev. B61 (2000) 8631.

密度演算子と電子流演算子

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）75

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）

76

交換関係

連続の式

 通常の交換関係◎ 電子数の局所保存則  連続の式

:電子数（N)に対応する速度◎ この１次元系に特徴的な交換関係◎ この１次元系のみで成り立つもう一つの“連続の式”∵:電子流（J)に対応する速度

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）77

１電子グリーン関数

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）78

ダイソン方程式◎ 運動方程式の方法
 T 積を使った定義式◎ ３点バーテックス関数  相互作用定数の繰り込み T 積を使った定義式

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）79

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）80ワード恒等式

プロパー３点バーテックス関数~◎ プロパー、インプロパー、既約電子間有効相互作用プ
プ
I という概念の導入

この’微分を取るを◎ 連続の式の直接の結果  Ward Identity

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）81

密度応答関数間の関係式とワード恒等式

82

分極関数



∵



分極関数の厳密解

３点バーテックス関数の汎関数形が正確に分かった!!
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）83

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）84誘電関数と密度応答関数

１電子グリーン関数を決定する方程式群
自己無撞着方程式群

W：電子間有効相互作用◎ 密度応答関数の厳密解

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）85

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）86

１電子グリーン関数（g１電子グリーン関数（
g2=0=0の場合）の場合）

電子間有効相互作用

解くべき積分方程式 (ダイソン方程式＋バーテックス関数の汎関数形)

 ブランチの電子に働く電子間有効相互作用
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）87

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）88１電子グリーン関数（gg2=g4の場合）
１電子グリーン関数（

運動量分布関数

： 臨界指数 n(k) にはフェルミ準位
で跳びがない。
朝永ラッテンジャー流体の顕著な特徴の一つ
低励起状態はフェルミオン的な準粒子によるものではない。
 ボゾン型の励起（フェルミオンの集団励起）に変わっている。
ボゾン型の励起（フ ルミオンの集団励起）に変わ ている
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）89

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）

90

GW法

３次元電子ガス系

Y T
Y.
Takada：PRL87,
k d PRL87 226402 (2001)

ヘディン理論 ３点バーテックス関数に対する近似汎関数形の提案

cf. L. Hedin: Phys. Rev. 139, A796 (1965)

３次元系の場合、[H,]はjjに還元できるが、[H,j]は[ ,j]に還元できないので、
朝永ラッティンジャー模型のようにうまく解けない。

 自己エネルギーを決定する自己無撞
着ループ を決める
を決めるベーテ・テ
サルペータ方程式を解く必要がある。
平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）91

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）92電子ガス系でのスペクトル関数
自己 ネ ギ
自己エネルギー

スペクトル関数の詳細と運動量分布関数

電子のエスケープ長プ・準粒子の寿命
準粒子の寿命の非単調な振る舞い
プラズモンのランダウダンピング
プ ズ
ダ ダ
グ
過程の許容と関連
・プラズモンサテライト
プラズモンサテライト
プラズマロン
プラズマロン

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）93

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）94

準粒子分散関係とARPES
準粒子分散関係と
ARPESとの比較との比較

角度分解光電子分光◎ 角度分解型光電子分光
Angle Resolved PhotoEmission Spectroscopy（ARPES
ARPES）
 真空紫外光（2040eV）に
真空紫外光（20 40 V）により叩き出された光電子のエネルギーとその方向
依存性の観測 準粒子の直接観測
この解析の過程で、終状態終状態
を１電子系（自己エネルギーがゼロ）の状態と仮定する。
がゼロ）の状態
これは怪しい！
cf H.
cf.
H Yasuhara,
Yasuhara S.
S Yoshinaga,
Yoshinaga& M. Higuchi, PRL83, 3250 (1999);
Y. Takada, PRL87, 226402 (2001).

