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目 次
第 1章 バンド理論 31.1 Bloch軌道 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31.2 １電子近似 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51.3 平面波展開とその拡張 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
1.3.1 平面波による展開 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81.3.2 直交化平面波（OPW）による展開 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81.3.3 自由電子に近いバンド構造 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
1.4 タイト・バインディング近似 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 101.4.1 Slater-Kosterパラメータ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111.4.2 s原子軌道からなるバンド構造 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
1.5 Hartree-Fock近似 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 181.5.1 Hartree-Fock方程式の導出 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 181.5.2 Koopmansの定理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 231.5.3 自由電子系の Hartree-Fock近似 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 241.5.4 原子の Hartree-Fock近似 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24
1.6 局所密度近似（LDA） . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 251.6.1 自由電子系の交換-相関エネルギー . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 261.6.2 Kohn-Sham方程式の導出 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 261.6.3 エネルギー固有値の物理的意味 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 271.6.4 原子の LDA . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 281.6.5 局所スピン密度近似（LSDA） . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
1.7 LDA+U 近似 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
第 2章 電子相関の効果 33
2.1 自己エネルギー補正 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 332.2 １粒子 Green関数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
2.2.1 電子相関を無視できる場合の Green関数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 372.2.2 多電子系の Green関数の一般論 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39
2.3 Dyson方程式 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 422.3.1 Dyson方程式の導出 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 422.3.2 因果律 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44
2.4 有限温度における１粒子 Green関数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
2
第 3章 Fermi液体の物性 47
3.1 １粒子励起スペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 473.1.1 準粒子と質量繰り込み . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47
3
第1章 バンド理論
1.1 Bloch軌道
結晶全体に広がった１電子の軌道で，結晶の周期ポテンシャル（１次元の場合を図 1.2に示す）を変えない任意の併進ベクトルR ≡ n1a1 +n2a2 +n3a3（a1，a2，a3：結晶の単位格子ベクトル；
n1，n2，n3：整数）の併進に対して位相因子 eik·R が生じる波動関数，すなわち，
φk(r + R) = eik·Rφk(r), (1.1)
なる境界条件（Bloch境界条件）満たす波動関数 φk(r)を Bloch軌道（Bloch orbital）と呼ぶ．ここで，kは電子の波数ベクトル，p = �kは電子の運動量ベクトルである．自由電子の波動関数（平面波）
φ0k(r) ≡ 1√
Veik·r
（V：結晶の体積）も (1.1)を満たすので，Bloch軌道である．Bloch軌道 (1.1)は，結晶と同じ周期性をもつ関数 uk(r)（uk(r + R) = uk(r)を満たす uk(r)）を用いて，
φk(r) = eik·ruk(r), (1.2)
と書ける．ここで，自由電子では kがあらゆる値をとれるのに対して，結晶では kは逆格子空間1
内の (第１)Brillouin域（（1st）Brillouin zone）内に限られる．図 1.1に，簡単な結晶格子の例として，１次元鎖，２次元正方格子，３次元立方格子の第１ Brillouin域を示す．図 1.2に１次元鎖を例にとり，波数 k = π/aを持つ Bloch軌道を示す．（この場合，波動関数は
実数に選べるので，実数に選んである．）図 1.2からわかるように，同じ kをもつ Bloch軌道は複数個存在する場合がある．これらの Bloch軌道を区別するために，φkn(r)のように添え字 nを用
いる．nは後にエネルギー・バンドを区別するバンド指標として用いられる．
スピン-軌道相互作用が無視できれば，Bloch軌道 φk(r)にスピン波動関数 χ(s)をかけた
ψk(x) = φk(r)χ(s) (1.3)
も波動関数 (1.1)と同じく Bloch境界条件
ψk(r + R, s) = eik·Rψk(r, s), (1.4)
を満たし，Bloch軌道であることがわかる．ここで，電子の位置座標 rとスピン座標 sを併せて
x ≡ (r, s)と表記している．スピン座標 sは s = 1, 2の値をとり，χ(s)は２次元複素ベクトル（ス1 結晶の格子単位ベクトル a1，a2，a3 に対して，ai · bj = 2πδij を満たす逆格子単位ベクトル b1，b2，b3 の張る
空間を逆格子空間と呼ぶ．詳しくは固体物理学の教科書を参照．例えば，イバッハ，リュート：固体物理学（シュプリンガー・フェアラーク東京，1998 年）p.40．
4 第 1章 バンド理論
k
k
x
y
π/a
π/a
-π/a
-π/a
kπ/a-π/a 0
k
k
y
z
π/a
π/a
-π/a
-π/a
kxπ/a
-π/a
a
aa
a
a
1
2a3
a1
a2
a1
図 1.1: １次元鎖，２次元正方格子，３次元立方格子（上）と第１Brillouin域（下）．１次元鎖：−πa< k ≤ π
a，
２次元正方格子：−πa< kx, ky ≤ π
a，３次元立方格子：−π
a< kx, ky, kz ≤ π
a．aは原子間隔（格子定数）．
a1，a2，a3 は格子単位ベクトル．
ピノール）
χ ≡(
χ(1)χ(2)
)(1.5)
の成分である．同じ kをもつ複数の Bloch軌道を区別するためには，スピン状態を表す量子数 σ
（σ =↑, ↓）も含めたバンド指標 λ ≡ (n, σ)を導入する．σ =↑, ↓のスピン固有関数は，
χ↑(s) ≡ δs,1, χ↓(s) ≡ δs,2 (1.6)
あるいは，
χ↑ =
(10
), χ↓ =
(01
)(1.7)
である．バンド指標を区別した Bloch軌道は，
ψkλ(x) = φknσ(r)χσ(s)
となる．ここで，磁性体では軌道部分 φk(r)も一般にはスピン σに依存することに注意．
スピン-軌道相互作用が無視できない場合は，ψk(x) = φk(r)χ(s)（式 (1.3)）のように波動関数を軌道部分とスピン部分の積には書けず，指標 λも λ ≡ (n, σ)にように軌道を区別する nとスピ
ン量子数 σの組では指定できない．
1.2. １電子近似 5
x
v(x)
0
0
φ (x)
φ (x)k,1
k,2
a
図 1.2: 結晶の周期的ポテンシャル v(x)と Bloch軌道 φk,n(x)（n = 1, 2）の模式図．結晶を１次元とし，波数を k = π/aとしている．
1.2 １電子近似
結晶中には巨視的な数（N ∼ 1023個）の電子が，価電子帯，伝導帯に存在する．多電子系（N
電子系）のハミルトニアンは，
HN = H0 +H ′
=N∑
i=1
[p2
i
2m+ vcore(ri)
]+
N∑i>j=1
e2
rij
≡N∑
i=1
hi +N∑
i>j=1
vij =N∑
i=1
hi +12
N∑i �=j=1
vij , (1.8)
で与えられる．ここで，ri は電子 i（i = 1, ..., N）の位置座標，hi ≡ p2i /2m + vcore(ri)は電子 i
の１電子のエネルギー，vcore(r)は結晶を形成する原子の核と内殻電子による周期的ポテンシャル，vij = e2/rij ≡ e2/|ri − rj |は電子 iと電子 j の間のクーロン相互作用エネルギーである．N 電子
系の波動関数 ΨN (x1,x2, ...,xN )とエネルギー固有値 EN は，Schrodinger方程式
HNΨN (x1, ...,xN ) = ENΨN (x1, ...,xN ), (1.9)
を満たす．
電子間の相互作用がない場合，N 電子系の波動関数 ΨN を N 個の１電子軌道（ここでは，式
(1.3)の Bloch軌道 ψkλ(x)）の積
ΨN (x1, ...,xN ) = ψk′λ′(x1)ψk”λ”(x2)......ψk(N)λ(N)(xN ), (1.10)
とすれば Schrodinger方程式を満たすが，Pauliの原理を満たさない．Pauliの原理を満足させるために，２個の電子の交換により符号が反転する Slater行列式:
ΨN (x1, ...,xN )
6 第 1章 バンド理論
=1√N !
∣∣∣∣∣∣∣∣∣∣
ψk′λ′(x1) ψk′λ′(x2) ... ψk′λ′(xN )ψk′′λ′′(x1) ψk′′λ′′(x2) ... ψk′′λ′′(xN )
... ... ... ...
ψk(N)λ(N)(x1) ψk(N)λ(N)(x2) ... ψk(N)λ(N)(xN )
∣∣∣∣∣∣∣∣∣∣≡ |ψk′λ′ψk′′λ′′ ......ψk(N)λ(N) |. (1.11)
を採用する．この型のN 電子系波動関数を仮定するのが１電子近似（one-electron approxima-tion）である．波動関数 (1.11)を第２量子化形式で表すと，
|ΨN (k′λ′,k′′λ′′, ......,k(N)λ(N))〉 ≡ a†k′λ′ a†k′′λ′′ ......a
†k(N)λ(N) |0〉
(1.12)
となる．ここで，a†kλ，akλ は Bloch軌道 ψkλ を占める電子の生成・消滅演算子，|0〉は，内殻準位がすべて電子で占有され，価電子帯が全く占有されていない状態を表す．
１電子近似 (1.11)では，各電子はそれぞれの Bloch軌道 ψkλを占め，運動している．すなわち
各電子は，原子核と内殻電子の作るポテンシャル vcore(r)（式 (1.8)）に，自分以外の N − 1個の電子がつくる，結晶と同じ周期性をもつポテンシャル ve−e(r)を加えた結晶の平均場ポテンシャル（mean-field potential）vMF(r) ≡ vcore(r) + ve−e(r)中を運動しているものと考えられる2．平均場
ポテンシャル vMF(r)中を運動する電子のハミルトニアン（平均場ハミルトニアン）
hMF ≡ p2
2m+ vcore(r) + ve−e(r) =
p2
2m+ vMF(r) = h+ ve−e(r)
(1.13)
に対する Schrodinger方程式
hMFψ(x) = εψ(x) (1.14)
を Bloch境界条件（式 (1.4)）のもとで解き，固有関数 ψ(x) = ψkλ(x)と固有値 ε = εkλを得る3．
これがバンド理論（band theory）で，kの連続関数である εkλ がバンド分散（band dispersion）を与える4．図 1.3にバンド分散の例を示す．一般に，バンドは複数本あり，バンド指標 λ（スピ
ン-軌道相互作用のない場合は λ = (n, σ)）で区別される．バンド分散の集合をバンド構造（bandstructure）と呼び，１電子近似における固体の電子構造を規定する．基底状態では，N 個の電子は Bloch軌道を，エネルギー固有値の低い方から電子の化学ポテンシャル（chemical potential）µ（Fermi準位（Fermi level）EFとも呼ぶ）まで占有する．バンドが化学ポテンシャルを横切る場合，
系は金属である．金属において，k空間におけるバンドの占有（εkλ < µ）・非占有（εkλ > µ）を
分ける境界，すなわち εkλ = µで与えられる k空間の曲面（２次元では曲線，１次元では点）をFermi面（Fermi sruface）と呼ぶ．図 1.3に，３次元単純立方格子におけるバンド分散と，それに対応した Fermi面の例を示す．図 1.3右では，k空間の原点を中心とした球状の Fermi面内の
2 後に述べるように，平均場ポテンシャルは必ずしも電子の座標 rだけの関数では表せない．しかし，簡単のために本節と次の 1.3節では，ve−e(r)の表記を用いることにする．
3 ここで，εkλ を電子１個のエネルギーと考えているが，厳密には，ve−e(r)がどのような近似を行なって求めたものかにより，固有値 εkλ の物理的意味が異なってくる．詳しくは，1.5節以降参照．
4 自由電子のバンド分散は εk = �2k2/2mである．
1.2. １電子近似 7
Bloch軌道が電子によって占有されている．k空間における Fermi面の体積を VFSとすると，全電
子数 N は，スピン縮退度２も考慮して，
N = 2V
(2π)3VFS (1.15)
（V：結晶の体積）で与えられる．バンド分散 εkλ が与えられれば，エネルギー範囲 ε～ε + dεに
ある単位体積当りの状態数 n(ε)dεを与える状態密度（density of states）n(ε)も，
n(ε) =1V
∑kλ
δ(ε− εkλ) =∑
λ
∫εk=ε
dS
(2π)31
|∇kεkλ| . (1.16)
より得られる．
k
k
y
z
kxε
k
(π/a,0,0) (0,0,0) (π/a,π/a,π/a)
µ
ε k
図 1.3: バンド分散（左）と Fermi面（右）．３次元単純立方格子の例を示す．µは電子の化学ポテンシャル．
周期的な平均場ポテンシャル ve−e(r)がどのように与えられるかは 1.5節以降に述べることにし，まずは，平均場ポテンシャル ve−e(r)が与えられたときの１電子問題 (1.14)をどう解くかを続いて述べる．
平均場ポテンシャル vcore(r) + ve−e(r)が与えられたとき，Schrodinger方程式 (1.14)を解いて固有状態の波動関数とエネルギー固有値を求めるには，適当な基底関数で固有状態の波動関数を展
開し，効率よく問題を解く必要がある．簡単のため，当面，電子状態がスピンに依存しない非磁性
状態で，スピン-軌道相互作用も無視できる場合を考え，軌道部分の波動関数の満たす Schrodinger方程式
hMFφ(r) = εφ(r) (1.17)
を取り扱う．これを解いて Bloch条件を満たす波動関数を求めるために，Bloch軌道の基底関数を用いて φ(r)を展開する．基底関数の Bloch軌道には大きく分けて，平面波を拡張したものと原子軌道の線型結合からなるものの２種類がある．
8 第 1章 バンド理論
1.3 平面波展開とその拡張
1.3.1 平面波による展開
Bloch関数を展開する基底関数に，平面波
φ0k(r) ≡ 1√
Veik·r (1.18)
（V：結晶の体積）を選ぶ．平面波 (1.18)は当然のことながら Bloch境界条件 (1.1)を満たす．平面波を用いた Bloch軌道の展開は，
φkn(r) =∑K
cKknφ0k+K(r) (1.19)
となる．ここで，K ≡ kb1 + lb2 +mb3（b1，b2，b3：単位逆格子ベクトル；k，l，m：整数）は逆
格子点を表すベクトルで，これについて和をる．平均場ハミルトニアン (1.13)中の vMF(r)をフーリエ展開できるので，
hMF =p2
2m+ vMF(r) =
p2
2m+∑K
vMF(K)eiK·r (1.20)
となる．したがって，φk+K(r)0 を基底関数とした式 (1.20)の行列要素は，
〈φ0k+K|hMF|φ0
k+K′〉 =�
2(k + K)2
2mδK,K′ + vMF(K− K′) (1.21)
となる．その結果，Schrodinger方程式 hMFφ(r) = εφ(r)（式 (1.17)）は行列表示で，
�2(k+K1)2
2m vMF(K1 − K2) ...
vMF(K2 − K1)�2(k+K2)2
2m ...
