МИФИ_Вычметоды КФ

H = ∑εkσak+σ akσ ;

Здесь εk – известный закон дисперсии для модели сильной связи

без взаимодействия (5.26). Видно, что кулоновское взаимодействие расщепляет энергию электрона, снимая вырождение по проекции спина.

Дальнейший ход аналитического исследования задачи для расчета величин n±σ приводит к самосогласованной системе уравнений

(так называемой модели Стонера [10, 11], описывающей появление в системе ферромагнитного состояния), не имеющей аналитического решения, рассмотрение которой выходит за рамки данной книги.

Рассмотрим спектр системы, изображенной на рис. 5.9, с базисом (5.40), и качественно сопоставим его с результатом в приближении среднего поля. Гамильтониан системы имеет вид ( t = −1):

и разрешенные одночастичные уровни для одной проекции спина

111

ε1 = −2cos(0) = −2;

Сформируем спектр полных энергий системы. Так как спины у частиц в системе разные, то в основном состоянии обе частицы займут нижний уровень ε1 , и энергия основного состояния

причем оно является невырожденным (рис. 5.10).

Рис. 5.10. Основное состояние для системы из трех узлов и двух частиц с противоположными спинами

Следующее (первое возбужденное) состояние получается из основного переходом одной частицы на следующий энергетический уровень:

Это состояние 4-кратно вырождено: дважды по импульсу и дважды по проекции спина (рис. 5.11).

Несложно получить, что следующее возбужденное состояние будет также четырехкратно вырождено, и окончательно находим следующий спектр:

E1 = −4;

E6,7,8,9 = 2.

112

Рис. 5.11. Первое возбужденное состояние для системы из трех узлов и двух частиц с противоположными спинами четырехкратно вырождено: дважды по импульсу и дважды по спину

Как же меняется ситуация при ненулевом кулоновском взаимодействии? Положим U = 0.3, тогда точная диагонализация матрицы (5.52) дает следующий ответ:

Приближение среднего поля изменило бы спектр на величину порядка

необходимо решать самосогласованную модель Стонера, но для качественной оценки достаточно результата (5.59)).

Для энергии основного состояния разница результатов (5.58) и (5.59) находится в пределах 2.5 %, однако для возбужденных уровней приближение среднего поля работает хуже. Тем не менее,

113

основная тенденция верна: весь спектр сместился вверх, и многие уровни сдвинуты на величину, близкую к Е .

Если при слабом взаимодействии еще удается качественно проследить за изменением спектра, то при U ~ t это становится невозможным. Именно отсутствие аналитического решения и приводит к необходимости использовать численную диагонализацию при исследовании модели Хаббарда.

5.4.3.Инварианты в модели Хаббарда

Все примеры конкретных систем, рассмотренные ранее для модели сильной связи и модели Хаббарда, обладали одной общностью, а именно: в системе рассматривалось определенное число частиц (либо две бесспиновые в 4-узельном случае, либо две с противоположным спином для трех узлов и т.п.). Узельный базис также сразу подбирался с учетом сохранения числа частиц. Это возможно лишь тогда, когда число частиц сохраняется, т.е. является инвариантом модели. Полному числу частиц, как любой физической величине, соответствует оператор числа частиц

Если число частиц в системе сохраняется, то это справедливо в любом представлении, в том числе и в собственноэнергетическом,

и

т.е. оператор числа частиц должен коммутировать с гамильтонианом (5.35). Оператор числа частиц тогда имеет общую с оператором энергии систему собственных функций, что позволяет решать задачу для заданного числа частиц в системе. Докажем свойство (5.61).

Коммутация оператора числа частиц со вторым членом из (5.35) очевидна, так как он сам состоит из произведения операторов числа частиц на узле. Докажем коммутативность с кинетической частью гамильтониана. Имеем:

114

Таким образом, если рассмотреть узельный базис модели Хаббарда с произвольным числом частиц и расположить сначала волновые функции с одной частицей в системе, затем с двумя, и т.д., то получим гамильтонову матрицу в следующем блочно-диагональном виде:

Блоки будут расположены на главной диагонали, причем верхний будет соответствовать задаче с одной частицей, следующий – задаче с двумя частицами и т.д. Между блоками перекрытий не будет, и остальные матричные элементы равны нулю. Это утверждение следует из того, что гамильтониан сохраняет число частиц, и при действии его на волновую функцию число частиц остается прежним, так что матричный элемент также останется внутри соответствующего блока.

Для частиц со спином можно доказать также, что гамильтониан (5.35) коммутирует с оператором Sz полной проекции спина на ось z,

115

так как оператор проекции спина является комбинацией чисел заполнения, а для оператора числа частиц коммутация справедлива.

Таким образом, гамильтонова матрица дробится внутри блока по числу частиц еще на подблоки с заданной проекцией спина:

т.е. в модели Хаббарда каждую задачу с конкретным заполнением и проекцией спина можно решать независимо. Полная проекция спина также является инвариантом в модели Хаббарда.