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）

準粒子の自己エネルギーはp<1 5pFではほぼはp<1.5pではほぼ一定定でLDAがうまくいく理由の１つになっている
95

NaのARPESによる準粒子
分散関係との比較

平成22年度京都大学大学院特別講義：２日目（髙田）96平成２２年度京都大学大学院理学研究科特別講義

第一原理からの現実物質の第一原理からの現実物質の理解理解

第一原理からの量子物性◎ 密度汎関数理論
密度汎関数理論：波動関数的世界観から密度的世界観へ：波動関数的世界観から密度的世界観へ◎ホ
ホーエンバーグ・コーンの定理
エンバ グ コ ンの定理---------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------

1) 密度汎関数化とｖ表示問題
2) 密度変分原理
度変3) 制限つきの探索とN表示問題

第１日目 「波動関数的アプローチ」
5月26日(水）

13:30-15:30 16:00-17:30◎ コーン・シャム法

第２日目 「場の量子論的アプローチ」
場の量子論的アプロ チ」
5月27日(木）1) 相互作用のない参照系
2) 交換相関エネルギー Exc[n(r)]3) ＫＳ軌道の意味

10:30-12:00 13:30-15:30

第 日目 「密度汎関数論的アプローチ」
第３日目「密度汎関数論的アプ
チ
5月28日(金）( ）◎ 局所密度近似とその周辺

10:30-12:00 13:30-15:00

1) LDAとLSDA、GGA
LDAとLSDA GGA
2) ハーフメタル
3)) 超伝導
超伝導理論
論---------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------

東京大学物性研究所

髙 康髙田康民
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）97

物性理論と物性実験の関わり方

98

電子の実態を捉える根本哲学
歴史的変遷◎ 第一原理派

粒子的世界観質点

He=Te+Vei+Vee

波動的世界観波動◎ モデル派

密度的世 観  場の量子論：場的世界観
密度的世界観場 量 論 場的世 観
密度雲

密度汎関数理論（DFT）

密度汎関数理論で、これら２つを統合できる！
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）99

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）100厳密理論構成の流れ波動関数による量子力学の定式化
基本のハミルトニアン

 on [0,1]◎ホーエンバーグ・コーンの定理
密度汎関数化
n(r)  Vei(r)  Hn=Enn  <A>=A[n(r)]あらゆる物理量の期待値は電子密度n(r)の汎関数である
あらゆる物理量の期待値は電子密度n(r)の汎関数である。

密度変分原理

Schrödinger-Ritzの変分原理

波動関数ではなく 電子密度n(r)に関する変分原理の構成波動関数ではなく、電子密度n(r)に関する変分原理の構成◎コーン・シャム法

交換相関エネルギー汎関数E
交換相関エネルギ
汎関数Exc[n(r)]平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）101

密度汎関数化写像：
ｖ表示可能性102

密度変分原理の逆写像が定義できるの逆写像が定義できる。
ホーエンバーグ・コーンの変分原理：
その命題

仮定：任意の電子密度n(r)に対して、それを基底状態の電子密度とするようなVei(r)は常に(r)は常に一つは存在する
つは存在する。

密度汎関数化の命題
１意性の証明証明

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）103

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）104普遍汎関数

制限付きの探索ｖ表示可能性の証明はできない別の証明が必要：Ｌｅｖｙの制限付き探索法
表示可能性の証明はできない別の証明が必要：Ｌｅ の制限付き探索法

定義

Ｎ表示可能性 Vei(r): 物質と１対１に対応して、物質の多様性の源泉
F[n(r)]: 電子系の性質だけで決まる普遍的なもの

任意の電子密度n(r)に対して、
でそのn(r)を再現するようなＮ電子系の波動関数|が少なくとも一つは存在する。

制限付き探索による密度変分原理の定式化

ルジャンドル変換

密度汎関数化とは、独立変数をV
密度汎関数化とは、独立変数をVei(r)からからnn(r)へ変換したもの

特に、1は系の化学ポテンシャル

Ｎ表示可能性の証明 Harrimanの構成法
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）105

基底波動関数の断熱接続

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）106

不均一系の断熱接続
不均 密度の電子ガス系
不均一密度の電子ガス系

均一密度の電子ガス

断熱接続で相互作用を導入する際に、密度n(r)を不変にして定義する。

Ts[n(r)]:[ (r)]: ＤＦＴでの一つの重要な概念：相互作用
ＤＦＴでの つの重要な概念：相互作用のない系での運動エネルギー汎関数

動径分布関数E0(1)=N(KE+ex+c)=N(KE+xc), xc(n):交換相関エネルギー
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）107