... ... ...
cK1
cK2
...
= ε
cK1
cK2
...
(1.22)
となり，その解の固有ベクトル cK = cKknと固有値 ε = εkn（n = 1, 2, ...）が波動関数とエネルギー固有値を与える．ここで，vMF(0) = 0となるようにポテンシャルの原点を選んだ．
1.3.2 直交化平面波（OPW）による展開
単純金属中の伝導は自由電子に近いので平面波展開に比較的適しているが，それでも原子核の近
くの強いポテンシャルにより波動関数が短波長で振動をするために，多くのKが必要である．そ
こで，平面波を内殻軌道に直交させた直交化平面波（orthogonalized plane wave：OPW）
φOPWk (r) ≡ 1
ak
[φ0k(r) −
N∑i=1
∑core
〈φi,core|φ0k〉φcore(r − Ri)
](1.23)
（core：内殻の原子軌道，i：原子位置，N：原子数，1/ak：規格化定数）を基底関数に用いることによって，少ない数の基底関数で展開が可能となる．OPWを基底関数として用い Bloch軌道を，
φkn(r) =∑K
cKknφOPWk+K (r) (1.24)
1.3. 平面波展開とその拡張 9
と展開すると．φOPWk (r)を基底とした hMF（式 (1.20)）の行列要素を
〈φOPWk+K |hMF|φOPW
k+K′〉 =�
2(k + K)2
2ma2k+K
δK,K′ + vMF(K − K′),
(1.25)
とおくと，Schrodinger方程式 hMFφ(r) = εφ(r)の行列表示は，
�2(k+K1)2
2ma2k+K1
vMF(K1 − K2) ...
vMF(K2 − K1)�2(k+K2)2
2ma2k+K2
...
... ... ...
cK1
cK2
...
= ε
cK1
cK2
...
(1.26)
となる．非対角行列要素 vMF(K − K′) は，平面波展開（式 (1.21)）の vMF(K − K′) に比べて|K − K′|に対する収束がはるかに早い．従って，OPWによる展開（1.24）は平面波による展開(1.19)に比べて，必要な逆格子ベクトルKの数がはるかに少なくて済み，行列 (1.26)の次元も大きく縮小される．
複雑なOPWφOPWk (r)ではなく平面波 φ0
k(r)を基底に用いても，ポテンシャル vMF(r)から原子核の近くの強いポテンシャルを取り除いたポテンシャル vPP(r)を作れれば，近似的に式 (1.25)の行列要素を得ることができる．例えば，原子核位置を原点にとり，原子内で
v(r) = C (r < ra), Z∗e2/r (r > ra)
というポテンシャル（擬ポテンシャル）を仮定し，パラメータ C，ra，Z∗は最適値を探す．これが擬ポテンシャル法（pseudo-potential method）と呼ばれる方法で，自由電子に比較的近い単純金属や半導体のバンド構造の計算に用いられてきたが，最近では d電子を含む遷移金属やその化合
物にも用いられている．
1.3.3 自由電子に近いバンド構造
単純金属などの自由電子系に近い物質のエネルギー・バンド構造を，簡単な結晶格子を例にと
り，平面波または OPWを基底として考える．まず，鎖状１次元結晶を考える．図 1.4(a)に示すように，自由空間の平面波 φ0
k ≡ (1/√L)eikR（エネルギー ε = �
2k2/2m；L：鎖の長さ）は kに制
限がないが，結晶中では kが第１ Brillouin域（−πa < k ≤ π
a：図 1.1）に限られるため，図 1.4(b)に示すように様々な逆格子ベクトルK に対して φ0
k+K（エネルギー ε = �2(k +K)2/2m）が第１
Brillouin域に折り畳まれる．これらに結晶のポテンシャルの効果（式 (1.22)あるいは式 (1.26)のhMF 行列の非対角要素 vMF(K −K ′)）が影響し，図 1.4(c)に示すように Brillouin域の中心や境界付近でバンドの縮退が解ける．右側の Brillouin域境界（k =
pia）付近では，少なくとも φ0
k と
φ0k− 2π
a
（つまり，K1 = 0とK2 = 2πa ）を基底関数にとって考える必要がある．
10 第 1章 バンド理論
k
0 π/a−π/a
k
0 π/a
ε
2π/a−π/a 0 π/a−π/a
k
2|v (2π/a)|MF
2|v (0)|MF
φk
φk+2π/a φ
k-2π/a
図 1.4: 自由電子に近い１次元エネルギー・バンド構造の平面波による展開．左：平面波 φ0k の分散．中：第
１ Brillouin域への φ0k± 2π
aの折り畳み．右：結晶の平均場ポテンシャル vMF(K −K′)の効果
1.4 タイト・バインディング近似
原子軌道 φiγ(r) ≡ φγ(r − Ri)（Ri：原子 iの位置，γ：原子軌道の量子数，例えば n, l,m）を，
位相因子 eik·Ri をかけて重ね合わせた
φkγ(r) =1√N
N∑i=1
eik·Riφiγ(r)
（N：原子数）も，Bloch境界条件 (1.1)を満たす．これを基底関数として用い Bloch軌道を，
φkn(r) =∑
γ
cγknφkγ(r) (1.27)
と展開するのが，原子軌道線型結合近似（LCAO近似）（linear-combination-of-atomic orbitalapproximation），あるいはタイトバインディング近似（tight-binding approximation）である．φkγ(r)を基底関数とした，平均場ハミルトニアン hMF（式 (1.13)）の行列要素は，
〈φkγ′ |hMF|φkγ〉 =∑
i
eik·Ri〈φ0γ′ |hMF|φiγ〉 (1.28)
で与えられる．ここで，原子 0の位置R0を座標の原点に選び，φ0γ(r) ≡ φγ(r)はその原子の原子軌道を表す．式 (1.28)中の 〈φ0γ′ |hMF|φiγ〉は，原点の原子の γ原子軌道と，原子位置Riにある γ′
原子軌道の間の hMFの行列要素で，移動積分（transfer integral）と呼ばれる量である．したがって，Schrodinger方程式 hMFφ(r) = εφ(r)の行列表示は，
∑
i eik·Ri〈φ0γ1 |hMF|φaγ1〉
∑i e
ik·Ri〈φ0γ2 |hMF|φiγ1〉 ...∑i e
−ik·Ri〈φiγ2 |hMF|φ0γ1〉∑
i eik·Ri〈φ0γ2 |hMF|φiγ2〉 ...
... ... ...
cγ1
cγ2
...
= ε
cγ1
cγ2
...
(1.29)
となる．
1.4. タイト・バインディング近似 11
1.4.1 Slater-Kosterパラメータ
移動積分をパラメータ化するのによく用いられるのがSlater-Kosterパラメータ（Slater-Kosterparameter）である．原子 i上の原子軌道を球面調和関数 Y m
l (θ, φ)を用いて，
φiγ(r) ≡ Rnl(|r− Ri|)Y ml (θ, φ)
と表す．ここで，θ, φは r−Riの方向を表す角度，l = 0，1，2は，それぞれ s原子軌道，p原子軌
道，d原子軌道である．原子 iと原子 jを結ぶ軸を z軸にとる（Rj −Ri ‖ (0, 0, 1)）と，移動積分
〈φiγ |hMF|φjγ′〉 ≡ −tγγ′(0, 0, 1)
が有限に残るのは，両原子軌道のmが等しい場合のみである．この移動積分−tγγ′(0, 0, 1)を (ll′m)と表し，Slater-Kosterパラメータと呼ぶ．ここで，l, l′ = 0, 1, 2, ...をs, p, d, ...，m = 0,±1,±2, ....を σ, π, δ, ...と記す．具体的には，Slater-Kosterパラメータは，
(ssσ) ≡ −ts,s(0, 0, 1) (< 0), (spσ) ≡ −ts,z(0, 0, 1) (> 0),
(ppσ) ≡ −tz,z(0, 0, 1) (> 0), (ppπ) ≡ −tx,x(0, 0, 1) (< 0),
(sdσ) ≡ −ts,3z2−r2(0, 0, 1) (< 0),
(pdσ) ≡ −tz,3z2−r2(0, 0, 1) (< 0),
(pdπ) ≡ −tx,xz(0, 0, 1) (> 0),
(ddσ) ≡ −t3z2−r2,3z2−r2(0, 0, 1) (< 0)
(ddπ) ≡ −txz,xz(0, 0, 1) (> 0),
(ddδ) ≡ −txy,xy(0, 0, 1) (< 0), (1.30)
と定義される．これらの定義を図 1.5に示す．符号は，対応する重なり積分と逆符号になる．Slater-Kosterパラメータの間には，いくつかの近似的な関係がある5：
(ppσ)/(ppπ) � −4.0,
(pdσ)/(pdπ) � −2.2
(sdσ)/(pdσ) � 1.1. (1.31)
これらの関係式は，電子状態をタイト・バインディング近似で記述するときに，自由に選べるパラ
メータの数を制限するので，非常に役に立つ．さらに，(ddm)を小さいとして無視すれば，自由パラメータは (pdσ)と (ppπ)のみになる．また，原子間距離 dの関数として，
(ssm), (spm), (ppm) ∝ d−2,
(pdm) ∝ d−3.5, (1.32)
と変化する．これを用いて，電子状態に対する圧力効果，格子歪みの効果などを予想することがで
きる．5 W. A. Harrison, Electronic Structure and Physical Properties of Solids (Freeman, San Francisco,
1980).
