Hartree-Fock-Methode

Unter Hartree-Fock-Rechnung (nach Douglas Rayner Hartree und Wladimir Alexandrowitsch Fock) versteht man eine Methode der Quantenmechanik, in der Probleme mit mehreren gleichartigen Teilchen behandelt werden. Sie kommt zum Beispiel in der Atomphysik und Theoretischen Chemie (Systeme von Elektronen) oder Kernphysik (Systeme von Protonen und Neutronen) zur Anwendung.

Sie ermöglicht es, Orbitalenergien und Wellenfunktionen von quantenmechanischen Vielteilchensystemen näherungsweise zu berechnen und ist eine so genannte Ab-initio-Methode, d.h. sie kommt ohne empirische Parameter aus und benötigt nur Naturkonstanten.

Die Hartree-Fock-Methode ist die Basis der Molekülorbitaltheorie.

Funktionsweise

Sie kann sowohl bei Vielteilchensystemen von Fermionen (wie Elektronen, Protonen, Neutronen) als auch bei Bosonen angewandt werden – bei Fermionen ist sie ein antisymmetrisches Produkt der Einteilchenwellenfunktionen (Slater-Determinante), bei Bosonen ein symmetrisches (Hartree-) Produkt. Im Folgenden wird der zum Beispiel für die Chemie wichtige Fall von Elektronen behandelt.

Bei der Aufstellung der Hartree-Fock-Gleichung wird die Wellenfunktion bei Elektronen näherungsweise als antisymmetrisiertes Produkt (Slater-Determinante) von Einelektronen-Wellenfunktionen (den Orbitalen, genauer gesagt den Spinorbitalen) angesetzt und darauf das Rayleigh-Ritz-Prinzip angewendet. Dieses besagt, dass die Energie, die mit einer beliebigen Wellenfunktion eines Systems als Erwartungswert über den Hamiltonoperator dieses Systems berechnet werden kann, immer über der Grundzustandsenergie dieses Systems liegt. Folglich werden die Orbitale so variiert, dass die Energie minimal wird. Es ist aber zu beachten, dass mit der Verringerung der berechneten Energie nicht notwendigerweise auch eine entsprechende qualitative Verbesserung der Wellenfunktion verbunden ist. Bei manchen (open-shell) Molekülen wird statt einer einzigen Slater-Determinante eine Linearkombination mehrerer Slater-Determinanten angesetzt, deren Koeffizienten aber durch die (Spin-)Symmetrie des Systems festgelegt sind.

Hartree-Fock-Gleichung

Die Hartree-Fock-Gleichung ist ein Eigenwertproblem mit einem nichtlokalen Integrodifferentialoperator. Sie lautet

$ {\hat {F}}|\phi _{m}\rangle =\varepsilon _{m}|\phi _{m}\rangle \,\! $

mit dem Fockoperator $ {\hat {F}} $

$ {\hat {F}}={\hat {h}}+\sum \limits _{\gamma }^{N}\left\langle \phi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\phi _{\gamma }\right\rangle -\left|\phi _{\gamma }\right\rangle \left\langle \phi _{\gamma }\right|{\hat {w}} $

$ {\text{mit: }}{\hat {h}}=-{\frac {\Delta (\mathbf {r} )}{2}}-\sum \limits _{k}^{N_{k}}{\frac {Z_{k}}{\left|{\mathbf {r} -\mathbf {R_{k}} }\right|}}\qquad {\text{ und }}\qquad {\hat {w}}={\frac {1}{\left|{\mathbf {r_{1}} -\mathbf {r_{2}} }\right|}} $

wobei $ {\hat {h}} $ der Einteilchenanteil des Hamiltonoperators ist und $ {\hat {w}} $ der Anteil der Zweiteilchenwechselwirkung, wie oben erwähnt für den Spezialfall der Molekülphysik von Elektronen mit Coulombwechselwirkung untereinander.

Die Summe $ \gamma $ erfolgt hierbei über die besetzten elektronischen Zustände, also die mit den N niedrigsten Eigenwerten, wobei N die Zahl der Elektronen angibt. Die Summe $ k $ erfolgt über die Kerne.