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）108交換相関密度汎関数

普遍汎関数の断熱接続◎断熱接続のまとめ：普遍汎関数F[n(r)]の選び方◎ Exc[n(r)]:交換相関エネルギー汎関数の定義

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）109

コーン・シャム法

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）110

相互作用のない参照系

密度変分原理から

コーン・シャム方程式

コーン・シャム・ポテンシャル

i: ＫＳ軌道エネルギー ；は化学ポテンシャル。他は直接的な物理的意味はない
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）111

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）112局所密度近似（ＬＤＡ）
局所密度
近似（ＬＤＡ）

スピン密度汎関数法◎ 秩序状態は普通のコ秩序状態は普通のコーン・シャム法では研究できないン シャム法では研究できない。
 なぜなら、相互作用の無い系と断熱接続が出来ない。

局所密度近似（ＬＤＡ）
Exc[n(r)]の定義で、 n(r) n(r’)g(r,r’:;[n(r)])を局所的に密度n(r)の均一系と仮定して、その均一密度電子ガスのn(r) n(r) g(r-r’:;n(r))に置き換える。

◎ 秩序パラメータが出るような（仮想的でも、実在でもよい）外場の下での断熱接続を考える。
（例）磁気秩序のある系を取り扱う： スピン密度汎関数法（SDFT)

ＬＤＡ（ＬＳＤ）の精度と傾向
電子間交換相関効果を「局所場補正の長波長近似」の範囲で正確に取り込んでいる。
・交換エネルギー：
5%の誤差で小さい
・相関エネルギー： 100%の誤差で大きすぎる・エネルギー障壁： 100%の誤差で低すぎる
・エネルギーギャップ： 50%の誤差で小さすぎる

・結合長： 1%の誤差で短すぎる
・構造： 最密充填構造を好む
基本的に誤差のスケールは1eV
基本的に誤差のスケ
ルは1 V(chemical accuracyは0.05eV)

ＬＤＡの問題点
本来、ＤＦＴはExc[n(r)]が正しければ、いかなる系にも適用可能
強相関効果：強い中心場中の交換相関効果  g(r,r’:;[n(r)])において、r-r’依存性だけでなく イオンの位置（n(r)がカスプを持つ位置）R依存性も重要な系である
性だけでなく、イオンの位置（n(r)がカスプを持つ位置）R依存性も重要な系である。
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）113

ＬＳＤ，ＧＧＡ

114

ポテンシャルの一意性問題とハーフメタル
ハーフメタルハ
フメタル
L21ホイスラー合金：Co2MnAl等◎ スピン密度汎関数法で１軸磁化の場合、n
ピ 密度
数
軸磁
合 ↑(r)とn↓(r)で指定できる。
指定 き
その上で局所密度近似をする

局所スピン密度（ＬＳＤ）近似

Exc[n↑(r), n↓(r)] =平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）cf. Lecture Note in Phys. 676,
Springer, 2005.

n(r) exc[n↑(r), n↓(r)]◎ n↑(r)とn↓(r)の密度勾配も考えに入れたexcの汎関数形を考える


一般化された勾配近似（ＧＧＡ）

ＰＢＥ：Perdew-Burke-Ernzerhof, PRL77, 3865 (1996); PRL78, 1396(E) (1997).