12 第 1章 バンド理論
− +
−+ +
+
+−
−
+ +
(ssσ)
+
(spσ)
(ppσ)
+
(ppπ)
+
− +− +
− −
+
(sdσ)
−
(pdσ)
− + −+ +−
(pdπ)
+
−
−+ +(ddσ)
−−+ −+
+−
−
(pdπ)
+
+−
−
図 1.5: Slater-Kosterパラメータを定義する波動関数同士の重なり [藤森淳：強相関物質の基礎（内田老鶴圃，2005年）]
両原子の相対位置Rj−Riが一般の方向を向いている場合の移動積分−tij(ex, ey, ez) ≡ 〈i|hMF|j〉を表 1.1に示す6．ここで，
(ex, ey, ez) ≡ Rj − Ri
|Rj − Ri| = (sin θ cosφ, sin θ sinφ, cos θ)
はRj − Riの方向余弦である．
1.4.2 s原子軌道からなるバンド構造
単純な結晶格子上の s原子軌道がつくるバンド構造について考える．
非磁性状態
まず，非磁性状態のバンド構造を考える．軌道部分の波動関数やエネルギー固有値はスピンに依
存しない．s原子軌道 φi,s(r) ≡ φs(r − Ri)からなる Bloch軌道は，
φks(r) =1√N
N∑i=1
eik·Riφi,s(r), (1.33)
となり，そのエネルギーは，
ε = εk ≡ εs − t∑
i:最近接
eik·Ri , (1.34)
6A. Nussbaum, Solid State Physics, Vol.18 (Academic Press, New York, 1966)
1.4. タイト・バインディング近似 13
表 1.1: 一般の相対位置にある２原子の s, p, d軌道間の移動積分−tij(exeyez)．φiは原子 iの，φj
は原子 j の原子軌道，(ex, ey, ez)は，原子 iから見た原子 j の方向余弦．
−tij(ex, ey, ez) Slater-Kosterパラメータを用いた表示
−ts,s (ssσ)−ts,x ex(spσ)−tx,x e2x(ppσ) + (1 − ex
2)(ppπ)−tx,y exey(ppσ) − exey(ppπ)−tx,z exez(ppσ) − exez(ppπ)−ts,xy
√3exey(sdσ)
−ts,x2−y212
√3(e2x − e2y)(sdσ)
−ts,3z2−r2 [e2z − 12 (e2x + e2y](sdσ)
−tx,xy
√3e2xey(pdσ) + ey(1 − 2e2x)(pdπ)
−tx,yz
√3exeyez(pdσ) − 2exeyez(pdπ)
−tx,zx
√3e2xez(pdσ) + ez(1 − 2e2x)(pdπ)
−tx,x2−y212
√3ex(e2x − e2y)(pdσ) + ex(1 − e2x + e2y)(pdπ)
−ty,x2−y212
√3ey(e2x − e2y)(pdσ) − ey(1 + e2x − e2y)(pdπ)
−tz,x2−y212
√3ez(e2x − e2y)(pdσ) − ez(e2x − e2y)(pdπ)
−tx,3z2−r2 ex[e2z − 12 (e2x + e2y)](pdσ) −√
3exe2z(pdπ)
−ty,3z2−r2 ey[e2z − 12 (e2x + e2y)](pdσ) −√
3eye2z(pdπ)
−tz,3z2−r2 ez[e2z − 12 (e2x + e2y)](pdσ) +
√3ez(e2x + e2y)(pdπ)
で与えられる．ここで，t ≡ ts,s, Riは原点の原子からみた最近接原子の座標である．εsは s原子軌
道のエネルギーであるが，以降，混乱のない限り省略する．原子間距離を aとすると，式 (1.34)は
１次元鎖： ε = εk = −2t coska,
２次元正方格子： ε = εk = −2t(cos kxa+ cos kya),
３次元単純立方格子： ε = εk = −2t(cos kxa+ cos kya+ cos kza),
(1.35)
となる．これらのエネルギー・バンド構造を図 1.6に示す．図 1.6から，あるいは式 (1.35)から，エネルギー・バンドの全幅W が，１次元鎖ではW = 4t，２次元正方格子ではW = 8t，３次元単純立方格子ではW = 12tであることがわかる．一般に，最近接原子間のみで有限な移動積分−tをもつ場合，バンド全幅は，最近接原子数を zを用いてW = 2ztで与えられる．これらのバンドの状態密度（density of states）n(ε)（式 (1.16)参照）を図 1.7に示す．式 (1.35)
から，バンドの底（kの原点）付近のバンド構造はいずれの次元でも ε � ta2k2+定数 と書き表せ，その微分は dε � 2ta2kdkとなるが，k空間の微小体積が１次元では dk，２次元では 2πkdk，３次元では 4πk2dkであるため，状態密度は，
１次元：n(ε) ∝ dk
dε=
12ta2k
∝ 1√ε+ 2t
,
14 第 1章 バンド理論
k0 π/a
ε µ
k(0,0)(π/a,π/a) (π/a,0)
k(π/a,π/a,π/a)
(π/a,π/a,0)(π/a,0,0)(0,0,0)
2t
-2t
4t
-4t
6t
-6t(π/a,π/a)
(π/a,π/a,π/a)
図 1.6: １次元鎖，２次元正方格子，３次元正方格子上の s原子軌道から作られるバンド構造．最近接原子間の移動積分 −tのみを考慮した場合．Brillouin域は図 1.1を参照．µ：原子当りの電子数 n = 1のときの電子の化学ポテンシャル．
２次元：n(ε) ∝ kdk
dε=
π
2ta2∝ θ(ε+ 4t),
３次元：n(ε) ∝ k2dk
dε=πk
ta2∝ √
ε+ 6t,
のような特異的振る舞いを示す．バンドの頂上でも同様な振る舞いを示す．さらに２次元では，バ
ンドの中央で対数的な弱い発散
n(ε) ∝ − ln |ε|を，３次元ではバンドの途中で
n(ε) ∝定数−√ε± 2t
という特異的振る舞いを示す．
εµ
µµ
εε
n(ε)
2t-2t
4t-4t6t-6t 2t-2t
図 1.7: １次元鎖，２次元正方格子，３次元正方格子上に並んだ s軌道の作るバンドの状態密度 n(ε)．最近接原子間の移動積分 −tのみを考慮した場合．µ：原子当りの電子数 n = 1のときの電子の化学ポテンシャル．
s原子軌道から形成される Bloch軌道 (1.33)の数は N 個であるが，各軌道がスピン σ =↑と ↓の２個の電子を収容できるので，sバンド全体では 2N 個の電子を収容できる．図 1.6，図 1.7には，原子当りの電子数が n ≡ N/N = 1の場合の電子の化学ポテンシャル µを示している．µがエ
ネルギー・バンドの中央に位置し，エネルギー・バンドの半分が電子に占有されている様子を示し
ている．
1.4. タイト・バインディング近似 15
k
k
x
y
π/a
π/a
-π/a
-π/a
n<1
n>1
n=1
図 1.8: ２次元正方格子における，最近接原子間の移動積分 −tのみを考慮した場合の Fermi面．n：原子当りの電子数．
図 1.8に，２次元正方格子における Fermi面が原子当りの電子数 n ≡ N/N = 1によって変化する様子を示す．n < 1の場合は原点 k = (0, 0)を中心とした Fermi面内の kをもつ Bloch軌道が電子に占有される．n > 1では Fermi面がつながり，k = (±π/a,±π/a)を中心としたホールのFermi面となる．n = 1のとき Fermi面は完全な正方形であるが，これは最近接原子間の移動積分−tのみをとりいれたタイトバインディング・モデルに特有である．次再近接原子間の移動積分−t′を取り入れると，エネルギー固有値（バンド分散）は，
εk = −t∑
i:最近接
eik·Ri − t′∑
i:次最近接
eik·Ri
= −2t(cos kxa+ cos kya) − 2t′ cos kxa cos kya (1.36)
となり，図 1.9に示すように，n = 1でも Fermi面は正方形からずれる．nは固定しているので，Fermi面の面積は変わらない．
k
k
x
y
π/a
π/a
-π/a
-π/a
t’<0
t’=0
図 1.9: ２次元正方格子の Fermi 面に対する次最近接原子間の移動積分 −t′ の効果．原子当りの電子数はn = 1に固定．
16 第 1章 バンド理論
反強磁性状態
a
aa
k
k
x
y
π/a
π/a
-π/a
-π/a
kπ/a-π/a 0
k
k
y
z
π/a
-π/a
kx
a’1
a’3
a’2 a’1 a’2
π/a-π/a
a’1
図 1.10: １次元鎖，２次元正方格子，３次元単純立方格子における反強磁性秩序（上）と反強磁性状態でのBrillouin域（太線）（下）．aは原子間隔．a′
1，a′2，a′
3 は副格子の単位ベクトル．
s軌道からなるバンド構造では，隣り合う原子が逆向きにスピン分極した状態，すなわち反強磁性
状態が安定化することがある．図 1.10に，２次元正方格子を例にとり，反強磁性状態におけるスピン密度の分布を示す．このようなスピン密度の分布により，平均場ハミルトニアン (1.13)中の平均場ポテンシャル ve−e(r)は電子スピンの向き σに依存する．上向きスピンを持つ（σ =↑）電子は，交換相互作用のため（1.5節参照），スピン分布が上向きの原子でポテンシャルが低くなる．逆に下向きスピンを持つ（σ =↓）電子は，スピン分布が下向きの原子でポテンシャルが低くなる．スピン分布が上向きの原子と下向きの原子は，それぞれ周期の長い副格子を作る．結晶ポテンシャルの周期は副格
子の周期に等しくなる．上向きスピンの原子のつくる副格子をα副格子，下向きスピンの原子のつく
る副格子を β副格子と呼ぶことにする．副格子は，図 1.10上に示すように，１次元鎖では格子定数2aを持ち，２次元正方格子では単位格子ベクトル a′
1 = (√
2a,√
2a)，a′2 = (−√
2a,√
2a)を，３次元単純立方格子では単位格子ベクトル a′
1 = (0,√
2a,√
2a)，a′2 = (
√2a, 0,
√2a)，a′
3 = (√
2a,√
2a, 0)をもつ．いずれの場合も，副格子の単位胞は，もとの単位胞の２倍の体積を持つ．これに伴って，
図 1.10下に示すように，Brillouin域は非磁性の時に比べて半分の体積になる．α副格子上および β 副格子上の s原子軌道を用いて，Bloch条件を満たすスピン σ =↑の基底
関数
ψkα↑(x) ≡√
2N
N/2∑i:α副格子
eik·Riψi↑(x),
ψkβ↑(x) ≡√
2N
N/2∑i:β副格子
eik·Riψi↑(x), (1.37)
1.4. タイト・バインディング近似 17
作り，これらをを用いて式 (1.27)に倣って固有関数を展開する：
ψkn↑(x) = cαknψkα↑(x) + cβknψkβ↑(x). (1.38)
ここで，kは反強磁性Brillouin域内に限る．式 (1.38)を Schrodinger方程式 hMFψ(x) = εψ(x)に代入し，式 (1.29)と同様に行列表示にすると，(
−∆ 〈ψkβ↑|hMF|ψkα↑〉〈ψkα↑|hMF|ψkβ↑〉 ∆
)(cα
cβ
)= ε
(cα
cβ
)
(1.39)
となる．ここで，2∆（> 0）は ↑スピン電子が α副格子と β 副格子で感じるポテンシャルの差を
あらわす．方程式 (1.39)の非対角要素は非磁性状態のバンド構造（式 (1.35)）に等しいこと：
〈ψkα↑|hMF|ψkβ↑〉 = εk
が容易に示されので，式 (1.39)を解いて得られるエネルギー固有値 εkn↑（n = ±）は，
ε = εk±↑ ≡ ±√
∆2 + ε2k, (1.40)
となる．
k0 π/2a
ε µ
k(0,0,0)
(π/2a,π/2a,π/2a) (π/a,0,0)
2t
-2t
6t
-6t(π/a,π/2a,0)k
(0,0)(π/2a,π/2a) (π/a,0)
4t
-4t
2∆ 2∆ 2∆
k0 π/a
ε µ
k
k
2t
-2t
4t
-4t
6t
-6tk(0,0)(π/a,π/a) (π/a,0)
(π/a,π/a,π/a)(π/a,π/a,0)(π/a,0,0)(0,0,0)
(π/a,π/a)
(π/a,π/a,π/a)
図 1.11: １次元鎖，２次元正方格子，３次元正方格子上の s原子軌道から作られる反強磁性状態（図 1.10）のバンド構造．上：非磁性バンド構造（図 1.6）と反強磁性による折りたたみ．白い部分が反強磁性 Brillouin域内を示す．下：反強磁性ポテンシャルの効果．最近接原子間の移動積分 −tのみを考慮している．反強磁性Brillouin域は図 1.10を参照．µ：原子当りの電子数 n = 1のときの電子の化学ポテンシャル．
18 第 1章 バンド理論
図 1.11上に，反強磁性 Brillouin域（図の白い部分）にバンドが折り返され２本になることを，図 1.11下に，両バンドが α副格子と β 副格子のポテンシャル ±∆の効果により混成する様子を示す．|εk| ∆のエネルギー領域では反強磁性の効果は弱く，|εk| ∼ ∆あるいは |εk| < ∆の領域で顕著な効果があることがわかる．すなわち，平均占有電子数 n = 1のとき Fermi面形成される εk = 0では，大きさ 2∆のギャップが開くあることを式 (1.40)は示している．実際に図 1.11下が示すように，両副格子のポテンシャル差 2∆がいかに小さくとも，ε = 0を中心に大きさ 2∆のギャップが Fermi面全面にわたって開く7．実際の物質では，次最近接原子 k間の移動積分 −t′も有限で，2∆がある程度大きくないと Fermi面全面にわたるギャップは開かない．以上，↑スピン電子について述べたが，↓電子の固有値も同様に ε = εk±↓ ≡ ±√∆2 + ε2k とな
り，εk±↑（式 (1.40)）と等しい．つまり，↑スピンと ↓スピンは完全に同一のバンド構造を持つ．従って，上に述べた反強磁体のバンド構造の特徴は，副格子間のポテンシャル差の起源がスピンに
依らないもの，例えば，α副格子と β副格子で電荷分布に差があるもの（反強磁性状態を静的なス
ピン密度波が立っているものとみなすことと対応して，電荷密度波が立っているもの）でも同様の
スピンに依存しないバンド構造を持つと考えられる．
1.5 Hartree-Fock近似
これまでは，平均場ポテンシャル vMF ≡ vcore(r) + ve−e(r)が与えられたものとしてバンド構造を議論していた．しかし，平均場ポテンシャル，とくに，自分以外の N − 1個の電子がつくるポテンシャル ve−e(r)は，平均場ポテンシャルに対する Schrodinger方程式 (1.14)を解いてN − 1個の電子の波動関数が得られれば，原理的には計算できるはずのものである．したがって，平均場ポ
テンシャルは波動関数を決め，波動関数は平均場ポテンシャルを決めているので，互いに矛盾のな
い（セルフコンシステントな）平均場ポテンシャルと波動関数の組み合わせを見つけたい．以下で
は，平均場ポテンシャル vMF を波動関数とセルフコンシステントに求める具体的な方法について
述べる．
1.5.1 Hartree-Fock方程式の導出
多電子系の波動関数を Slater行列式ΨN ≡ |ψk′λ′ψk′′λ′′ ......ψk(N)λ(N) |（式 (1.11)）で表し，そのN 電子系のハミルトニアンHN = H0 +H ′ =
∑Ni hi +
∑Ni>j vij（式 (1.8)）の期待値
EHFN = 〈ΨN |HN |ΨN 〉 = 〈ΨN |
N∑i=1
hi|ΨN〉 + 〈ΨN |N∑
i>j=1
vij |ΨN〉
を計算する．計算に際して，Slater行列式の次の性質が必要である：
|ψk′λ′ψk′′λ′′ ......ψk(N)λ(N) |(x1,x2, ....,xn)
7 移動積分が副格子内にはなく副格子間にのみ存在するとき，この格子をバイパータイト（bi-partite）格子と呼ぶ．バイパータイト格子では，副格子間のポテンシャル差が無限小であっても，あるエネルギーで k空間全面にわたってギャップが開く．最近接移動積分 −tのみ有限の正方格子，単純立方格子はバイパータイト格子である．
1.5. Hartree-Fock近似 19
=1√N
N∑q=1
(−1)q+1ψk(q)λ(q)(x1)
×|ψk′λ′ψk′′λ′′ ....[ψk(q)λ(q) ]欠....ψk(N)λ(N) |(x2,x3, ....,xn),
(1.41)
|ψk′λ′ψk′′λ′′ ......ψk(N)λ(N) |(x1,x2, ....,xn)
=
√2
N(N − 1)
N∑q>q′=1
(−1)q+q′+1|ψk(q)λ(q)ψkλ|(x1,x2)
×|ψk′λ′ψk′′λ′′ ....[ψk(q)λ(q)ψkλ]欠....ψk(N)λ(N) |(x3, ....,xn).