Matrixdarstellung

Üblicherweise geht man nun in die Matrixdarstellung der Gleichung über, indem man $ |\phi _{m}\rangle $ in der Basis $ |\varphi _{i}\rangle $ darstellt, sodass $ |\phi _{m}\rangle =\sum \limits _{i}^{n}c_{im}|\varphi _{i}\rangle $. Diese Basis ist typischerweise nicht orthogonal.

$ \sum \limits _{i}{\hat {F}}c_{im}|\varphi _{i}\rangle =\varepsilon _{m}\sum \limits _{i}c_{im}|\varphi _{i}\rangle $

Nach Multiplikation mit $ \langle \varphi _{j}| $ ergibt sich das verallgemeinerte Eigenwertproblem

$ \sum \limits _{i}\langle \varphi _{j}|{\hat {F}}|\varphi _{i}\rangle c_{im}=\varepsilon _{m}\sum \limits _{i}\langle \varphi _{j}|\varphi _{i}\rangle c_{im} $

$ F\mathbf {c} _{m}=\varepsilon _{m}S\mathbf {c} _{m}\,\! $

mit der Fockmatrix $ F_{ji}=\langle \varphi _{j}|{\hat {F}}|\varphi _{i}\rangle $, der Überlappmatrix $ S_{ji}=\langle \varphi _{j}|\varphi _{i}\rangle $ und den Koeffizientenvektoren $ \mathbf {c} _{m} $. Dieses kann mit Hilfe z. B. von Löwdins Symmetrischer Orthogonalisierung ein ein einfaches Eigenwertproblem umgewandelt werden. Diese Gleichung ist auch als Roothaan-Hall-Gleichung bekannt. Als Lösung erhält man n Eigenwerte und Eigenvektoren, wovon man die N niedrigsten Eigenwerte und zugehörigen Eigenvektoren als besetzte Zustände ansieht. Als Basisfunktionen kommen in vielen Fällen Linearkombinationen von Gaussian Type Orbitals (GTO) oder Slater Type Orbitals (STO) zum Einsatz. Für Berechnungen an einzelnen Atomen und 2-atomigen oder linearen Molekülen können die Hartree-Fock-Gleichungen auch auf einem Gitter gelöst werden.

Spin

Um die Hartree-Fock-Gleichung zu lösen muss von den oben verwendeten Spinorbitalen $ \left|\phi _{m}\right\rangle $ noch die Spinwellenfunktion $ \left|\chi _{m}\right\rangle $ abgespalten werden, sodass $ \left|\phi _{m}\right\rangle =\left|\psi _{m}\right\rangle \left|\chi _{m}\right\rangle $ mit der reinen Ortswellenfunktion $ \left|\psi _{m}\right\rangle $ gilt.

Geschlossene-Schalen-Hartree-Fock (RHF)

Bei dem Geschlossene-Schalen-Hartree-Fock Ansatz (engl. Restricted Hartree Fock) werden alle Spins als gepaart angenommen, was natürlich nur bei einer geraden Anzahl von Elektronen möglich ist. Der Grundzustand wird somit als Spin-Singulett angenommen. Für die Wellenfunktionen folgt somit

$ \left|\phi _{1}\right\rangle =\left|\psi _{1}\right\rangle \left|\alpha \right\rangle ,\;\left|\phi _{2}\right\rangle =\left|\psi _{1}\right\rangle \left|\beta \right\rangle ,\;\left|\phi _{3}\right\rangle =\left|\psi _{2}\right\rangle \left|\alpha \right\rangle ,\dots ,\left|\phi _{N}\right\rangle =\left|\psi _{N/2}\right\rangle \left|\beta \right\rangle . $

$ {\text{mit }}{\hat {s}}_{z}\left|\alpha \right\rangle ={\frac {1}{2}}\left|\alpha \right\rangle {\text{ und }}{\hat {s}}_{z}\left|\beta \right\rangle =-{\frac {1}{2}}\left|\beta \right\rangle $