交換効果：密度の非一様性（密度勾配）を増大させる。
相関効果：密度の非一様性（密度勾配）を減少させる
相関効果：密度の非様性（密度勾配）を減少させる。
{n(r)}を根本変数としたSDFTでは、ポテンシャル{Vei(r),Bz(r)}は一意的には決まらない。
 基底状態の波動関数は“堅い”
基底状態 波動関数は“堅 ”
 Exc[n(r)]の汎関数微分がよく定義されない。
半導体や絶縁体のエネルギーギャップの計算が問題になる。
ネルギ ギャッ の計算が問題になる。
 半導体や絶縁体の◎ ＬＤＡ関連の計算パッケージ：
 Wien2k：http://www.wien2k.atp Abinit：http://www.abinit.org
 VASP：http://cms.mpi.univie.ac.at/vasp/
 PHASE：http://phase.hpcc.jp
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）cf. Perdew and Levy, PRL51, 1884 (1983); Sham and Schlüter, PRL51, 1888 (1983).
115

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）116多電子系の動的応答

超伝導密度汎関数理論◎ Oliveira-Gross-Kohn: Phys Rev. Lett. 60, 2430 (1988)◎ゆらぎと密度応答

 n(r)と(r)の汎関数として理論を組み立てる。
 (r)に共役な（仮想的）クーパー対ポテンシャルD(r)を考える。
ポ1) 久保公式
2) 誘電関数と分極関数
3) 自由電子系の分極関数とＲＰＡ◎交換相関効果と局所場補正
1) 圧縮率2) スピン帯磁率3) 電荷ゆらぎによるバーテックス補正
4) スピンゆらぎによるバーテックス補正
スピンゆらぎによるバ テックス補正5) ランダウパラメータとの関連
6) ＬＤＡの物理的意味の物理的意味◎時間依存密度汎関数理論（TDDFT）◎まとめと将来の方向性

 MgB2への応用：A. Floris et al., Phys. Rev. Lett. 94. 037004 (2005).
 高圧下単純金属：G. Profeta et al., Phys.
y Rev. Lett. 96. 047003 ((2006).
)

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）117

線形応答理論

線形応答
熱平衡状態：
密度行列
密度行列：

118

H  Z = Tr eH = eH)e = e (H) 線形応答なので、各状態の重ね合わせで考える

外場をかけて（H  H+H’(t)）熱平衡状態から強制的にずらせた時の系の振る舞いを、摂動項H’(t)が小さいとして その効果の１次の範囲で調べる（線形応答
として、その効果の１次の範囲で調べる（線形応答
線形応答）
線形応答）。
この際、熱平衡からのズレは小さく、すぐに元に戻ると
仮定する。
仮定する



 逆に言えば、系の安定性のチェックになる。あるい
逆に言えば 系の安定性のチェックになる あるいは、２次相転移の可能性を調べるツールになる。
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）119

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）

120

久保公式

温度応答関数(R)

外場の効果でズレた平均値 B は熱平衡状態における(R)
熱ゆらぎの大きさを表す量である BA で与えられる。
熱ゆらぎの大きさを表す量であるQで与えられる平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）

121

誘電応答

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）122

誘電関数と分極関数

ext に対する応答関数が Q、 に対する応答関数が 
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）123

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）124リンドハルト((Lindhard)
リンドハルトLindhard)関数

自由電子ガスの密度応答関数

 極限

q極限

(注） RPA: Random Phase Approximation、乱雑位相近似
qは第一量子化ではj exp(iq・rj)の形であるが、いくつかの密度演算子の積の熱平均を取るときに、違うqを位相因子として持つ部分は位相が乱雑であるためにキャンセルアウトするとして無視する近似。
す
視す。

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）125

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）

126

圧縮率

フェルミ流体の特徴的性質

F=t f0(N/t)=N0(rs)(0)qの表式で分母がゼロになるところ
は、系の個別励起領域を与える。
は系の個別励起領域を与える。
一方、qになるところは、系の集団励起（プラズモン）を与える。

一般的に般的に、分極関数
分極関数((R))qの性質は、
q の性質は
(R)

