Computational Chemistry SS09
Werbung
Quantenchemische Grundlagen (I) Wieso, weshalb, warum ? Beschreibung von Molekülen Die geometrische Anordnung ihrer Kerne Struktur Bindungslängen, Bindungswinkel, Torsionswinkel Ihre relativen und absoluten Energien Energieunterschiede zwischen Isomeren Bsp. C3H4O H O O H H O H H H H 7. Vorlesung SS11 H H CH3 H H Computational Chemistry H O H 1 Quantenchemische Grundlagen (II) Beschreibung von Molekülen Ihre physikalischen Eigenschaften Dipolmoment Polarisierbarkeit Elektrostatisches Potential Optische Spektren Kern- und Elektronenresonanz Spektren abgeleitet von der Wellenfunktion 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 2 Born-Oppenheimer Näherung (I) Separierung von Kern- und Elektronenbewegung Atomkerne sind > 1000 mal so schwer wie Elektronen sehen die Elektronen nur als gemitteltes Feld Die Wechselwirkung zwischen geladen Teilchen (Elektronen, Kerne) läßt sich durch das Coulombsche Gesetz ausdrücken qi Vij rij qi q j qj 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry rij 3 Born-Oppenheimer Näherung (II) Die zeitliche Bewegung gemäß der klassischen Mechanik ist entsprechend des 2. Newtonschen Gesetzes gegeben F ma dV 2r m dr t Elektronen sind sehr kleine Partikel die sowohl Teilchenals auch Wellencharakteristik aufweisen: Teilchen Welle Galvanische Abscheidung Beugung am Spalt 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 4 Schrödinger Gleichung Elektronen können als Wellenfunktion durch die zeitabhängige Schrödinger Gleichung beschrieben werden H i t Falls der Hamiltonoperator H zeitunabhängig ist, kann die Zeitabhängigkeit der Wellenfunktion als Phasenfaktor ausgeklammert werden, was zur zeitunabhängigen Schrödinger Gleichung führt r, t r e i E t / H r E r 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 5 Die Wellenfunktion Die Wellenfunktion ist ein mathematischer Ausdruck der die räumliche Anordnung der (fluktuierenden) Elektronen beschreibt Das Quadrat der Wellenfunktion gibt die Wahrscheinlichkeit P an, das Teilchen (Elektron) an einer bestimmten Stelle im Raum anzutreffen P P ist eine Observable während die Wellenfunktion selbst keine physikalische beobachtbare Größe ist. Integration über den gesammten Raum muß 1 ergeben. d 1 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 6 Der Hamiltonoperator Der Hamiltonoperator enthält die kinetische (T) und die potentielle (V) Energie aller betrachteten Partikel i im System 2 2 T Ti i i 1 i 1 2mi N H TV N mit dem Quadrat des Nabla Operators 2 2 2 2 i 2 2 2 xi yi zi N N V Vij mit i 1 j i Vij qi q j rij Als Folge der Born-Oppenheimer Näherung kann auch der Hamilton Operator in Kern- und elektronischen Anteil separiert werden 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 7 Die Wellenfunktion (II) Jeglicher mathematischer Ausdrück für die Wellenfunktion muß bestimmte Kriterien erfüllen, um die physikalische Natur der Elektronen korrekt wiedergeben zu können. Zur Vereinfachung nimmt man die Wellenfunktion aller Elektronen im Molekül als Produkt von Einelektronenfunktionen an, die jeweils ein Elektron beschreiben 1 2 ... N Diese Funktionen müßen folgende Kriterien erfüllen: • Elektronen sind nicht voneinander zu unterscheiden • Sie stoßen sich gegenseitig ab • Es gilt das Pauliprinzip (zwei Elektronen mit unterschiedlichem Spin können sich einen Zustand (Orbital) teilen) 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 8 Die Wellenfunktion (III) Da Elektronen zur Gruppe der Fermionen gehören muß die Wellenfunktion außerdem antisymmetrisch sein. Dies ermöglicht die Darstellung in der