Setzt man dies in die Hartree-Fock-Gleichung ein folgt

$ {\hat {F}}_{\text{RHF}}\left|\psi _{m}\right\rangle ={\hat {h}}\left|\psi _{m}\right\rangle +\sum \limits _{\gamma }^{N/2}2\left\langle \psi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\psi _{\gamma }\right\rangle \left|\psi _{m}\right\rangle -\left\langle \psi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\psi _{m}\right\rangle \left|\psi _{\gamma }\right\rangle =\varepsilon _{m}\left|\psi _{m}\right\rangle . $

Die Coulombwechselwirkung tritt somit zwischen allen Elektronen auf, die Austauschwechselwirkung hingegen nur zwischen Elektronen mit gleichem Spin. Wegen der Symmetrie zwischen Spin up und down ist die HF-Glg. für beide Spinkonfigurationen gleich, sodass weiterhin nur eine Eigenwertgleichung gelöst werden muss, wobei nun allerdings nur noch die niedrigsten $ N/2 $ Eigenwerte und Eigenvektoren verwendet werden müssen.

Offene-Schalen-Hartree-Fock (UHF)

Bei dem Offene-Schalen-Hartree-Fock Ansatz (engl Unrestricted Hartree Fock) wird im Vergleich zum Geschlossene Schalen Ansatz (RHF) die Forderung fallengelassen, dass gleich viele Elektronen im Zustand $ \left|\alpha \right\rangle $, wie im Zustand $ \left|\beta \right\rangle $ sein müssen. Die Spinorbitale werden demnach angesetzt als

$ \left|\phi _{1}\right\rangle =\left|\psi _{1}^{\alpha }\right\rangle \left|\alpha \right\rangle ,\;\left|\phi _{2}\right\rangle =\left|\psi _{2}^{\alpha }\right\rangle \left|\alpha \right\rangle ,\dots ,\left|\phi _{N_{\alpha }}\right\rangle =\left|\psi _{N_{\alpha }}^{\alpha }\right\rangle \left|\alpha \right\rangle ,\;\left|\phi _{N_{\alpha }+1}\right\rangle =\left|\psi _{1}^{\beta }\right\rangle \left|\beta \right\rangle ,\dots ,\left|\phi _{N}\right\rangle =\left|\psi _{N_{\beta }}^{\beta }\right\rangle \left|\beta \right\rangle . $

Nach Einsetzen in die ursprüngliche Hartree-Fock-Gleichung ergeben sich zwei verschiedene Gleichungen für $ \left|\alpha \right\rangle $ und $ \left|\beta \right\rangle $.

$ {\hat {F}}_{\text{UHF}}^{\alpha }\left|\psi _{m}^{\alpha }\right\rangle ={\hat {h}}\left|\psi _{m}^{\alpha }\right\rangle +\sum \limits _{\gamma }^{N_{\alpha }}\left\langle \psi _{\gamma }^{\alpha }\right|{\hat {w}}\left|\psi _{\gamma }^{\alpha }\right\rangle \left|\psi _{m}^{\alpha }\right\rangle -\left\langle \psi _{\gamma }^{\alpha }\right|{\hat {w}}\left|\psi _{m}^{\alpha }\right\rangle \left|\psi _{\gamma }^{\alpha }\right\rangle +\sum \limits _{\gamma }^{N_{\beta }}\left\langle \psi _{\gamma }^{\beta }\right|{\hat {w}}\left|\psi _{\gamma }^{\beta }\right\rangle \left|\psi _{m}^{\alpha }\right\rangle =\varepsilon _{m}\left|\psi _{m}^{\alpha }\right\rangle . $

Die Gleichung für $ \left|\beta \right\rangle $ folgt einfach aus der Ersetzung $ \alpha \rightarrow \beta $ und $ \beta \rightarrow \alpha $. Hierbei sieht man wieder, dass Elektronen mit gleichem Spin Coulomb-und Austauschwechselwirkung besitzen, Elektronen mit unterschiedlichem Spin wechselwirken hingegen nur über den Coulombterm. Da die Austauschwechselwirkung die Gesamtenergie stets verringert kann somit, im Rahmen von Hartree-Fock, die zweite Hundsche Regel erklärt werden. Diese besagt, dass bei sonstiger Entartung oder Quasientartung die Spins zweier Elektronen möglichst parallel ausgerichtet sind.