極限
（１）
では、  q n q2t m 2: ｆｆ-総和則
総和則
(R)
2
q極限
（２）
では、  q n t
: 圧縮率総和則を満たすので、フェルミ圧力による圧縮率（注）非圧縮液体： の微小変化でn は不変 その密度は、その近傍の密度と比べて相対的に安定である。
（ ラフリン状態）（exラフリン状態）

q    は(R)q
の真性特異点

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）127

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）128圧縮率とスピン帯磁率の統一的な見方

スピン帯磁率

変数変換
変数変換：n
 rs
 n↑n↓

・ハートレー・フォック近似（交換効果のみを考慮）F F – rs
・相関効果：をより増大させ、を減少させる。
を減少させる

ＤＦＴの考え方では、電子ガスの中にあらゆる相転移の要素は含まれていて、その要素の顕在化のために外部一体ポテンシャルがある。

（注）

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）129

RPAにおける誘電応答
RPAにおける誘電応答

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）130

RPAを越える：局所場補正
RPAを越える：局所場補正◎「局所場補正 という概念◎「局所場補正」という概念◎マクロに平均された電場がそのまま電子に働く近似

・ マクロな電場（ＲＰＡの有効電場）と電子に実際に働く有効電場とは違う。
・ その有効電場をマクロな電場からの補正という考え方で捉える
Vfield = eVeff = eeff

Vel-el
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）131

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）132密度ゆらぎの局所場補正

密度ゆらぎの有効場

電子１個あたりの交換エネルギー

分極関数：
分極関数
 (q,) = (0)(q,)/[1G+(q)Q0(q,)]

電荷ゆらぎのバーテックス補正：

交換部分の局所場補正：Gx(q)(q,) = [1G+(q)Q0(q,)]-1
相関部分の局所場補正：Gc(q)GxやGcの具体的な形は別の適当な理論から決めるが、ここでは、鍵になる物理量として導入し、それを使って理論を展開する。
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）

圧縮率総和則：limq0 (q,0) = n2t を満たすようにバーテックス補正を入れる（あるいは、そのようにG補あ+(q)を決める）。
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）133

スピン応答関数134

スピンゆらぎの局所場補正

z軸方向の外部振動磁場

誘起磁化

G-(q) = Gx(q)  Gc(q)スピン応答関数注意

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）135

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）136局所場補正とランダウパラメータの関連

交換効果と相関効果の物理的役割◎ランダウのフェルミ流体理論
相互作用のある系の低励起状態は相互作用のない系のそれと１対１に対応する。

 準粒子を規定するものとして、有効質量m*と相互作用パラメータ、
F0, F1, ・・・、Z・・・ Z0, Z1,・・・などを現象論的に決める。
・・・などを現象論的に決める

F m*mF  limqq0[GxqGcqF m*mZ  limq0[GxqGcqm*m F
F
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）137

電子ガス中の１不純物問題

 電子比熱係数
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）138

１原子挿入電子ガス系のＬＤＡによる解ＬＤＡの交換相関エネルギー汎関数：
交換相
ギ
数



ＬＤＡは長波長領域 (q  0) の静的な遮蔽を局所場補正の概念で正確に取り込んだ近似である。
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）139

平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）140

TDDFTLDAの精度
LDAの精度
分極関数は正確なものとの違いは有意であるが、との違いは有意であるが誘起電子密度は有意な
差はなし。
差はなし

ホーエンバーグ・コーン・シャムの密度汎関数理論は
バ グ
密論
基底状態のもの。その理論の構成には、シュレディン
ガ リッツの変分原理が理論展開の根幹を支えた。
ガー・リッツの変分原理が理論展開の根幹を支えた。
励起状態では、それに対応するものがないが、次のような作用汎関数の停留条件を理論の根幹にした。

フリーデル振動

ホーエンバーグ・コーンルンゲ・グロス: PRL52, 997(1984)

時間依存コーン・シャム方程式応答関数
時間依存コーン・シャム方程式
時間依存
ン シャ 方程式 応答関数
平成22年度京都大学大学院特別講義：３日目（髙田）

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当面の目標

ＤＦＴを介した第一原理計算：普遍汎関数の詳細な研究

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