Form der sog. SlaterDeterminante 1(1) 1 1(2) N! 2(1) N (1) 2(2) N (2) 1( N ) 2( N ) N ( N ) Diese Determinate erfüllt (aufgrund der mathematischen Eigenschaften einer Determinate) alle Anforderungen 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 9 Schrödinger Gleichung (II) Gemäß der Schrödingergleichung muß es verschiedene Energieniveaus für die Elektronen im Molekül geben. Diese Energien erhalten wir durch Integration und umformen 2 H d E d H d E d 2 Die zu erhaltende Energien sind allerdings abhängig von der Güte der verwendeten Wellenfunktion und deshalb immer größer oder gleich der tatsächlichen Energie. Im einfachsten Fall wählen wir zur Beschreibung der Einelektonenfunktionen ausschließlich 1s-Orbitale als Basissatz. 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 10 Molekül Orbital Theorie (I) Molekülorbitale lassen sich als Linear Combination of Atomic Orbitals (LCAO-Ansatz) oder anderen Basisfunktionen darstellen c A A cB B ... c N N z.B. für H2 cA1s A cB1s B 1sA 1sB K allgemeiner Ausdruck für ein MO i c i mit dem Atomorbital 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 1 11 Molekül Orbital Theorie (II) Benutzt man den LCAO Ansatz für die Wellenfunktion so erhält man für H2 2 d c A A c B B c A A c B B d c 2A A2 c 2B B2 2c A c B A B d c 2A A2 d c 2B B2 d 2c A c B A Bd =1 =1 Überlappungsintegral S Wegen der Normierung der Wellenfunktion über den gesammten Raum. Folgt: 2 2 2 d c c A B 2c A c BS 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 12 Molekül Orbital Theorie (III) Analog erhält man für die Integration über den Hamiltonian H d c c H c c d c H c H 2c c H d Mit H d , H d und H ergibt sich H d c c 2 c c A A A B 2 A A A A A B A 2 B B A B B B B 2 A A B A B A B B 2 B B A B d A B A und B sind die Coulomb Integrale die die Energie eines Elektrons im Orbital A bzw. B angeben (E<0). Für H2 ist A = B. Das Resonanz Integral ist ebenfalls ein Maß für die Überlappung der Orbitale A und B. 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 13 Molekül Orbital Theorie (IV) Durch Einsetzen in E Energiewerte als E H d d 2 erhält man die A c 2A Bc 2B 2 c A c B c 2A c 2B 2c A c BS Durch Umformen erhält man die Säkulargleichungen A EcA - EScB 0 EScA B - EcB 0 Diese lassen sich auch als Säkulardeterminante schreiben A E - ES 0 - ES B E D.h. die Energiewerte ergeben sich hier in Abhängigkeit von , und des Überlappungsintegrals 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 14 Molekül Orbital Theorie (V) Allgemeine Form in Matrix-Schreibweise: H ES 0 Die Lösungen der Säkulargleichungen für E ergeben die Energien der bindenden und antibindenden MOs E 0 Der hauptsächliche numerische Aufwand besteht in der Suche nach geeigneten Koeffizienten (cA, cB, ...) die vernünftige Orbital Energien ergeben. Variationsprinzip Hartree-Fock-Gleichungen Self Consistent Field (SCF) Verfahren 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 15 Hückel Theorie (I) (1931) Limitiert auf planare, konjugierte -Systeme, -Orbitale werden vernachlässigt. Ursprüngliches Ziel war die Deutung der nicht-additiven Eigenschaften von aromatischen Verbindungen (z.B. Benzol gegenüber “Cyclohexatrien”) Die -Orbitale werden als Linearkombination aus Atomorbitalen (pz-Orbitale) erhalten (LCAO). Die -Elektronen bewegen sich in einem Feld, das von den -Elektronen und den Atomkernen erzeugt wird 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 16 Hückel Theorie (II) Beispiel Ethen H2C=CH2 E pz pz 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 17 Hückel Theorie (III) Die Energien der Orbitale erhält man durch Lösen