Herleitung für Fermionen

Zur Herleitung der Hartree-Fock Gleichungen geht man zunächst von der stationären Schrödingergleichung aus. Hier wird der Spezialfall eines Hamiltonoperators mit Coulombwechselwirkung in der Born-Oppenheimer-Näherung betrachtet, wie er zum Beispiel für Elektronen in der Molekülphysik auftritt. Das heißt

$ {\hat {H}}=\sum \limits _{i}^{N}\underbrace {\left(-{\frac {\Delta (\mathbf {r} _{i})}{2}}-\sum \limits _{k}^{N_{k}}{\frac {Z_{k}}{\left|{\mathbf {r_{i}} -\mathbf {R_{k}} }\right|}}\right)} _{{\hat {h}}_{i}}+{\frac {1}{2}}\sum \limits _{i}^{N}\sum \limits _{j\neq i}^{N}\underbrace {\frac {1}{\left|{\mathbf {r_{i}} -\mathbf {r_{j}} }\right|}} _{{\hat {w}}_{ij}} $

$ \mathbf {r} $ bezeichnet hierbei die elektronischen Koordinaten, N die Anzahl der Elektronen, $ Z_{k} $ und $ \mathbf {R} _{k} $ die Ladung und festen Koordinaten der Kerne. $ {\hat {h}}_{i} $ ist nun ein Einteilchenoperator und besteht aus der kinetischen Energie und der Wechselwirkung mit allen Kernen des i-ten Elektrons. $ {\hat {w}}_{ij} $ ist hingegen ein Zweiteilchenoperator und stellt die Coulombwechselwirkung des i-ten mit dem j-ten Elektron dar. Die stationäre SGL. lautet nun

$ {\hat {H}}\left|\Psi \right\rangle =E\left|\Psi \right\rangle $

Als Näherung für Hartree-Fock schreibt man nun $ \left|\Psi \right\rangle $ als Slater-Determinante von Einteilchenwellenfunktionen $ \left|\phi _{i}\right\rangle $. Die Näherung besteht darin, dass man für die exakte Lösung über alle möglichen Slater-Determinanten summieren müsste, z.b. indem man $ \phi _{N} $ durch $ \phi _{N+1} $ ersetzt. Somit gilt

$ \left|\Psi \right\rangle \approx {\frac {1}{\sqrt {N!}}}{\begin{vmatrix}\phi _{1}(1)&\phi _{2}(1)&\dots &\phi _{N}(1)\\\phi _{1}(2)&\phi _{2}(2)&\dots &\phi _{N}(2)\\\vdots &\vdots &\ddots &\vdots \\\phi _{1}(N)&\phi _{2}(N)&\dots &\phi _{N}(N)\end{vmatrix}} $

und die Energie des Systems lautet

$ E=\left\langle \Psi \right|{\hat {H}}\left|\Psi \right\rangle $

Dies kann nun, indem man die Orthogonalität der $ \phi _{i} $ ausnutzt zu

$ E[\{\phi _{i}\}]=\sum \limits _{\alpha }^{N}\int \phi _{\alpha }^{*}(\mathbf {r} _{i}){\hat {h}}_{i}\phi _{\alpha }\,\mathrm {d^{3}} \mathbf {r} _{i}+{\frac {1}{2}}\sum \limits _{\alpha }^{N}\sum \limits _{\gamma \neq \alpha }^{N}\left(\iint \phi _{\alpha }^{*}(\mathbf {r} _{i})\phi _{\gamma }^{*}(\mathbf {r} _{j}){\hat {w}}_{ij}\,\phi _{\gamma }(\mathbf {r} _{j})\phi _{\alpha }(\mathbf {r} _{i})\,d^{3}\mathbf {r} _{i}\,d^{3}\mathbf {r} _{j}\right. $

$ \quad -\left.\iint \phi _{\alpha }^{*}(\mathbf {r} _{i})\phi _{\gamma }^{*}(\mathbf {r} _{j}){\hat {w}}_{ij}\,\phi _{\gamma }(\mathbf {r} _{i})\phi _{\alpha }(\mathbf {r} _{j})\,d^{3}\mathbf {r} _{i}\,d^{3}\mathbf {r} _{j}\right) $