(1.42)
ここで [ψk(q)λ(q) ]欠 は，N ×N 列の行列式より ψk(q)λ(q) を除き (N − 1)× (N − 1)列を作ることを， [ψk(q)λ(q)ψkλ]欠 は ψk(q)λ(q) と ψkλを除き (N − 2) × (N − 2)の行列式を作ることを表わす．１電子演算子からなる部分H0 =
∑Ni hiの期待値 E0
N は，式 (1.41)を用いて，
E0N ≡ 〈ΨN |
N∑i=1
hi|ΨN 〉 =N∑kλ
∫dx1ψ
∗kλ(x1)h1ψkλ(x1)
≡N∑kλ
〈ψkλ|h|ψkλ〉 ≡N∑kλ
hkλ =∑kλ
hkλnkλ, (1.43)
となることが示せる．ここで，∑N
kλは占有された１電子状態についての和を，∑
kλは非占有状態
も含めた全ての１電子状態についての和を表わす．また，nkλは１電子状態 ψkλを占める電子数の
演算子 nkλ ≡ a†kλakλ の期待値（nkλ ≡ 〈nkλ〉）で，状態 ψkλ が非占有なら nkλ = 0，占有なら 1の値をとる．
２電子演算子からなる部分H ′ =∑N
i>j vij の期待値は，式 (1.42)を用いて，
〈ΨN |N∑
i>j=1
vij |ΨN〉
=N∑
kλ>k′λ′
∫dx1
∫dx2ψ
∗kλ(x1)ψ∗
k′λ′(x2)v12ψkλ(x1)ψk′λ′(x2)
−N∑
kλ>k′λ′
∫dx1
∫dx2ψ
∗kλ(x1)ψ∗
k′λ′(x2)v12ψk′λ′(x1)ψkλ(x2)
(1.44)
となることが示せる．式 (1.44)は，クーロン積分（Coulomb integral）
Uqq′ ≡∫dx1
∫dx2ψ
∗q (x1)ψ∗
q′(x2)v12ψq(x1)ψq′(x2) ≡ 〈ψqψq′ |v|ψqψq′ 〉,
交換積分（exchange integral）
Jqq′ ≡∫dx1
∫dx2ψ
∗q (x1)ψ∗
q′ (x2)v12ψq′(x1)ψq(x2) ≡ 〈ψqψq′ |v|ψq′ψq〉,
20 第 1章 バンド理論
および nq = 〈nq〉を用いて，
〈ΨN |N∑
i>j=1
vij |ΨN 〉 =N∑
kλ>k′λ′[Ukλk′λ′ − Jkλk′λ′ ]
=12
N∑kλ,k′λ′
[Ukλkλ − Jkλk′λ′ ]
=12
∑kλ,k′λ′
[Ukλk′λ′ − Jkλk′λ′ ]nkλnk′λ′
(1.45)
と書き表わせる．ここで，Ukλkλ = Jkλkλであるので，最後の行のように，制限付きの和∑
kλ>k′λ′
は制限なしの 12
∑kλ,k′λ′ に置き換えても良い．また，クーロン積分，交換積分ともに正の量であ
る. 式 (1.44)のうち，
ECN =
12
N∑kλ,k′λ′
Ukλk′λ′ =12
∑kλ,k′λ′
Ukλk′λ′nkλnkλ
はクーロン・エネルギー（Coulomb energy），
ExN = −1
2
N∑kλ,k′λ′
Jkλk′λ′ = −12
∑kλ,k′λ′
Jkλk′λ′nkλnk′λ′
は交換エネルギー（exchange energy）である．クーロン・エネルギーは，電子密度分布
n(r) ≡N∑kλ
2∑s=1
ψ∗kλ(x)ψkλ(x) =
∑kλ
2∑s=1
ψ∗kλ(x)ψkλ(x)nkλ
を用いて，
ECN =
12
∫dr′n(r)
e2
|r − r′|n(r′)
と書ける．したがって，ハミルトニアンの期待値は，
EHFN = E0
N + ECN + Ex
N
=N∑kλ
hkλ +12
N∑kλ,k′λ′
[Ukλk′λ′ − Jkλk′λ′ ]
=∑kλ
hkλnkλ +12
∑kλ,k′λ′
[Ukλk′λ′ − Jkλk′λ′ ]nkλnk′λ′ , (1.46)
である．
クーロン積分 Ukλk′λ′ は ψkλの電荷分布と ψk′λ′ の電荷分布の間のクーロン・エネルギーである
のでスピンに依存しないが，交換積分 Jkλk′λ′ は ψkλと ψk′λ′ のスピンが平行の場合にのみ有限に
残る．すなわち，ψkλと ψk′λ′ のスピンが逆向きの場合，Jkλk′λ′ = 0となる．ハミルトニアンHN
（式 (1.8)）が電子スピンに依存しない形であっても，スピンに依存した相互作用とそれによる磁気秩序が生じるのこのためである．
1.5. Hartree-Fock近似 21
量子力学の変分原理によれば，エネルギー期待値を最小にする波動関数が最良の波動関数であ
る．Slater行列式 (1.11)であらわされる多電子系の波動関数を用いて，多電子系ハミルトニアン(1.8)のエネルギー期待値 EHF
N ≡ 〈ΨN |HN |ΨN 〉が最小になるように波動関数と平均場ポテンシャルを求めるのがHartree-Fock近似（Hartree-Fock approximation）である．以上の結果を用いて，１電子波動関数 ψkλ(x)が満たす方程式であるHartree-Fock方程式を変
分原理により以下に導く．規格化条件
〈ψkλ(x)|ψk′λ′(x)〉 = δkλ,k′λ′
を課すために，Lagrange の未定係数 εkλ,k′λ′ を用いて，１電子波動関数の微小な変化 δψkλ(x)，δψ∗
kλ(x)に対して，
EHFN −
N∑kλ,k′λ′
εkλ,k′λ′〈ψkλ(x)|ψk′λ′(x)〉
は極小値をとるので，微小変化 δψ∗kλ(x)に対して，
δ
EHF
N −N∑
kλ,k′λ′εkλ,k′λ′〈ψkλ(x)|ψk′λ′(x)〉
= 〈δψkλ(x)|h|ψkλ(x)〉+
∑k′λ′
〈δψkλ(x1)ψk′λ′(x2)|v12|ψkλ(x1)ψk′λ′(x2)〉
−∑k′λ′
〈δψkλ(x1)ψk′λ′(x2)|v12|ψk′λ′(x1)ψkλ(x2)〉
−N∑
k′λ′εkλk′λ′〈δψkλ(x)|ψk′λ′(x)〉 = 0 (1.47)
を満たす．ここで，εkλ,k′λ′ = εkλδkλ,k′λ′ となるようにユニタリ変換された ψkλ(x)を扱うことにすると，ψkλ(x)は Hartree-Fock方程式
hHFψ(x) = εψ(x)
hHF ≡ p2
2m+ vcore(r) + vC(r) + vx
vC(r) =N∑
k′λ′
∫dx′ψ∗
k′λ′(x′)e2
|r − r′|ψk′λ′(x′) =∫dr′n(r′)
e2
|r − r′|
vxψ(x) = −N∑
k′λ′
∫dx′ψ∗
k′λ′(x′)e2
|r − r′|ψ(x′)ψk′λ′(x)
=
[N∑
k′λ′
∫dx′ψ∗
k′λ′(x′)e2
|r − r′|Px,x′ψk′λ′(x′)
]ψ(x)
(1.48)
を解いて得られる固有値 ε = εkλの解である．すなわち，求めようとしていた平均場ポテンシャル
が vMF = vcore(r) + vC(r) + vx と求まった．ここで，Px,x′ は，電子の座標 xと x′を交換し-1を掛ける演算子である．hHF をHartree-Fock演算子と呼ぶ．
22 第 1章 バンド理論
Pauliの原理から生じる交換ポテンシャル vx は，式 (1.48)からわかるように，同じ向きのスピンをもつ電子からのみ寄与があり，電子間に引力として働くので，電子間のスピンの向きを揃えよ
うとする力として働く．また，vxは非局所的な（単なる電子位置座標 rの関数では記述できない）
ポテンシャルである8 ．Hartree-Fock演算子 hHF の１電子状態 ψkλによる期待値 εkλは，第２量
子化形式で用いる電子数演算子 nkλ ≡ c†kλckλの期待値 nkλ ≡ 〈nkλ〉を用いて，
〈ψkλ|hHF|ψkλ〉 = hkλ +∑k′λ′
[Ukλk′λ′ − Jkλk′λ′ ]nkλ (1.49)
と書ける．
(h+v)ψ = εψ
v = dx ψ∗ψ e/r
ψ v v , ψ(p) (p)
ψ (0)
図 1.12: Hartree-Fock方程式のセルフ・コンシステントな解法．ψ(0) ≡ ψ(0)k′λ′ , ..., ψ
(0)
k(N)λ(N) が波動関数の
初期値，中央が逐次近似のサイクル，v(p) ≡ vC(p) + vx(p) と ψ(p) ≡ ψ(p)k′λ′ , ..., ψ
(p)
k(N)λ(N) が収束したポテンシャルと波動関数．
Hartree-Fock方程式は ψk′λ′ , ψk′′λ′′ , ..., ψk(N)λ(N) に対する連立非線型微分方程式であり，それを
解くことは一般に容易ではない．波動関数 ψk′λ′ , ..., ψk(N)λ(N) によってポテンシャル vC + vx（式
(1.48)）が決まっているが，波動関数を求めるには，ポテンシャルが必要である．そこで，波動関数に適当な初期値 ψ
(0)k′λ′ , ..., ψ
(0)
k(N)λ(N) を仮定し，この波動関数が作るポテンシャル vC(1) + vx(1)を
作り方程式を解くと新しい波動関数 ψ(1)k′λ′ , ..., ψ
(1)
k(N)λ(N) が得られる．この波動関数でさらに新しい
ポテンシャルを作り，．．．といった図 1.12に示うようなサイクルを回し，逐次近似をおこなう．p回目のサイクルで得られたポテンシャル vC(p) + vx(p) と波動関数 ψ
(p)k′λ′ , ..., ψ
(p)
k(N)λ(N) が，p+ 1回目のサイクルで得られた vC(p+1) + vx(p+1)と ψ
(p+1)
k(N)λ(N)，ψ(p+1)k′λ′ , ..., φ
(p+1)
k(N)λ(N) に十分近いものになる
まで（すなわち，逐次近似のサイクルがセルフ・コンシステントに収束するまで），Hartree-Fock方程式を数値的に解く．
8 非局所的なポテンシャル v とは，一般に，
vφkn(r) =
�dr′v(r, r′)φkn(r′)
と表わす必要のあるポテンシャルのことを指す．v(r, r′) = v(r)δ(r− r′)と書ければ，ポテンシャルは局所的であると言う．クーロン・ポテンシャル vC(r)は，電子位置 rにおける，他の電子からのクーロン力によるもので，局所的なポテンシャルである．
1.5. Hartree-Fock近似 23
1.5.2 Koopmansの定理
Hartree-Fock方程式 (1.48)のエネルギー固有値 εkλは，１電子状態 ψkλにおける Hartree-Fock演算子 hHF（式 (1.48)）の期待値，
εkλ = 〈ψkλ|hHF|ψkλ〉 = hkλ +N∑
k′λ′[Ukλk′λ′ − Jkλk′λ′ ]
= hkλ +∑k′λ′
[Ukλk′λ′ − Jkλk′λ′ ]nk′λ′ , (1.50)
で，１電子エネルギー（右辺の第１項），クーロン・エネルギー，交換エネルギー（第２項）の和
として与えられる．ここで，式 (1.50)の１行目の和は占有状態のみ，２行目の和は非占有状態も含めてとる．nkλは１電子状態 kλを占有する電子数（0または 1）である．電子系の全エネルギーの期待値 EHF
N は式 (1.46)で与えられるから，占有状態の εkλの合計とは，
EHFN ≡ 〈ΨN |HN |ΨN 〉 =
N∑kλ
εkλ − 12
N∑kλ,k′λ′
[Ukλk′λ′ − Jkλk′λ′ ]
=∑kλ
εkλnkλ − 12
∑kλ,k′λ′
[Ukλk′λ′ − Jkλk′λ′ ]nkλnk′λ′ (1.51)
の関係にある．右辺第２項は，２電子エネルギーを２重に数えたことに対する補正である．また，
ΨN のエネルギー期待値と，ΨN から ψkλ にある電子を取り去った状態 ΨN−1,kλ のエネルギー期
待値の差は，式 (1.46)を用いて
〈ΨN−1,kλ|HN−1|ΨN−1,kλ〉 − 〈ΨN |HN |ΨN 〉 = −εkλ (1.52)
となることが示される．すなわち，−εkλは状態 ψkλにある電子を取り除くのに要するエネルギー
である．但し，電子を取り除いたことによって，残された n− 1個の電子の１電子波動関数は変化しないと仮定している．式 (1.52)をKoopmansの定理（Koopmans’ theorem）と呼ぶ．したがって，最高占有軌道 ψk(N)λ(N) のエネルギーを εk(N)λ(N)，εV を真空準位とすると，εV − εk(N)λ(N) は
原子の（第１）イオン化エネルギー（ionization energy）I1 に等しい．イオン化準位（ionizationlevel）は εV − I1 で定義される．
方程式 (1.48)の解には，エネルギー固有値 (1.50)をもつ占有状態の他に，全ての占有状態に直交しエネルギー固有値，
εkλ = hkλ +N∑
k′λ′[Ukλk′λ′ − Jkλk′λ′ ] = hkλ +
∑k′λ′
[Ukλk′λ′ − Jkλk′λ′ ]nk′λ′
(1.53)
をもつ非占有状態がある．式 (1.52) と同様に，ΨN の非占有状態 ψkλ に電子を付け加えた状態
ΨN+1,kλのエネルギー期待値は，
〈Ψn+1,kλ|HN+1|ΨN+1,kλ〉 − 〈ΨN |HN |ΨN 〉 = εkλ (1.54)
を満たし，ψkλのエネルギー固有値 εkλは，ψkλに電子を付け加えるときに放出するエネルギーで
あることが示される．
24 第 1章 バンド理論
1.5.3 自由電子系のHartree-Fock近似
Fermi縮退した自由電子ガスの Hartree-Fock近似による全エネルギー EHFN は，運動エネルギー
EkinN と交換エネルギー Ex
N の和として，
EHFN = Ekin
N + ExN =
35N
�2
2mk2F − 3
4πNe2kF (1.55)
で与えられる．（自由電子ガスの場合，全空間にわたって電荷が中性であるため，クーロン・エネル
ギー ECはゼロである．）Fermi面の体積 VFS，電子数N，体積 V の間の関係式 (1.15)に Fermi球の体積 VFS = 4π
3 k3F と電子密度 n ≡ N