der Säkulargleichungen H ES 0 In der Hückel-Approximation wird nun die Überlappungsmatrix S zur Einheitsmatrix 1 vereinfacht. Das bedeutet die Vernachlässigung wechselseitiger Orbitalüberlappung an unterschiedlichen Atomen (zero differential overlap, = ZDO). Folgt: HE 0 Oder unter Verwendung der Fockmatrix F entsprechend der Roothaan-Hall Gleichung FC SCE FC CE wobei die Elemente von C die Koeffizienten der Molekülorbitale enthalten 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 18 Hückel Theorie (IV) Innerhalb der Hückeltheorie enthält die Fockmatrix genau soviele Spalten und Zeilen, wie Atome in Molekül vorhanden sind. Alle Diagonalelemente entsprechen einem Atom i und werden auf den Wert gesetzt. Nichtdiagonalelemente sind nur dann nicht Null, wenn zwischen den Atomen i und j eine Bindung existiert. Dieser Resonanzparameter wird auf den Wert (<0) gesetzt. Werte für kann man aus UV/VIS-Spektren erhalten ( -4.62 eV) Beispiel Butadien: 1 2 3 4 2 1 4 3 7. Vorlesung SS11 1 0 0 2 0 3 0 4 0 0 Computational Chemistry 19 Hückel Theorie (V) Die aus der Säkulargleichung zu lösende Determinante ergibt sich dann zu 1 0 0 2 0 0 0 3 0 0 4 Für konjugierte Polyene aus N Kohlenstoffatomen ergeben sich die Orbitalenergien i zu i ; mit i 1,2,..., N N 1 i 2 cos Und die Orbitalkoeffizienten ci zu ci 7. Vorlesung SS11 2 i sin ; mit i 1,2,..., N N 1 N 1 Computational Chemistry 20 Hückel Theorie (VI) Für ein cyclisches -System, wie etwa Benzol ergeben sich die Orbitalenergien und Orbitalkoeffizienten zu 2k ; mit k 0,1,..., N 1 N 2 1k 1 ci exp N N i 2 cos E 0 Daraus ergibt sich auch die Hückelregel, die besagt, daß ein System mit [4n+2] -Elektronen aromatisch ist 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 21 Hückel Theorie (VII) • Anwendungen der Hückelmethode zur Vorhersage und Interpretation von UV/VIS-Spektren • Unterschiedliche Parameter für unterschiedliche Atome (C,N,O) erweitern die Anwendbarkeit der Hückeltheorie • Experimentell können Orbitalenergien direkt durch Photoelektronenspektroskopie (PES) bestimmt werden, und damit auch (Ionisationspotential) und 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 22 Hartree-Fock-Gleichungen (I) Der Hamiltonoperator lautet vollständig: H Tk Te Vke Vee Vkk 1 2 a Tk a 2M a N 1 Te i2 i 2 N K Za Vke i a R a ri kinetische potentielle Energie K N N i j i K K Vee Vkk a ba 7. Vorlesung SS11 1 ri r j Za Ra Rb Ekin Kerne Ekin Elektronen Epot Kern-Elektronen Epot Elektron-Elektron Epot Kern-Kern bleibt konstant, da unabhängig von den Elektronenkoordinaten (Born-Oppenheimer Näherung) Computational Chemistry 23 Hartree-Fock-Gleichungen (II) Umschreiben nach Elektronenindices ergibt: Za 1 2 K h i i 2 a R a ri Ein-Elektronenoperator Bewegung von Elektron i im Feld aller Kerne 1 g ij ri r j Zwei-Elektronenoperator Elektron-Elektron Abstoßung Elektronischer Teil des Hamiltonoperators: N N N H e h i g ij Vkk i 1 i 1 ji konstant für gegebene Anordnung der Kerne (Molekülgeometrie) 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 24 Hartree-Fock-Gleichungen (III) Integration der Schrödingergleichung liefert E H d 2 d bzw. Ee * H * Da jede angenäherte Wellenfunktion eine Energie hat, die größer oder gleich der tatsächlichen Energie ist Durch systematisches Verbessern der Wellenfunktion kann man sich der exakten Energie annähern (Variationsprinzip) Da <*|> = 1 erhält man für die Energiewerte E H h i gij Vkk Unter Verwendung der Ein- und Zweielektronenoperatoren 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 25 Hartree-Fock-Gleichungen (IV) Integration am Beispiel der Elektronenkoordinaten 