$ =\sum \limits _{\alpha }^{N}\left\langle \phi _{\alpha }\right|{\hat {h}}\left|\phi _{\alpha }\right\rangle +{\frac {1}{2}}\sum \limits _{\alpha }^{N}\sum \limits _{\gamma \neq \alpha }^{N}\left(\left\langle \phi _{\alpha }\phi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\phi _{\gamma }\phi _{\alpha }\right\rangle -\left\langle \phi _{\alpha }\phi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\phi _{\alpha }\phi _{\gamma }\right\rangle \right) $

umformen. Nun wird das Ritzsche Variationsprinzip verwendet und $ E $ als Funktional nach $ \phi _{i} $ variiert, um die Orthogonalität der Einteilchenfunktionen zu erhalten wird allerdings nicht direkt $ E $ minimiert, sondern nach der Methode der Lagrange-Multiplikatoren das Funktional $ {\mathcal {L}} $

$ {\mathcal {L}}=E[\{\phi _{i}\}]-\sum \limits _{i}^{N}\sum \limits _{i}^{N}\varepsilon _{ij}\left(\delta _{ij}-\left\langle \phi _{i}\right|\left.\phi _{j}\right\rangle \ \right). $

Man kann nun in die Basis $ {\tilde {\phi }}_{i} $ in der $ \varepsilon _{ij} $ diagonal ist wechseln, also $ \varepsilon _{ij}=\varepsilon _{i}\delta _{ij} $.

$ {\mathcal {L}}=E[\{{\tilde {\phi }}_{i}\}]-\sum \limits _{i}^{N}\varepsilon _{i}\left(1-\left\langle {\tilde {\phi }}_{i}\right|\left.{\tilde {\phi }}_{i}\right\rangle \right) $

Die Tilde wird im weiteren weggelassen. Nun kann $ {\mathcal {L}} $ bezüglich $ \phi _{m} $ minimiert werden.

$ {\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial \phi _{m}^{*}}}={\frac {\partial }{\partial \phi _{m}^{*}}}\left\{\sum \limits _{\alpha }^{N}\left\langle \phi _{\alpha }\right|{\hat {h}}\left|\phi _{\alpha }\right\rangle +{\frac {1}{2}}\sum \limits _{\alpha }^{N}\sum \limits _{\gamma \neq \alpha }^{N}\left(\left\langle \phi _{\alpha }\phi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\phi _{\gamma }\phi _{\alpha }\right\rangle -\left\langle \phi _{\alpha }\phi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\phi _{\alpha }\phi _{\gamma }\right\rangle \right)-\sum \limits _{i}^{N}\varepsilon _{i}\left(1-\left\langle {\tilde {\phi }}_{i}\right|\left.{\tilde {\phi }}_{i}\right\rangle \ \right)\right\} $

$ ={\hat {h}}\left|\phi _{m}\right\rangle +\sum \limits _{\gamma \neq m}^{N}\int \phi _{\gamma }^{*}(\mathbf {r} _{1}){\hat {w}}_{12}\phi _{\gamma }(\mathbf {r} _{1})\phi _{m}(\mathbf {r} _{2})\,\mathrm {d^{3}} \mathbf {r} _{1}-\int \phi _{\gamma }^{*}(\mathbf {r} _{1}){\hat {w}}_{12}\phi _{m}(\mathbf {r} _{1})\phi _{\gamma }(\mathbf {r} _{2})\,\mathrm {d^{3}} \mathbf {r} _{1}-\varepsilon _{m}\left|\phi _{m}\right\rangle $

$ ={\hat {h}}\left|\phi _{m}\right\rangle +\sum \limits _{\gamma \neq m}^{N}\underbrace {\left\langle \phi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\phi _{\gamma }\right\rangle \left|\phi _{m}\right\rangle } _{\text{Coulomb-WW.}}-\underbrace {\left\langle \phi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\phi _{m}\right\rangle \left|\phi _{\gamma }\right\rangle } _{\text{Austausch-WW.}}-\varepsilon _{m}\left|\phi _{m}\right\rangle $

Da der Summand mit $ \gamma =m $ gleich Null ist kann er hinzugenommen werden, wodurch alle N Gleichungen identisch sind und somit der Index m weggelassen werden kann.