V を代入すると，
n =π
3
[kF
π
]3
を得るので，これを式 (1.55)に用いると，１電子当りのエネルギーは，
EHFN
N=
35
�2
2mk2F − 3
4πe2kF = An2/3 −Bn1/3
となる．したがって，エネルギー密度は，
EHF ≡ EHFN
V= n
EHFN
N= An5/3 −Bn4/3 (1.56)
で与えられる．ここで，A,B > 0である．式 (1.56)は，運動エネルギー密度 Ekin ∝ n5/3 と交換
エネルギー密度 Ex ∝ −n4/3の和となっている．
1.5.4 原子のHartree-Fock近似
水素原子を例にとり，Hartree-Fock近似で電子状態を考える．H+ イオン，中性 H 原子，H−
イオンに対応して，水素の 1s原子軌道を占める電子数は n = 0, 1, 2のいずれかの値をとる．荷電状態の変化により 1s 波動関数 φ1s(r) が変化しないと仮定すると9，1s電子間のクーロン積分U ≡ 〈φ1sφ1s|v|φ1sφ1s〉 を用いて，原子のエネルギーは，
EHF(n) = E0 + nε0 +12Un(n− 1), (1.57)
で与えられる．n電子状態から電子がイオン化するのに要するエネルギー I（イオン化エネルギー：
sn+I → sn−1+ev）と，電子を付加する時に放出するエネルギーA（電子親和力：sn+ev → sn+1+A）（図 1.13参照）は，
I = EHF(n− 1) − EHF(n) + εv = εv − ε0 − U(n− 1),
A = EHF(n) − EHF(n+ 1) + εv = εv − ε0 − U(n− 1),
9 実際は，φ1s(r)の空間的広がりが荷電状態で大きく変化する．また，H− イオンは自由空間では安定ではない．
1.6. 局所密度近似（LDA） 25
となる．ここで，εvは真空準位である．したがって，イオン化準位（ionization level）εI，親和準
位（affinity level）εA は，
εI ≡ εv − I = ε0 + U(n− 1)
εA ≡ εv −A = ε0 + Un
となる．
ε
εε
ε
v
I
AA
Iµ
図 1.13: イオン化ポテンシャル I，電子親和力 A，イオン化準位 εI，親和準位 εA．εv は真空準位．
p，dなど軌道縮退がある原子軌道の場合，クーロン積分，交換積分，
U ≡ 〈φγφγ |v|φγφγ〉, U ′ ≡ 〈φγφγ′ |v|φγφγ′〉, JH ≡ 〈φγφγ′ |v|φγ′φγ〉,(1.58)
（γ, γ′：原子軌道（γ �= γ′））と用いる．スピン軌道 γσを占有する電子数の期待値 nγσ（≡ 〈nγσ〉）を用いて，原子のエネルギーは，
EHF({nγσ}) = E0 + nεl +∑
γ
Unγ↑nγ↓ +∑γ>γ′
U ′nγ↑nγ′↓
+∑
γ>γ′,σ
(U ′ − JH)nγσnγ′σ, (1.59)
と表せる．
1.6 局所密度近似（LDA）
Hartree-Fock方程式 (1.48)のポテンシャル vC(r) + vxのうち，交換ポテンシャル vxは非局所的
で rの関数では表すことができず，計算を非常に面倒にしている．これを，交換-相関ポテンシャ
ル（exchange-correlation potential）と呼ばれる局所的なポテンシャル vxc(r)で近似するのが，ここで述べる局所密度近似（local-density approximation: LDA）である．交換-相関ポテンシャルには，交換ポテンシャルの他に電子相関の効果も近似的に取り入れられている．局所的なポテンシャ
ルを使うことで，計算の能率が非常に高くなるので，LDAは固体や大きな分子・クラスターの電子状態の第一原理計算に広く用いられている10．
LDAに電子相関の効果がどのように取り入れられているかは未だに明らかではない．にもかかわらず，Hartree-Fock近似よりも LDAの方が多くの実験をよく説明する．LDAはより一般的な
10 LDAとこれを用いた第一原理計算の詳細は，小口多美夫：バンド理論（内田老鶴圃，1999）を参照．
26 第 1章 バンド理論
密度汎関数法（density functional theory: DFT）に対する近似方法のひとつとして位置付けることができる．DFTは，「多電子系の基底状態のエネルギーEN は，電荷密度分布 n(r)が与えられれば，その汎関数として一意的に定まる」というHoenberg-Kohnの定理に基づいている11．すな
わち，
EN = E0N [n(r)] +EC
N [n(r)] +ExcN [n(r)] (1.60)
となる．
1.6.1 自由電子系の交換-相関エネルギー
電子密度 nが高い極限では，1.5.3節で述べたHartree-Fock近似による取り扱いが正確であるが，電子密度が低いときは，Hartree-Fock近似を超えて電子相関の効果を取り入れる必要がある12．高
密度極限に対する補正を加えた１電子当りのエネルギーとエネルギー密度は，
EN
N= An2/3 −Bn1/3 + C ln n−D
E = An5/3 −Bn4/3 + Cn ln n−Dn (1.61)
となる．Ecorr ≡ EN − EHFN を相関エネルギー（correlation energy）と呼び，Ecorr ≡ EN − EHF
N
は相関エネルギー密度である．式 (1.61)は，自由電子ガスでは Ecorr = Cn ln n−Dnとなること
を示している．
1.6.2 Kohn-Sham方程式の導出
1.5.3節で述べたように，一様な自由電子ガスのエネルギー密度は，電子密度 n ≡ N/V（V は系
の体積）の解析的関数で与えられる：
E(n) = Ekin(n) + Ex(n) + Ecorr(n) ≡ Ekin(n) + Exc(n). (1.62)
ここで，Exc ≡ Ex + Ecorrは交換-相関エネルギー（exchange-correlation energy）と呼ばれるエネルギーExc ≡ Ex
N +EcorrN の密度である．これを一般の一様でない固体中の電子系に拡張し，空間
の各点 rにおいて，交換・相関エネルギー密度が電子密度分布 n(r)
n(r) ≡N∑kλ
2∑s=1
ψ∗kλ(x)ψkλ(x) =
∑kλ
2∑s=1
ψ∗kλ(x)ψkλ(x)nkλ (1.63)
（nkλ = 〈nkλ〉：状態 ψkλの占有電子数）の解析的関数 Exc(n(r))で与えられるとするのが LDAである．LDAによる N 電子系基底状態13の全エネルギー ELDA
N を，
ELDAN =
∑kλ
hkλnkλ +12
∑kλk′λ′
Ukλk′λ′ +∫drExc(n(r))
11DFT，LDAについての詳しい説明は，里子允敏，大西楢平：密度汎関数法とその応用（講談社，1994年）を参照
12 N.W. Aschcroft and N.D. Mermin: Solid State Physics (W.B. Saunders Co., 1976) , Chapter 1713 Hartree-Fock近似では N は整数であったが，LDAでは N は連続変数である．
1.6. 局所密度近似（LDA） 27
=∑kλ
hkλnkλ +12
∫dr∫dr′n(r′)
e2
|r − r′|n(r) +∫drExc(n(r))
(1.64)
で与えられるとする．Hartree-Fock近似の場合（式 (1.47)）に倣って，微小変化 δψ∗kλ(x)に対す
る変分原理（nkλは固定）を式 (1.64)に適用すると，
δ
[ELDA
N −N∑
kλk′λ′εkλ,k′λ′〈ψkλ|ψk′λ′〉
]
= 〈δψkλ|h|ψkλ〉 + 〈δψkλ|vC(r)|ψkλ〉 + 〈δψkλ|f(n(r))|ψkλ〉
−N∑
k′λ′εkλ,k′λ′〈δψkλ|ψk′λ′〉 = 0, (1.65)
が導かれる．ここで，f(x) ≡ dExc(x)/dxである．εkλ,k′λ′ = εLDAkλ δkλ,k′λ′ となるようにユニタリ
変換をし，vxc(r) ≡ f(n(r))と置けば14，Kohn-Sham方程式
hLDAψ(x) = εψ(x)
hLDA ≡ h+ vC(r) + vxc(r) (1.66)
が導かれる15．これを解いて，波動関数 ψkλ とエネルギー固有値 εLDAkλ を求める．
1.6.3 エネルギー固有値の物理的意味
Hartree-Fock方程式の固有値 εkλ は，Koopmansの定理により，イオン化準位，電子親和準位などの１粒子励起準位という物理的意味をもっていた（第 1.5.2節）が，Kohn-Sham方程式 (1.66)の固有値 εLDA
kλ はそのような物理的意味は持たない．式 (1.63)より，
∂
∂nkλ=∂n(r)∂nkλ
∂
∂n(r)=
2∑s=1
ψ∗kλ(x)ψkλ(x)
∂
∂n(r)
であるので，
∂ELDAN
∂nkλ= hkλ +
∫dr∫dr′n(r′)
e2
|r − r′|ψ∗kλ(x)ψkλ(x)
+∫drf(n(r))ψ∗
kλ(x)ψkλ(x)
= 〈ψkλ(x)|[h+ vC(r) + vxc(r)]|ψkλ(x)〉 = εLDAk (1.67)
なる関係（Janakの定理）が得られる．すなわち，εLDAk は，無限小の電子数変化に対する全エネ
ルギーの変化を表わす．現実に電子数を１個未満だけ変化させるのは不可能なので，εLDAk は実験
的に測定できる量ではない．しかし，電子相関の弱い物質では，εLDAk が１粒子励起準位に近い値
をとることもあり，LDAを用いた第１原理計算が物質研究において有用となっている．14 自由電子ガスとの類推の vxc(r) ∝ n(r)1/3 をはじめとして，いろいろなポテンシャルの関数形が提案されている．
15厳密には，式 (1.66) は一般的な Kohn-Sham 方程式ではなく，LDA の範囲内での Kohn-Sham 方程式で，Hartree-Fock-Slater 方程式と呼ばれることもある．Kohn-Sham 方程式の一般形では，式 (1.66) 中のvxc(r)ψ(x)を，式 (1.60)中の汎関数の関数微分 δExc
N [n(r)]/δn(r)に置き換えたものである．
28 第 1章 バンド理論
1.6.4 原子のLDA
水素原子を例にとり，1s軌道が n個の電子に占有されているとする．現実の水素原子は n = 0, 1, 2の３つの値しかとれず，n = 1はスピン s = 1
2 で磁性をもつが，LDAではエネルギーが nの解析的
関数であるため，電子数は 0 < n ≤ 2の範囲で連続値をとり，磁性は考慮されていない．このように，原子のような小さな系を扱うには，LDAは非現実的な点が多いが，以下に示すように，εLDA
k
から測定できる物理量についても有用な情報が得られる．原子の全エネルギー (1.64)が nの解析
関数であるので，nについてテーラー展開し，３乗以上の項を省略すると，
ELDA(n) = E0 + an+ bn2, (1.68)
となり，LDAの固有値は，
εLDA(n) =∂ELDA(n)
∂n= a+ 2bn (1.69)
となる．1.5.4節に倣って，図 1.13を参照し，イオン化エネルギー，電子親和力は，
I = ELDA(n− 1) − ELDA(n) + εv = εv − a− b(2n− 1),
A = ELDA(n) − ELDA(n+ 1) + εv = εv − a− b(2n+ 1),
イオン化準位 εI，電子親和準位 εAは，
εI ≡ εv − I = a+ 2b(n− 1/2) = εLDA(n− 1/2),
εA ≡ εv −A = a+ 2b(n+ 1/2) = εLDA(n+ 1/2)
となる（図 1.13参照）．すなわち，ある準位のイオン化エネルギー，ある準位への電子付加エネルギーを求めるには，それらの準位に電子を 1/2個増減した状態（遷移状態と呼ぶ）でKohn-Sham方程式の固有値を求めればよい．これを拡張して，ある準位からある準位への電子遷移に要するエ
ネルギーは，遷移元の電子を 1/2個減らし，遷移先の電子を 1/2個増やして Kohn-Sham方程式(1.66)を解き，得られた準位のエネルギー差を調べれば良い．これらの方法は，Slaterの遷移状
態（Slater’s transition state）の方法と呼ばれる．また，LDA固有値はイオン化準位と親和準位の平均値を与えることも，上の計算からわかる．
イオン化準位と電子親和準位は，1s軌道の１電子エネルギー ε0とクーロン積分 U を用いて，
εI = ε0 + U(n− 1),
εA = ε0 + Un
とも表せる．上の a，bを用いた表記と比べて，a = ε0 − 12U，b = 1
2U であることがわかる．した
がって，全エネルギー (1.68)は，
ELDA(n) = ε0n+12Un(n− 1), (1.70)
(1.71)
1.6. 局所密度近似（LDA） 29
となり，Hartree-Fock近似の全エネルギー (1.57)と同じに書ける．LDA固有値 (1.69)は，
εLDA(n) = ε0 + U(n− 1/2) (1.72)
となる．
s原子軌道ではなく p，dなど軌道縮退がある原子軌道の場合，LDAの範囲内では，ポテンシャルが電子密度分布 n(r)だけで決まるので，
1. p軌道の場合は 0 < n ≤ 6，d軌道の場合は 0 < n ≤ 10，
2. 同じ軌道間のクーロン積分 U を，あらゆる軌道間のクーロン積分（U , U ′）－交換積分（−J）の平均値 U に置き換える，
など以外は，上記の水素 1s軌道のと同じ取り扱いでよい．Hartree-Fock近似においては，スピン軌道の占有状態が重要であったこと（1.5.4節）と大きく異なる．
1.6.5 局所スピン密度近似（LSDA）