Заметим, что учет инвариантов модели может сильно уменьшить размер Гильбертова пространства модели, что часто необходимо при расчете на компьютере.

Вмодели Хаббарда существуют и другие инварианты, например периодические граничные условия и эквивалентность узлов в рассматриваемых кластерах позволяют ввести оператор трансляции, что также может уменьшить размер гильбертова пространства. Этот вопрос будет рассмотрен далее.

Взаключение раздела приведем ситуацию, когда невозможно воспользоваться рассмотренными инвариантами и приходиться решать задачу для произвольного числа частиц. Если электроны в

116

модели (5.35) взаимодействуют еще и с поперечными полями, то в гамильтониане появляется дополнительный член вида

который не сохраняет число частиц, поэтому в гамильтоновой матрице появятся матричные элементы между блоками с различным числом частиц. В этом случае задачу следует решать в большом каноническом ансамбле, с переменным числом частиц и учетом химического потенциала.

5.5.Расчет квантово-механических средних

После того, как проведена численная диагонализация гамильтоновой матрицы и получен спектр, становится возможным расчет различных квантово-механических средних, таких как, например, среднее число частиц на конкретном узле; парные

корреляционные функции ninj , означающие условную

вероятность нахождения частицы на узле i при наличии другой частицы на узле j; отдельно потенциальная или кинетическая

энергии; недиагональная матрица плотности ai+aj и т.д.

Диагонализация гамильтоновой матрицы дает кроме спектра En также и собственные волновые функции Ψn в виде коэффициентов разложения Cmn по исходным базисным функциям Φm . Матричные

элементы операторов в базисе Φ также известны, с их помощью возможен расчет различных средних. Например, среднее число частиц на узле в основном состоянии:

= ∑C*n0Cm0 ni(n)δnm = ∑ Cn0 2 ni(n) .

Так как оператор числа частиц диагонален в узельном представлении, то получается одинарная сумма, каждое слагаемое которой – вклад узельной базисной функции в функцию основного

117

состояния, умноженный на соответствующее число заполнения. Аналогично рассчитываются более сложные диагональные корреляторы, например:

Недиагональные корреляторы представимы в виде

здесь необходимо рассчитывать матричный элемент под знаком суммы с учетом всех правил вторичного квантования.

Следует особо отметить проблему вырожденных состояний. Допустим, необходимо рассчитать среднее число заполнения ni в

каком-либо вырожденном состоянии. Рассмотрим систему из двух невзаимодействующих бесспиновых ферми-частиц на периодически замкнутой цепочке из шести узлов с параметром перескока t = −1. Основное состояние такой системы дважды вырождено по импульсу: E(0) = E1,2 = −3 (рис. 5.12).

Рис. 5.12. Основное состояние системы из шести узлов с двумя невзаимодействующими бесспиновыми ферми-частицами двукратно вырождено

Расчет методом точной диагонализации среднего числа заполнения каждого узла в этих вырожденных состояниях дает следующий результат, представленный в табл. 5.1.

118

Таблица 5.1. Расчет среднего числа заполнения методом точной диагонализации

Из топологии задачи следует, что все узлы эквивалентны, и во всех ячейках табл. 5.1 должны стоять одинаковые значения, равные 13 .

Однако расчет дает другой результат – числа заполнения на разных узлах получились различные, что ставит под сомнение корректность численного расчета.

Причина заключается в том, что вырожденные состояния нельзя рассматривать независимо друг от друга. Квантовые состояния, отвечающие одному значению энергии, имеют одинаковую вероятность реализации. Волновые функции, отвечающие этим состояниям, являются линейно независимыми. Однако в пространстве m× m, где m – кратность вырождения, вектора этих

состояний могут быть ориентированы как угодно (рис. 5.13). Более того, их ориентация зависит от алгоритма, при помощи которого происходит диагонализация гамильтоновой матрицы.

Правильный расчет квантово-механических средних должен учитывать тот факт, что волновая функция m-кратно вырожденного состояния с энергией E есть суперпозиция m линейно независимых волновых функций, соответствующих собственному значению E гамильтоновой матрицы.

Таким образом, для двукратно вырожденного основного состояния

Рис. 5.13. Наглядное представление в виде векторов пары линейно независимых собственных функций Ψ1,Ψ2 и Φ1,Φ2 , отвечающих двукратно вырожденному состоянию

и не зависит от выбора фазового множителя eiϕ .

Подставляя значения чисел заполнения из табл. 5.1, убеждаемся, что теперь получается правильный результат ni = 13 .

Задачи

5.2.Написать программный код для создания узельного базиса для системы произвольного числа частиц со статистикой Ферми. Входным параметром процедуры должно быть число узлов m в системе, выходным параметром – упорядоченный массив базисных состояний, каждая строка которого отвечает базисной функции.

5.3.Написать программный код для создания узельного базиса для системы фиксированного числа частиц со статистикой Ферми. Входными параметрами процедуры должны быть число узлов m и число частиц N в системе, выходным параметром – упорядоченный массив базисных состояний, каждая строка которого отвечает базисной функции.

120