$ ={\hat {h}}\left|\phi _{m}\right\rangle +\sum \limits _{\gamma }^{N}\left\langle \phi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\phi _{\gamma }\right\rangle \left|\phi _{m}\right\rangle -\left\langle \phi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\phi _{m}\right\rangle \left|\phi _{\gamma }\right\rangle -\varepsilon _{m}\left|\phi _{m}\right\rangle =0 $

Somit folgt

$ {\hat {F}}\left|\phi _{m}\right\rangle ={\hat {h}}\left|\phi _{m}\right\rangle +\sum \limits _{\gamma }^{N}\left(\left\langle \phi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\phi _{\gamma }\right\rangle \left|\phi _{m}\right\rangle -\left\langle \phi _{\gamma }\right|{\hat {w}}\left|\phi _{m}\right\rangle \left|\phi _{\gamma }\right\rangle \right)=\varepsilon _{m}\left|\phi _{m}\right\rangle , $

die Hartree-Fock-Gleichung mit dem Fockoperator $ {\hat {F}} $. Hierbei besitzen die beiden ersten Terme ein klassisches Analogon. $ {\hat {h}} $ enthält die kinetische Energie und die Coulombwechselwirkung mit den Kernen. Der zweite Term kann als mittleres Coulombpotential aller anderen Elektronen auf das m-te Elektron interpretiert werden. Die instantane Korrelation der Teilchen wird jedoch vernachlässigt. Die Hartree-Fock-Methode ist daher ein Mean-Field-Ansatz. Der Austauschterm besitzt kein klassisches Analagon. Der Fockoperator für das m-te Elektron enthält die Wellenfunktionen aller anderer Elektronen, wodurch die Fockgleichungen meist nur mit der Methode der selbstkonsistenten Felder, d.h. iterativ mittels Fixpunktiteration, gelöst werden kann. Zur Konvergenzbeschleunigung kommt hierzu häufig das DIIS-Verfahren ^[1] zum Einsatz.

Basissätze

Darstellung verschiedener STO-NG Orbitale und das zugehörige ursprüngliche STO-Orbital

Eine direkte numerische Lösung der Hartree-Fock-Gleichung als Differentialgleichung ist bei Atomen und linearen Molekülen möglich. In der Regel werden die Orbitale aber analytisch als Linearkombinationen von Basisfunktionen angesetzt (Basissatz), was wiederum eine Näherung darstellt, die umso besser wird, je größer und intelligenter der Basissatz gewählt wird. Typischerweise bringt jedes Atom im Molekül nun eine vom entsprechenden Basissatz festgelegte Anzahl von Basisfunktionen, die auf ihm zentriert sind, mit. Als grober Ausgangspunkt zur Erstellung solcher Basissätze dienen die analytischen Lösungen des Wasserstoffatoms, welche ein $ \exp(-\zeta r) $-Verhalten für große Kernabstände r zeigen. Ansätze dieses Typs nennt man Slater Type Orbital. Meist haben sie die Form $ \left|\varphi _{i}^{k}\right\rangle ={\text{Polynom}}\cdot \exp(-\zeta _{i}|\mathbf {r} -\mathbf {R_{k}} |) $. Ein pz-Orbital besitzt z. B. die Form $ \left|\varphi _{i}^{k}\right\rangle =(z-z_{k})\cdot \exp(-\zeta _{i}|\mathbf {r} -\mathbf {R_{k}} |) $. Der große Nachteil der Slater-Type-Orbitale ist jedoch, dass die erforderlichen Matrixelemente $ \langle \varphi _{\tau }|\langle \varphi _{\nu }|{\hat {w}}\left|\varphi _{\eta }\right\rangle \left|\varphi _{\gamma }\right\rangle $ nicht im Allgemeinen analytisch berechenbar sind. Deshalb benutzt man fast ausschließlich Gaussian Type Orbitals, d.h. Basisfunktion der Form $ \left|\varphi _{i}^{k}\right\rangle ={\text{Polynom}}\cdot \exp(-\zeta _{i}(\mathbf {r} -\mathbf {R_{k}} )^{2}) $. Hierbei können die Matrixelemente analytisch berechnet werden ^[2]. Dabei wird u. a. das Gaussian Product Theorem ausgenutzt, d.h. dass das Produkt zweier Gaussfunktionen wieder eine Gaussfunktion ist. Um die STOs besser zu approximieren, besteht typischerweise eine Basisfunktion aus mehreren Gaussfunktionen mit festen, vom Basissatz festgelegten Parametern („Contraction“). Ein einfacher Basissatz ist z. B. der sog. STO-NG, welcher Slater Type Orbitale mit N Gaussfunktionen annähert. Damit wird die Lösung der Differentialgleichung reduziert auf die analytische Berechnung von Integralen über diese Basisfunktionen und die iterative Lösung des verallgemeinerten Eigenwertproblems mit den Koeffizienten der Basisfunktionen als zu bestimmende Parameter.