磁性体のように系がスピン分極している場合を考える．スピン-軌道相互作用を無視できるとし，Bloch軌道を ψkλ(r) = φknσ(r)χσ(s)と書けるとする．基底状態の全エネルギーは，単なる電子密度分布 n(r)（=n(r)↑ + n(r)↓）（式 (1.63)）の関数ではなく，スピン ↑，スピン ↓両方の電子密度分布
n↑(r) ≡N↑∑kn
φ∗kn↑(r)φkn↑(r) =∑kn
φ∗kn↑(r)φkn↑(r)nkn↑
n↓(r) ≡N↓∑kn
φ∗kn↓(r)φkn↓(r) =∑kn
φ∗kn↓(r)φkn↓(r)nkn↓
の関数になる．ここで，N = N↑ +N↓である．したがって，交換-相関エネルギー密度を，LDAの式 (1.64)を拡張して，両電子密度分布の関数 Exc(n↑(r), n↓(r))とした全エネルギー表式：
ELSDAN =
∑kλ
hkλnkλ +12
∑kλk′λ′
Ukλk′λ′ +∫drExc(n↑(r), n↓(r))
=∑kλ
hkλnkλ +12
∫dr∫dr′n(r′)
e2
|r− r′|n(r) +∫drExc(n↑(r), n↓(r))
(1.73)
を用い，これにLDA（式 (1.65)）と同様に変分原理を適用する．f(x, y) ≡ ∂Exc(x, y)/∂x, g(x, y) ≡∂Exc(x, y)/∂yを用い，vxc
↑ (r) ≡ f(n↑(r), n↓(r))，vxc↓ (r) ≡ g(n↑(r), n↓(r))と置き，LDAのKohn-
Sham 方程式（式 1.66）に対応した，局所スピン密度近似（local spin-density approximation:LSDA）の方程式
hLSDAψ(x) = εψ(x)
hLSDA ≡ h+ vC(r) + vxcσ (r) (1.74)
30 第 1章 バンド理論
を得る．ここで，交換-相関ポテンシャル vxc がスピンの方向 σにも依存している点が非磁性状態
の LDAと異なる．LSDAで原子を扱うと，原子の全エネルギーは，LDAの時のような全電子数 n = n↑ + n↓ だけ
でなく，n↑，n↓ のそれぞれに依存し，n↑と n↓（0 < n↑, n↓ ≤ 1）の解析関数として，
ELSDAn↑,n↓ = E0 + a↑n↑ + a↓n↓ + bn↑n↓ + c↑n2
↑ + c↓n2↓, (1.75)
とテーラー展開される．したがって，LSDAの固有値は，
εLSDAσ (n↑, n↓) =
∂ELSDAn↑,n↓
∂nσ= aσ + bn−σ + 2cσnσ,
(1.76)
となる．↑スピン電子のイオン化準位，親和準位は，1.6.4節に倣って，
εI↑ = εv − I↑ = ELSDA(n↑, n↓) − ELSDA(n↑ − 1, n↓)
= a↑ + bn↓ + c↑(2n↑ − 1) = εLSDA↑ (n↑ − 1/2, n↓),
εA↑ = εv −A↑ = ELSDA(n↑ + 1, n↓) − ELSDA(n↑, n↓)
= a↑ + bn↓ + c↑(2n↑ + 1) = εLSDA↑ (n↑ + 1/2, n↓),
となり，LDAと同様に，遷移状態（イオン化する準位，あるいは電子を付加する準位の電子を 1/2個増減した状態）で方程式 (1.74)を解いて得られる．イオン化準位と親和準位を，原子軌道の１電子エネルギー ε0，クーロン積分 U，交換積分 JH を用いて，
εI↑ = ε0 + Un↓ + (U − JH)(n↑ − 1),
εA↑ = ε0 + Un↓ + (U − JH)n↑,
と表せるので，aσ，b, cσ を用いた表記と比べて，aσ = ε0 − 12 (U − JH)，b = U , c = 1
2 (U − JH)であることがわかる．したがって，全エネルギー (1.76)は，
ELSDAn↑,n↓ = E0 + ε0n+ Un↑n↓ +
12(U − JH)n↑(n↑ − 1)
+12(U − JH)n↓(n↓ − 1), (1.77)
LSDA固有値は，
εLSDAσ (n↑, n↓) =
∂ELSDAn↑,n↓
∂nσ= ε0 + Un−σ + (U − JH)(nσ − 1/2),
(1.78)
と書ける．これより，↑スピンと ↓スピンの準位は JH(n↑ − n↓)だけ交換分裂する．
1.7 LDA+U近似
Kohn-Sham方程式の固有値 εLDAk は１粒子励起エネルギーには対応しないので，最低非占有準
位の固有値と最高占有準位の固有値の差は，１粒子ギャップ（バンドギャップ）に比べて一般的に
1.7. LDA+U 近似 31
小さい．電子間相互作用の強い d電子系，f 電子系，とくにMott絶縁体ではとくにその傾向が強い．このような場合は，Hartree-Fock近似を用いて，より正確な１粒子励起エネルギーを求める必要がある．しかし，第一原理計算には Hartree-Fock近似は非常に計算量が多く，はるかに計算量の少ない LDAで d電子系，f 電子系を扱いたい．このために，LDAの基底状態の全エネルギーの表式 (1.64)のうち，d電子間あるいは f 電子間の相互作用の部分を Hartree-Fock近似で用いる表式に置き換えるのが LDA+U 近似である16：
ELDA+UN = ELDA
N −N∑
i=1
12Uni(ni − 1)
+N∑
i=1
∑
γ
Uniγ↑niγ↓ +∑γ>γ′
U ′niγ↑niγ′↓ +∑
γ>γ′,σ
(U ′ − JH)niγσniγ′σ
(1.79)
ここで，LDAにおける電子間相互作用エネルギー 12 Uni(ni − 1)を差し引いてから，Hartree-Fock
近似の電子間相互作用エネルギーを加えている．U , U ′, JH は式 (1.58)で定義されるクーロン積分，交換積分である．LDA+U 法は，d電子系，f 電子系におけるMott絶縁体，軌道整列，電荷整列の問題に多く適用され，成功を収めている．
16 V. I. Anisimov, J. Zaanen and O. K. Andersen: Phys. Rev. B 44, 943 (1991).
33
第2章 電子相関の効果
2.1 自己エネルギー補正
第 1章では，N 電子系の波動関数は単一の Slater行列式で表す１電子近似の範囲内で，Hartree-Fock近似，LDA，LSDA，LDA+U 近似などでバンド理論に電子間相互作用を取り入れた．したがって，各電子は他の電子が作る平均場ポテンシャル vMF を受けながら，それぞれの Bloch状態ψkλ に留まっていた．電子間相互作用の効果をさらに精度よく取り入れるには，電子同士の衝突
で電子が異なった Bloch状態に散乱される効果を取り入れる必要がある．つまり，Bloch状態 kλ，
k′λ′にある電子が衝突し，異なる k + qλ，k′ − qλ′に散乱される効果（図 2.1）を取り入れる．このためには，Slater行列式（式 (1.11)）
ΨN = |ψkλψk′λ′ψk′′λ′′ ......|
に様々な q，λ，λ′, λ，λ′を持つ Slater行列式 |ψk+qλψk′−qλ′ψk′′λ′′ ......|が混成してくることを考える．混成は，電子間相互作用H ′（ハミルトニアン (1.8)参照）の非対角要素によって引き起こされる．また，一般に散乱は１回に限らず，何回も（場合によっては無限回）起こるので，膨大な数の Slater行列式の混成を考えなければならない．複数の Slater行列式の線型結合で表さなければならない電子系の状態を，電子相関（electron correlation）のある状態と呼ぶ．
kλ k’λ’
k+qλ k’-qλ’
t
kλ
k’λ’ k’-qλ’k+qλ
kλ k’λ’
k+qλ k’-qλ’
kλ
k’λ’ k’-qλ’k+qλ
図 2.1: 電子間相互作用による Bloch電子の散乱．上向き矢印は電子，下向き矢印はホール，破線は電子間相互作用を表す．時間 tは下から上へ流れる．左より，電子-電子散乱 (kλ)＋ (k′λ′) → (k+qλ)＋ (k′ −qλ′)，ホール-ホール散乱 (kλ)＋(k′λ′) → (k + qλ)＋(k′ − qλ′)，電子による電子-ホール対励起 (kλ) → (k+qλ)＋(k′λ′)+ (k′−qλ′)，ホールによる電子-ホール対励起 (kλ) → (k + qλ)+ (k′λ′)＋(k′ − qλ′)．ここで，(kλ)
は Bloch状態 kλに空いたホールを表す．
上記のように，電子間の散乱は電子系の全運動量∑N
q=1 �k(q) を保存する．電子系の基底状態で
は通常，全運動量＝０であるので，基底状態に運動量 �kの電子を１個付け加えると電子系の全運動量は �kとなるが，これも電子-電子散乱により不変である（図 2.1左）．基底状態から運動量 �k
の電子を１個引き抜いたあと（運動量−�kのホールを付け加えたあと）の電子系の全運動量−�k
34 第 2章 電子相関の効果
も，電子-電子散乱（ホール-ホール散乱）により不変である（図 2.1中左）1．したがって �kは，
付け加えた１個の電子，ホールの保存量で，良い量子数となっている．
ε
εkλ
k
ReΣ(k, )∗εkλ
∼|ImΣ(k, )|∗εkλ
∗εkλ
ε
ReΣ(k,ε) ε - ε kλ
0
εkλ∗ε kλ
図 2.2: 電子相関によるバンド構造の変化の模式図．右は作図による ε = εkλ +ReΣ(k, ε)（式 (2.1)）の解法．
１電子近似の範囲では，バンド電子のエネルギー εを kの関数として ε = εkλ と定義できたが
（1.2節），電子-電子散乱，ホール-ホール散乱のために，バンド電子は有限の寿命幅（半値全幅）�/τkλを持つようになる．また，電子-電子散乱，ホール-ホール散乱により，バンド電子のエネルギーも有限値∆Ekλだけずれるようになる．図 2.2に，このようなバンド構造の変化を示す．１電子近似では細い線で描かれるエネルギー・バンドが，電子相関効果により幅を持ちぼけている．電子
相関によるバンドの “ぼけ”はエネルギー方向に起こり，運動量方向には起こらない．そこで，寿命幅に比例した虚部とエネルギーのずれに等しい実部をもつ複素数の量自己エネルギー（self-energy）を定義する．有限の寿命幅により電子はエネルギー εの不確定性をもつから，自己エネルギーは定
数ではなくエネルギー εの関数でなければいけないであろう．自己エネルギーを（とりあえず，バ
ンド指数 λ依存性を無視して）Σ(k, ε)と書くと，ε = εkλ + Σ(k, ε)から，バンド電子の中心エネルギーは
ε = εkλ + ReΣ(k, ε) (2.1)
を満たす ε ≡ ε∗kλで与えられ，エネルギー分布幅は虚数部∼ |ImΣ(k, ε∗kλ)|に比例すると考えられる．式 (2.1)の作図による解法を図 2.2に示す．（１粒子）スペクトル関数（(single-particle) spectral function）A(k, ε)という関数を
A(k, ε) ≡ − 1π
∑λ
Im1
ε− εkλ − Σ(k, ε)(2.2)
と定義すると，Σ(k, ε) = −i0+（0+ は無限小の正の数を表す）のとき，公式を 1/(x − i+) =P/x+ i0+πδ(x)（P：主値を表す）用いると，A(k, ε)は，
A(k, ε) = − 1π
∑λ
Im1
ε− εkλ − 0+=∑
λ
δ(ε− εkλ), (2.3)
となり，バンドのエネルギー εkλにピークを持つデルタ関数の集合となる．Σλ(k, ε) �= 0のときは
A(k, ε) = − 1π
∑λ
ImΣλ(k, ε)[ε− εkλ − ReΣ(k, ε)]2 + ImΣ(k, ε)2
(2.4)
1これらの散乱を，運動量 �kをもつ電子による電子-ホール対励起（図 2.1中右），運動量 −�kをもつホールによる電子-ホール対励起（図 2.1右）と見ることもできる．
2.2. １粒子 Green関数 35
となり，ImΣλ(k, ε) < 0ならば，近似的に ε = ε∗kλ にピークをもつローレンツ型関数の集合にな
る．ε = ε∗kλのまわりで自己エネルギーを
Σ(k, ε) � ReΣ(k, ε∗kλ) +∂ReΣ(k, ε)
∂ε
∣∣∣∣ε=ε∗kλ
(ε− ε∗kλ) + iImΣ(k, ε∗kλ)
≡ ReΣ(k, ε∗kλ) − αkλ(ε− ε∗kλ) + iImΣ(k, ε∗kλ)
と展開して式 (2.2)に代入すると，
A(k, ε) � − 1π
∑λ
ImΣλ(k, ε∗kλ)[(1 + αkλ)(ε− ε∗kλ)]2 + ImΣ(k, ε∗kλ)2
= − 1π
∑λ
11 + αkλ
11+αkλ
ImΣ(k, ε∗kλ)
(ε− ε∗kλ)2 +[
11+αkλ
ImΣ(k, ε∗kλ)]2
となり，ローレンツ関数のピーク幅（半値全幅）は 21+αkλ
ImΣ(k, ε∗kλ)，面積は 11+αkλ
となる．
以下に述べるように，A(k, ε)は，（１粒子）グリーン関数（(single-particle) Green’s function）
G(k, ε) ≡∑
λ
1ε− εkλ − Σ(k, ε)
(2.5)
と呼ばれる関数の虚部で与えられる．
2.2 １粒子Green関数
物理学における Green関数（Green’s function）G(r − r′; t)は，時刻 t = 0で位置 r′ に外場の刺激（例えば，電場，磁場）δ(t)δ(r− r′)を与えたときの物理量（例えば，電気分極，磁化）の時間・空間発展を表す応答関数（例えば，誘電率，帯磁率）．従って，時間的・空間的に変動する外
場 F (r, t)に応答する物理量 P (r, t)は，線型応答の範囲内で，
P (r, t) =∫ t
−∞dt′∫dr′G(r − r′; t− t′)F (r′, t′) (2.6)
で与えられる．これらを，
G(k, ω) =∫ ∞
−∞dt
∫drG(r; t)e−ik·reiωt, (2.7)