1 und 2 ergibt h i 1 (1) h i 1 (1) h1 da alle MOs i normalisiert sind (alle Austauschoperationen resultieren im Verschwinden der Slaterdeterminante). Überlappung zweier verschiedener MOs die orthogonal zueinander sind ergibt Null gij 1 (1)2 (2) gij 1 (1)2 (2) J12 Coulomb Integral klassische Abstoßung (destabilisierend) zwischen zwei Ladungen gij 1 (1)2 (2) gij 2 (1)1 (2) K12 Austausch Integral Stabilisierend. Es gibt kein klassisches Equivalent dazu Somit: 1 N N E h i J ij K ij Vkk 2 i 1 j 1 i 1 7. Vorlesung SS11 N Computational Chemistry 26 Hartree-Fock-Gleichungen (V) Es muß nun ein Satz von MOs bestimmt werden mit dem man eine minimale Energie erhält. Bedingung ist, daß die einzelnen MOs orthogonal zueinander bleiben. Diese eingeschränkte Optimierung erfolgt mit Hilfe von Lagrange-Multiplikatoren: N L E ij i j ij ij N L E ij i j i j 0 ij 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 27 Hartree-Fock-Gleichungen (VI) N Die Ableitung der Energie E i Fi i i Fi i i läßt sich umschreiben mit Hilfe des Fockoperators F h i J j K j N j Eigenschaften des Fockoperators: Effektiver Ein-Elektronenoperator beschreibt die kinetische Energie eines Elektrons, die Anziehung durch alle Kerne, und die Abstoßung von allen anderen Elektronen (j). Hängt von allen besetzten MOs ab. Somit erhält man die Hartree-Fock-Gleichungen: N Fii ij j j 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 28 Hartree-Fock-Gleichungen (VII) Durch eine unitäre Transformation wird die Matrix der Lagrange Multiplikatoren diagonalisiert; alle Nichtdiagonal Elemente werden Null ij 0; ii i Die erhaltenen MOs (') werden als kanonische MOs bezeichnet, die ein Set von Pseudo-Eigenwertgleichungen liefern Fi 'i i 'i 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 29 Hartree-Fock-Gleichungen (VIII) Diese kanonischen MOs dienen als Startset für variationelle Rechnungen (Linearkombinationen liefern lokalisierte oder hybridisierte MOs) 1 N E i - J ij K ij Vkk 2 ij i N i i Fi i h i J j K j N j Prinizipieller Nachteil der Hartree-Fock Gleichungen: Elektron-Elektron-Abstoßung ist immer nur bezogen auf das gemittelte Feld aller anderen Elektronen, und deshalb größer als die tatsächliche Abstoßung, da sich Elektronen korreliert bewegen. Korrelationsenergie (Differenz der Hartree-Fock Energie zur tatsächlichen Energie) 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 30 Roothaan-Hall-Gleichungen (I) Die Güte der Hartree-Fock Energie(n) ist abhängig von der Art und Wahl der MOs bzw. deren Basisfunktionen. MOs sollten folgende Eigenschaften besitzen: • Funktion sollte die physikalische Realität der Elektronenverteilung wiedergeben exponential Funktion e-r, Gaussfunktion e-r*r • Integral über die Funktion sollte einfach zu berechnen sein Produkt zweier Gaussfunktionen ist wiederum eine Gaussfunktion Atomorbitale werden linear zu Molekülorbitalen kombiniert: MO = LCAO M i ci Wobei ein Atomorbital oder eine Basisfunktion darstellt 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 31 Roothaan-Hall-Gleichungen (II) Ergibt die Hartree-Fock Gl. als M M Fi ci i ci oder als Matrix Darstellung nach Integration die Roothaan-Hall Gleichungen N F C S C Fi iSi ci 0 mit den Matrixelementen F F und S Die Fockmatrixelemente bestehen aus den Ein-Elektronenintegralen über zwei Basisfunktionen und den ZweiElektronenintegralen über vier Basisfunktionen 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 32 Roothaan-Hall-Gleichungen (III) F h besetzte MOs N/2 J j K j j Die cj Koeffizienten beschreiben den Anteil des -ten AOs am j-ten MO Umschreiben unter besetzte