Nachteile

Die so errechnete Energie erreicht nie den exakten Wert, selbst wenn ein unendlich großer Basissatz verwendet werden würde. Bei diesem Grenzfall wird das sogenannte Hartree-Fock-Limit erreicht. Der Grund dafür ist, dass durch die Verwendung des gemittelten Potenzials die Elektronenkorrelation, also die genaue Wechselwirkung der Elektronen untereinander, nicht erfasst wird. Um diesen Makel zu beseitigen, wurden Methoden entwickelt, die in der Lage sind, zumindest einen Teil der Elektronenkorrelation zu erfassen (siehe Artikel Korrelierte Rechnungen).

Vorteile

Die Hartree-Fock-Methode erlaubt bei sehr vielen Molekülen eine gute Bestimmung ihrer „groben“ elektronischen Struktur. Sie liefert im Regelfall elektronische Gesamtenergien, die bis auf 0,5 % mit den korrekten elektronischen Energien übereinstimmen (zur Berechnung von Energiedifferenzen, wie z. B. Reaktionsenergien, ist sie aber nicht brauchbar), Dipolmomente, die auf 20 % mit den wirklichen Dipolmomenten übereinstimmen, und sehr genaue Verteilungen der Elektronendichte im Molekül. Aufgrund dieser Eigenschaften werden Hartree-Fock-Rechnungen häufig als Ausgangspunkt für genauere Rechnungen verwendet.

Ein großer Vorteil der Hartree-Fock Methode ist ihre Systematisierbarkeit. Durch Wahl umfangreicherer Basissätze kann die berechnete Wellenfunktion gemäß dem Variationsprinzip systematisch verbessert werden. Dies ist bei Dichtefunktionalmethoden nicht möglich.

Siehe auch

• Quantenchemie
• Theoretische Chemie
• Computerphysik
• Born-Oppenheimer-Näherung
• Koopmans-Theorem
• Douglas Hartree
• Vladimir Aleksandrovich Fock
• John A. Pople
• GAUSSIAN
• GAMESS
• TURBOMOLE

Literatur

• Attila Szabo, Neil S. Ostlund: Modern Quantum Chemistry: Introduction to Advanced Electronic Structure Theory. McGraw-Hill, New York 1989, ISBN 0-07-062739-8.
• Donald A. McQuarrie, John D. Simon: Physical Chemistry: A Molecular Approach. University Science Books, Sausalito 1997, ISBN 0-935702-99-7.
• Trygve Helgaker, Poul Jorgensen, Jeppe Olsen: Molecular Electronic Structure Theory. Wiley, Chichester 2000, ISBN 0-471-96755-6.
• Joachim Reinhold: Quantentheorie der Moleküle. Teubner, Wiesbaden 2006, ISBN 3-8351-0037-8.
• Frank Jensen: Introduction to Computational Chemistry. 2. Auflage. Wiley, Chichester 2007, ISBN 978-0-470-01187-4.

Einzelnachweise