などとフーリエ変換した G(k, ω)，F (k, ω)，P (k, ω)を用いると，線型応答関係 (2.6)は，
P (k, ω) = G(k, ω)F (k, ω) (2.8)
と書き換えられる．例として，電場 E(k, ω)，電気変位 D(k, ω)，誘電率 ε(k, ω) の間の関係式D(k, ω) = ε(k, ω)E(k, ω)，磁場H(k, ω)，磁化M(k, ω)，磁化率 χ(k, ω)の間の関係式M(k, ω) =χ(k, ω)H(k, ω)などがある．
36 第 2章 電子相関の効果
多電子系の量子力学において，上記のグリーン関数に対応する線型応答関数を考える．簡単のた
め，まず結晶格子の存在を無視し，一様な空間における電子系，すなわち自由電子系を考える．ま
ず，電子を座標 x（≡ (r, s)）に生成・消滅させる演算子 ψ†(x)，ψ(x)を定義し，反交換関係
{ψ†(x), ψ(x′)} = δ(x− x′) ≡ δ(r − r′)δs,s′ ,
{ψ(x), ψ(x′)} = 0, {ψ†(x), ψ†(x′)} = 0 (2.9)
を満たすとする．ここで，{A,B} ≡ AB +BAである．N 電子系の基底状態ΨN,gに時刻 t = 0で座標 x′ に電子を付加し，時刻 t (> 0)に座標 xで付加した電子を見出す確率振幅
θ(t)〈ΨN,g |ψ(x, t)ψ†(x′, 0)|ΨN,g〉 (2.10)
（θ(t)：階段関数）を考える．ここで，時間に依存する演算子 A(t)は，全電子系のハミルトニアンHN (1.8)を第２量子化したハミルトニアン2，
H =∫dxψ†(x)h(x)ψ(x)
+12
∫dx∫dx′ψ†(x)ψ†(x′)v(x,x′)ψ(x′)ψ(x) (2.11)
を用いて，
A(t) ≡ eiHt/�A(0)e−iHt/� ≡ eiHt/�Ae−iHt/�
で与えられる．今後扱いやすくするために，式 (2.10)に，時刻 t = 0で位置 x′にホールを付加し，時刻 t (> 0)に位置 xでホールを見出す確率振幅
θ(t)〈ΨN,g |ψ†(x, t)ψ(x′, 0)|ΨN,g〉
の複素共役 θ(t)〈ΨN,g|ψ†(x′, 0)ψ(x, t)|ΨN,g〉を足し，遅延Green関数（retarded Green’s function）と呼ばれる応答関数，
GR(x,x′; t) = − i
�θ(t)〈ΨN,g|{ψ(x, t), ψ†(x′, 0)}|ΨN,g〉, (2.12)
を定義する3．有限温度の場合は，式 (2.12)の基底状態 ΨN,g での期待値を熱平均に置き換える．
2 ここで，h(x) ≡ −�2∇2/2m+ vcore(x), v(x,x′) ≡ e2/|x− x′|
であるが，実際は，電子間相互作用のうち平均場的なものは h(x)に含めて
h(x) = hH あるいは h(x) = hLDA
とすることが多い．3この他に，先進 Green関数（advanced Green’s function）
GA(x,x′; t) = − i
�θ(−t)〈ΨN,g|{ψ(x, t), ψ†(x′, 0)}|ΨN,g〉,
時間整列演算子 T を用いた時間整列 Green関数（time-ordered Green’s function）
GT (x,x′; t) = − i
�〈ΨN,g|T [ψ(x, t)ψ†(x′, 0)]|ΨN,g〉
2.2. １粒子 Green関数 37
第２量子化ハミルトニアン (2.11)は，ψ†(x)，ψ(x)の代わりに Bloch電子の生成・消滅演算子a†kλ，akλを用いて，
H =∑kλ
εkλa†kλakλ
+12
∑kλk′λ′k′′λ′′k′′′λ′′′
〈ψkλψk′λ′ |v|ψk′′λ′′ψk′′′λ′′′〉a†k′λ′ a†kλak′′λ′′ ak′′′λ′′′
(2.13)
と書くこともできる．ここで，ψ†(x)，ψ(x)と a†kλ，akλは，
ψ(x) =∑kλ
ψkλ(x)akλ, ψ†(x) =∑kλ
ψ∗kλ(x)a†kλ, (2.14)
の関係にある．a†kλ，akλの満たす反交換関係は，
{a†kλ, a†k′λ′} = δ(k − k′)δλ,λ′ ,
{akλ, ak′λ′} = 0, {a†kλ, a†k′λ′} = 0 (2.15)
これに対応して，Green関数
GRλ,λ′ (k; t) = − i
�θ(t)〈ΨN,g|{akλ(t), a†kλ′(0)}|ΨN,g〉, (2.16)
が定義され，用いられる．
2.2.1 電子相関を無視できる場合のGreen関数
電子相関を無視できる場合，すなわちHartree-Fock近似が成り立つ場合，Green関数 (2.12)は，Hartree-Fock近似における Koopmansの定理Ha†kλ|ΨN,g〉 = (EN,g + εkλ)a†k′λ′ |ΨN,g〉（式 (1.52)と等価），Hakλ|ΨN,g〉 = (EN,g − εkλ)ak′λ′ |ΨN,g〉（式 (1.54)と等価）と，反交換関係 (2.15)を用いて，
GR0 (x,x′; t) = − i
�θ(t)〈ΨN,g |{ψ(x, t), ψ†(x′, 0)}|ΨN,g〉
= − i
�θ(t)
∑kλk′λ′
〈ΨN,g|{akλ(t), a†k′λ′}|ΨN,g〉ψkλ(x)ψ∗k′λ′(x′)
= − i
�θ(t)
∑kλk′λ′
〈ΨN,g|{akλ, a†k′λ′}|ΨN,g〉ψkλ(x)ψ∗
k′λ′(x′)e−iεkλt/�
= − i
�θ(t)
∑kλ
ψkλ(x)ψ∗kλ(x′)e−iεkλt/�, (2.17)
=
� − i�〈ΨN,g |ψ(x, t)ψ†(x′, 0)|ΨN,g〉 (t > 0)
i�〈ΨN,g|ψ†(x′, 0)ψ(x, t)|ΨN,g〉 (t < 0)
が用いられることがあるが，どの Green関数を用いても計算される物理量は等しい．本書では遅延 Green関数を用いる．
38 第 2章 電子相関の効果
となる．式 (2.17)の最後の辺は，t = 0で１点 r′に与えた刺激が，Bloch状態の重ね合わせに分解され，それぞれの Bloch状態が結晶内を伝播して行く様子を示している．実空間・実時間上の Green関数 GR
0 (x,x′; t)（式 (2.17)）に ψ∗kλ(x)ψkλ′ (x′)を掛けて xと x′ に
ついて積分し（実空間 r − r′に関するフーリエ変換に対応），
GR0λ,λ′ (k, t) ≡
∫dx∫dx′GR
0 (x,x′; t)ψ∗kλ(x)ψkλ′ (x′)
= − i
�θ(t)
∫dx∫dx′ ∑
k”λ”
ψk”λ”(x)ψ∗k”λ”(x
′)ψ∗kλ(x)ψkλ′ (x′)e−iεk”λ”t/�
= − i
�θ(t)e−iεkλt/�δλ,λ′ (2.18)
を得る．ψ(x),ψ†(x)の代わりに a†kλ，akλを用いたGreen関数 (2.16)を用いても同様に，
GR0λ,λ′(k; t) = − i
�θ(t)〈ΨN,g|{akλ(t), a†kλ′}|ΨN,g〉 = − i
�θ(t)δλ,λ′e−iε0
kt/�
(2.19)
を得る．さらに時間に関してもフーリエ変換して，
GR0λ,λ′(k, ε)
≡∫ ∞
0
dtGR0λ,λ′ (k, t)eiεt/�−0+t = − i
�
∫ ∞
0
dtei(ε−εkλ)t/�−0+tδλ,λ′
= δk,k′δλ,λ′
ε− εkλ + i0+=[ Pε− εkλ
− πiδ(ε− εkλ)]δλ,λ′ , (2.20)
を得る．ここで，無限小の正数 0+は，時間積分の t = +∞における収束を保障するために導入している．
GR0λ,λ′ (k, ε)（式 (2.20)）を用いて１粒子スペクトル関数を
A0(k, ε) ≡ − 1π
∑λ
ImGR0λ,λ(k, ε)
と定義すると，
A0(k, ε) ≡∑
λ
δ(ε− εkλ) (2.21)
となり，確かに式 (2.3)と同じ量になっている．単位体積当りの状態密度 n(ε)は自由電子の状態密度
n0(ε) ≡ 1V
∑kλ
δ(ε− εkλ) =∑kλ
∫dk
(2π)3δ(ε− εkλ) (2.22)
に等しくなり，運動量分布関数（momentum distribution function）
n(k) ≡∫ µ
−∞A(k, ε) (2.23)
は階段関数
n0(k) ≡∑kλ
θ(µ− εkλ) (2.24)
2.2. １粒子 Green関数 39
k-k k0F F
ε
k
1
0-k k0F F
ε
n(k)
kλ
n(k)
εµ
図 2.3: 電子相関のない場合のバンド分散 εkλ（スペクトル関数 A(k, ε)のデルタ関数状ピークの軌跡），状態密度 n(ε)，運動量分布関数 n(k)．µは電子の化学ポテンシャル．
となる．以上の物理量を図 2.3に模式的に示す．Fermi面は εkλ = µで与えられ，k-空間のうち，Fermi面に囲まれた εkλ < µの部分が電子によって占有されている．Fermi面が囲む体積（を (2π)3
で割ったもの）は，式 (2.22)を用いて，∫dk
(2π)3n0(k) =
∑λ
∫dk
(2π)3θ(µ− εkλ) =
∫ µ
−∞dεn0(ε) = n
となり，電子密度 n ≡ N/V に等しいことがわかる．
2.2.2 多電子系のGreen関数の一般論
電子相関のある場合を含む一般的な Green関数について述べる．Bloch関数の生成・消滅演算子を用いた Green関数 (2.16)を考える．式 (2.13)のハミルトニアン H で与えられる多電子系の
Schrdinger方程式H |ΨN ′,i〉 = EN ′,i|ΨN ′,i〉
を満たす固有状態 |ΨN ′,i〉（N ′ = N,N ± 1, N ± 2, .....，i：多電子状態を表す指標，i = g：基底状
態）から恒等演算子∑
N ′,i |ΨN ′,i〉〈ΨN ′,i| = 1を作り，
GRλ,λ′(k; t) = − i
�θ(t)〈ΨN,g|{akλ(t), a†kλ′}|ΨN,g〉
= − i
�θ(t)
∑i
〈ΨN,g|eiHt/�akλe−iHt/�|ΨN+1,i〉〈ΨN+1,i|a†kλ′ |ΨN,g〉
− i
�θ(t)
∑i
〈ΨN,g|a†kλ′ |ΨN−1,i〉〈ΨN−1,i|eiHt/�akλe−iHt/�|ΨN,g〉
40 第 2章 電子相関の効果
= − i
�θ(t)
∑i
|〈ΨN+1,i|a†kλ′ |ΨN,g〉|2eiEN,gt/�e−iEN+1,it/�
− i
�θ(t)
∑i
|〈ΨN−1,i|akλ|ΨN,g〉|2eiEN−1,it/�e−iEN,gt/�
(2.25)
が得られる．これを時間に関してフーリエ変換し，
GRλλ′ (k, ε)
= − i
�
∑i
∫ ∞
0
dt|〈ΨN+1,i|a†kλ′ |ΨN,g〉|2eiEN,gt/�e−iEN+1,it/�eiεt/�−0+t
− i
�
∑i
∫ ∞
0
dt|〈ΨN−1,i|akλ|ΨN,g〉|2eiEN−1,it/�e−iEN,gt/�eiεt/�−0+t
=∑
i
|〈ΨN+1,i|a†kλ′ |ΨN,g〉|2ε+ i0+ − EN+1,i + EN,g
+∑
i
〈 |〈ΨN−1,i|akλ|ΨN,g〉|2ε+ i0+ + EN−1,i − EN,g
=∑
i
|〈ΨN+1,i|a†kλ′ |ΨN,g〉|2[ Pε− EN+1,i + EN,g
− iπδ(ε− EN+1,i + EN,g)]
+∑
i
|〈ΨN−1,i|akλ|ΨN,g〉|2[ Pε+ EN−1,i − EN,g
− iπδ(ε+ EN−1,i − EN,g)]
(2.26)
を得る．ここで，公式 1/(x+ i0+) = P/x− iπδ(x)を用いた．P は主値積分をあらわす．線型応答を表すGreen関数G(k, ε)の虚部が吸収スペクトルを表すことに対応して，１粒子Green
関数GRλλ′ (k, ε)の虚部である１粒子スペクトル関数（single-particle spectral function）（1.5.2節，
式 (1.52)参照）
A(k, ε) ≡ − 1π
∑λ
ImGRλλ(k, ε)
=∑i,λ
|〈ΨN+1,i|a†kλ|ΨN,g〉|2δ(ε− EN+1,i + EN,g)
+∑i,λ
|〈ΨN−1,i|akλ|ΨN,g〉|2δ(ε+ EN−1,i − EN,g) (2.27)
は，エネルギー ε = EN+1,i − EN,g，運動量 �kの Bloch状態に電子を１個付加するスペクトル（右辺第１項）と，エネルギー ε = −EN−1,i +EN,g，運動量 �kの Bloch状態に電子を引き抜くときのスペクトル（右辺第２項）からなっている．電子相関により，Bloch状態に付加された電子または電子が引き抜かれ生じたホールは散乱され，系は様々な状態（ΨN+1,iまたはΨN−1,i）に確率
|〈ΨN+1,i|a†kλ|ΨN,g〉|2 または |〈ΨN−1,i|akλ|ΨN,g〉|2（いずれも < 1）で遷移する．スペクトル関数(2.27)の電子付加の部分は逆光電子分光法，電子を引き抜く部分は光電子分光法（付録??）により測定される4．
4式 (2.27)では全てのバンド λについて和をとっているが，λを分離した１粒子スペクトル関数 Aλ(k, ε)も定義できる．例えば強磁性体の場合，λ =↑, ↓ として，スピンを分けたスペクトル A↑(k, ε), A↓(k, ε)を，スピン分解光電子分光，逆光電子分光により測定できる．
2.2. １粒子 Green関数 41
E +µN-1 E −µN+1EN
δ δN-1 N+1
E +µN-1, g E −µN+1, gEN, g
図 2.4: N 電子系，N ± 1電子系の全エネルギー準位図．δN±1：N 電子系基底状態から N ± 1電子系への最小励起エネルギーで，金属ではゼロである．µ：電子の化学ポテンシャル．