MOs Zuhilfenahme der Dichtematrix D cjcj ergibt j F h G D bzw. F h G D wobei G ein vierdimensionaler Tensor ist. Die Energie ergibt sich nun zu 1 N /2 N /2 E D H Kern F Vkk 2 1 1 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 33 SCF Verfahren (I) Berechnung der Ein- und Zwei-Elektronenintegrale initial guess der MO-Koeffizienten erste Dichtematrix Bilde und diagonalisiere die Fockmatrix Die Aufstellung der Fock- und Dichtematrix sowie der MO Koeffizienten erfolgt nach einem iterativen Schema bis Selbstkonsistenz erreicht ist (self consistent field) Bilde neue Dichtematrix nein Konvergenz gegenüber alter Dichtematrix ? 7. Vorlesung SS11 ja Computational Chemistry SCF erreicht 34 SCF Verfahren (II) Wahl des initial guess für die MO-Koeffizienten Güte a) D = 0 Vernachlässigung der Elektron-Elektron-Abstoßung – b) MO-Koeffizienten aus semiempirischer Rechnung EHT (extended Hückel) nicht iterativ + CNDO, INDO beide iterativ ++ c) MO-Koeffizienten aus Rechnung mit kleinerem Basissatz interpolieren ++ d) Manuelle Angabe (für spezielle Elektonenkonfigurationen) + Konvergenzhilfen: levelshifting, damping, direct inversion of iterative subspace v.a. bei diffuser Elektronenverteilung und/oder vielen Basisfunktionen nötig; z.B. Übergangsmetalle 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 35 Density Functional Theory (I) Hohenberg und Kohn (1964): Alle Eigenschaften eines Systems im Grundzustand lassen sich aus der Ladungsdichte r ableiten. Ergibt die elekronische Energie als E r Ekin r Ecoreelec r Eelecelec r Eexchange r Die Ladungsdichte erhält man über das Quadrat der Wellenfunktion durch Summation über die besetzten Orbitale N occ r r i r 2 i 1 Analog zum Hartree-Fock Formalismus lassen sich die jeweiligen Energieterme nun durch die Elektronendichte ausdrücken 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 36 DFT (II) Zur Berechnung des Austausch-Korrelations-Term gibt es verschiedene Ansätze: a) local density approximation (LDA) basiert auf der Theorie des uniformen Elektronengases b) Austausch- und Korrelationsfunktional können auch getrennt betrachtet werden c) Hybridfunktionale die eine Mischung aus Hartree-FockAustausch und DFT-Austausch-Korrelation sind Parameter(isierung) populäre Funktionale: B3LYP, B3PW91 In der Praxis werden die Basissätze und Orbitale aus einer Hartree-Fock-SCF Rechnung für die anschließende DFT Behandlung verwendet. 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 37 DFT (III) DFT-Rechnungen ergeben sehr gute Werte für • Molekülgeometrien • IR-Schwingungsspektren DFT-Funktionale sind an Molekülgeometrien im Grundzustand kalibriert. Deshalb prinzipielle Probleme bei der Reproduktion von Eigenschaften die nicht-ideale Elektronenverteilungen aufweisen, wie etwa • Elektronisch angeregte Zustände und deren Übergänge • Rotations- und Reaktionsbarrieren • Dispersive Wechselwirkungen (van der Waals Kontakte) 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 38 Kraftfeldparameter aus QM-Rechnungen Zur Generierung von Kraftfeldparameter die jeweils „richtige“ Rechenmethode verwenden. Beispiele: „Optimale“ Molekülgeometrien (Bindungslängen, -winkel, usw.) DFT mit adäquatem Basissatz (B3LYP/6-31G*) Potentiale für Bindungsstreckung, Winkel und Torsionen MP2 (oder coupled cluster) mit adäquatem Basissatz Partialladungen (atomzentrierte Ladungen) Liganden für Docking: Gasteiger-Marsili Ladungen Proteine für Docking: Template für die einzelnen Aminosäuren aus AMBER oder anderen Kraftfeldern ungeladene Moleküle allgemein: RESP-Ladungen 7. Vorlesung SS11 Computational Chemistry 39