ε
µδ δN-1 N+1
n(ε)
E − E − µN+1 N, gE − E + µN-1 N, g0
図 2.5: 図 2.4に対応する状態密度 n(ε)．バンドギャップ δN+1 + δN−1 は，金属ではゼロになる．
図 2.4に，スペクトル関数 (2.27)を与える N 電子系，N ± 1電子系の全エネルギー準位図を示す．異なる電子数をもつ状態のエネルギーを比較するために，EN ′（N ′ = N,N ± 1）ではなくEN ′ −N ′µをプロットしている．δN±1 は，N 電子系基底状態 |ΨN,g〉から N ± 1電子系基底状態|ΨN±1,g〉への励起エネルギーで，δN+1 + δN−1 はバンドギャップである．したがって，金属では
δN+1 = δN−1 = 0となる．図 2.5には，図 2.4と同じ系の（１粒子）状態密度（(single-particle)density of states）：
n(ε) ≡ 1V
∑kλ
A(k, ε) =∫
dk(2π)3
A(k, ε) (2.28)
を示す．
A(k, ε)を占有状態（ε < µ）でエネルギーに関して積分したもの
n(k) ≡∫ µ
−∞dεA(k, ε) (2.29)
は運動量分布関数（momentum distribution function）である．A(k, ε)（式 (2.27)）を全エネル
42 第 2章 電子相関の効果
ギー領域で積分すると，恒等演算子∑
N ′,i |ΨN ′,i〉〈ΨN ′,i| = 1を用いて，
∫ ∞
−∞dεA(k, ε) =
∑λ,i
(|〈ΨN+1,i|a†kλ|ΨN,g〉|2 + |〈ΨN−1,i|akλ|ΨN,g〉|2)
=∑
λ
〈ΨN,g|{akλ, a†kλ}|ΨN,g〉 =
∑λ
1 (2.30)
となり，バンドの本数に等しくなる．すなわち，各バンドについて，そこから生じるスペクトル強
度を積分すると１になるというスペクトル強度の総和則が成り立つ．
電子相関が無視でき，Hartree-Fock近似が成り立つとき，Koopmansの定理 (1.52), (1.54)が成り立つので，スペクトル関数 (2.27)は，
ε = EN+1,i − EN,g = εkλ（ψkλは非占有状態：εkλ > µ）,
ε = EN−1,i − EN,g = −εkλ（ψkλは占有状態：εkλ < µ） (2.31)
に重み |〈ΨN,g|akλ|ΨN+1,i〉|2 = |〈ΨN+1,i|a†kλ′ |ΨN,g〉|2 = 1のデルタ関数状ピークをもつ
A0(k, ε) =∑
λ
δ(ε− εkλ),
となり5，確かに式 (2.21)をはじめとして 2.2.1節の結果を再現している．
2.3 Dyson方程式
１粒子 Green関数と自己エネルギーの関係（2.5），
GR(k, ε) =1
ε− εk − Σ(k, ε),
を Dyson方程式と呼び，頻繁に使われる．以下では，自己エネルギーの定義を兼ねて，Dyson方程式を導出する．
2.3.1 Dyson方程式の導出
演算子 ψ(x, t)の満たす Heisenbergの運動方程式
i�(∂/∂t)ψ(x, t) =[ψ(x, t),H
]は，反交換関係 (2.9)から導かれる
[ψ(x), ψ†(x′)ψ(x′)] = ψ(x′)δ(x − x′),
[ψ(x), ψ†(x”)ψ†(x′)ψ(x′)ψ(x”)]
= ψ†(x′)ψ(x′)ψ(x”)δ(x − x”) + ψ†(x”)ψ(x”)ψ(x′)δ(x − x′),5LDAでも式 (2.32)がよく用いられるが，Kohn-Sham方程式のエネルギー固有値は式 (2.31)では与えら
れないので，厳密には正しくない．
2.3. Dyson方程式 43
を用いて， [i�∂
∂t− h(x) −
∫dx′v(x,x′)ψ†(x′, t)ψ(x′, t)
]ψ(x, t) = 0,
(2.32)
となる．従って，Green関数GR(x,x′; t)の満たす運動方程式は，[i�∂
∂t− h(x)
]GR(x,x′; t)
+i
�θ(t)
∫dx′′v(x,x′′)〈ΨN,g|{ψ†(x′, t)ψ(x′′, t)ψ(x, t), ψ†(x′, 0)}|ΨN,g〉
=[i�∂
∂t− h(x)
]GR(x,x′; t)
− i
�θ(t)
∫dx′′v(x,x′′)〈ΨN,g|ψ†(x′′, t){ψ(x′′, t), ψ†(x′, t)}ψ(x, t)|ΨN,g〉
= δ(x− x′)δ(t), (2.33)
となるが，電子相関を表す左辺第２項を[i�∂
∂t− h(x)
]GR(x,x′; t) −
∫dx′′
∫ t
0
dt′′Σ(x,x′′; t− t′′)GR(x′′,x′; t′′)
= δ(x− x′)δ(t), (2.34)
と書き換えることによって，自己エネルギー（self-energy）Σ(x,x′; t− t′)と呼ばれる応答関数を定義する6 ．式 (2.34)をDyson方程式（Dyson’s equation）と呼ぶ．Σ(x,x′; t− t′)は，時刻 tに座
標 xにある電子に，時刻 t′に座標 x′にあった他の電子が及ぼすポテンシャルと考えられる．電子の運動の動的情報を反映して，時間に依存する点で，時間に依存しない Hartree-Fock近似や LDAによる平均場ポテンシャルと全く異なる．
Green関数 (2.25)が満たす Dyson方程式は，式 (2.34)をフーリエ変換して，
[�ε − εkλ]GRλλ′ (k, ε)δλ,λ′ −
∑λ′′
Σλλ′′(k, ω)GRλ′′λ′(k, ε) = δλ,λ′ , (2.35)
となる．GRλ′′λ′(k, ε)を行列 GR(k, ε)の (λ, λ′)成分とみなして＾
[ε− εkλ]δλ,λ′ − Σλλ′(k, ε) = [GR(k, ε)−1]λ,λ′ , (2.36)
と書ける．あるいは，
GRλ,λ′ (k, ε) =
[1
ε− εk − Σ(k, ε)
]λ,λ′
. (2.37)
となる．
簡単のため，バンドが１本（λ = 1）のみとすると，
GR(k, ε) =1
ε− εkλ − Σ(k, ε)(2.38)
6 L. Hedin and S. Lundqvist: Solid State Physics, Vol.23 (Academic Press, New York, 1969) p.1.
44 第 2章 電子相関の効果
であるので，
A(k, ε) = − 1π
ImGR(k, ε)
= − 1π
ImΣ(k, ε)(ε− εk − ReΣ(k, ε))2 + ImΣ(k, ε)2
(2.39)
となり，式 (2.4)を再現する．
2.3.2 因果律
Im z
Re zε
図 2.6: 複素 z 平面上の積分経路
線型応答関数G(r; t)は，結果が原因より前に生じないという因果律 （causality）を満たさなければならない，すなわち t > 0のみでゼロと異なる値を持たなければならない．電子の遅延グリーン関数GR(x,x′; t)，GR(k; t)も同様である．したがって，式 (2.18)，(2.26)のように，tに関する積分が収束する表式，
GR(k, ε) =∫ ∞
0
dtGR(k; t)eiωt−0+t, (2.40)
で GR(k, ε)を定義する．したがって，GR(k, z)は複素 z平面の下半分で収束し解析的である．そ
こで，図 2.6に示す複素 z平面上の経路に沿った積分
0 =∮dzGR(k, z)ε− z
=∮dz
ReGR(k, z) + iImGR(k, z)ε− z
= iπ[ReGR(k, ε) + iImGR(k, ε)] +∫ ∞
−∞
Pdε′ε− ε′
[ReGR(k, ε′) + iImGR(k, ε′)]
(2.41)
（P：主値積分）を考えると，実部と虚部はそれぞれ
ReGR(k, ε) = − 1πP∫ ∞
−∞dε′
ImGR(k, ε′)ε− ε′
,
ImGR(k, ε) =1πP∫ ∞
−∞dε′
ReGR(k, ε′)ε− ε′
, (2.42)
を満たす．式 (2.42)は，Kramers-Kronig関係式と呼ばれる重要な関係式である．
2.4. 有限温度における１粒子 Green関数 45
自己エネルギーΣ(k, z) ≡ ε−εkλ−GR(k, z)−1も複素 z平面下半分で解析的であるので，GR(k, ε)と同様にその実部・虚部は Kramers-Kronig関係式，
ReΣ(k, ε) = − 1πP∫ ∞
−∞dε′
ImΣ(k, ε′)ε− ε′
,
ImΣ(k, ε) =1πP∫ ∞
−∞dε′
ReΣ(k, ε′)ε− ε′
, (2.43)
を満たす．
2.4 有限温度における１粒子Green関数
有限温度における１粒子 Green関数は，T = 0における１粒子 Green関数の基底状態での期待値 〈ΨN,g|....|ΨN,g〉を熱平均値に置き換えればよい．このとき，多電子系をカノニカル集合よりもグランドカノニカル集合で考えた方が都合が良い：
GR(x,x′; t;T )
= − i
�
θ(t)Ξ
∑N,i
〈ΨN,i|{ψ(x, t), ψ†(x′, 0)}|ΨN,i〉e−(EN,j−µN)/kBT .
(2.44)
ここで，Ξ(T, µ) ≡=∑
N,i e−(EN,j−µN)/kBT は，グランドカノニカル集合の分配関数である．
ε
µ
A(k,ε;T)
A (k,ε;T)A (k,ε;T)
-+
~4k TB
ε~4k TB
f(ε;T) 1-f(ε;T)1
図 2.7: 有限温度における１粒子スペクトル関数 A(k, ε;T )の電子付加部分 A+(k, ε;T )と電子引き抜き部分A−(k, ε;T )への分解．下は Fermi分布関数 f(ε; t)と 1 − f(ε; t)
したがって，有限温度における１粒子スペクトル関数（2.27）は有限温度で，
A(k, ε;T )
=1Ξ
∑N,i,j,λ
|〈ΨN+1,i|a†kλ|ΨN,j〉|2e−(EN,j−µN)/kBT δ(ε− EN+1,i + EN,j),
46 第 2章 電子相関の効果
+1Ξ
∑N,i,j,λ
|〈ΨN−1,i|akλ|ΨN,j〉|2e−(EN,j−µN)/kBT δ(ε+ EN−1,i − EN,j)
≡ A+(k, ε;T ) +A−(k, ε;T ), (2.45)
となる．ここで，A+(k, ε;T )はスペクトル関数のうち電子付加による部分，A−(k, ε;T )は電子の引き抜きによる部分である．
A−(k, ε;T )
=1Ξ
∑N,i,j,λ
|〈ΨN−1,i|akλ|ΨN,j〉|2e−(EN,j−µN)/kBT δ(ε+ EN−1,i − EN,j),
A+(k, ε;T )
=1Ξ
∑N,i,j,λ
|〈ΨN+1,i|a†kλ|ΨN,j〉|2e−(EN,j−µN)/kBT δ(ε− EN+1,i + EN,j)
=1Ξ
∑N,i,j,λ
|〈ΨN,i|a†kλ|ΨN−1,j〉|2e−{EN−1,j−µ(N−1)}/kBT δ(ε− EN,i + EN−1,j)
=1Ξ
∑N,i,j,λ
|〈ΨN−1,j |akλ|ΨNi 〉|2e−(EN,i−ε−µN)/kBT δ(ε+ EN−1,j − EN,i)
=eε/kBT
Ξ
∑i,j,λ
|〈ΨN−1,i|akλ|ΨN,j〉|2e−(EN,j−µN)/kBT δ(ε+ EN−1,i − EN,j)
= eε/kBTA−(k, ε;T ). (2.46)
式 (2.45), (2.46)より，
A(k, ε;T ) = (1 + eε/kBT )A−(k, ε;T ) (2.47)
従って，A−(k, ε;T )は，A(k, ε)と Fermi分布関数 f(ε, T ) ≡ 1/(1 + eε
kB T )を用いて，
A−(k, ε;T ) = f(ε, T )A(k, ε;T ) (2.48)
と表される．同様に A+(k, ε)は，
A+(k, ε;T ) = [1 − f(ε, T )]A(k, ε;T ) (2.49)
で与えられる．図 2.7に，A(k, ε;T )の A+(k, ε;T )と A−(k, ε;T )への分解の様子を示す．
47
第3章 Fermi液体の物性
相互作用のない “普通の金属”から出発して電子間の相互作用を強くしていくと電子相関の効果は強くなるが，何らかの相転移が起こるまでは，その金属の物性は定性的に相互作用のない金属と同
じであると考えられる．このような，相関の強い金属を Fermi液体と呼ぶ．相互作用のないときは１個の電子あるいはホールの励起そのものが素励起であったが，Fermi液体では，電子あるいはホールが相互作用の衣を着た準粒子の励起が素励起となる．相互作用の影響は，準粒子の質量と寿
命に繰り込まれ，自己エネルギーによって表される．Fermi液体では，準粒子ピークが Fermi準位µを横切る k点の集合として Fermi面を定義できる．
3.1 １粒子励起スペクトル
3.1.1 準粒子と質量繰り込み
ε µ
e
h
図 3.1: Fermi準位 µ近傍の電子（e）の寿命を決める電子-電子散乱（左）と，ホール（h）の寿命を決める電子-電子散乱（右）
Fermi準位のわずかに上側（下側）に付け加えられた電子（ホール）は，図 3.1に示すように電子-電子散乱により電子-ホール対を励起してエネルギーを失う．エネルギー εの電子が励起できる
電子-ホール対の状態数は (ε− µ)2 に比例するので，Fermi準位 µ近傍の準粒子が電子励起により
散乱される確率は (ε − µ)2 に比例する．したがって，−ImΣ(k, ε) ∝ 1/τ は (ε− µ)2 に比例する．Kramers-Kronig関係式 (2.43)を満たすためには，ReΣ(k, ε)は µ近傍で奇関数で，テーラー展開
の最低次（ε− µに比例した部分）は負の傾きを持つ必要がある1．
Σ(k, ε) � −αk(ε− µ) − iβk(ε− µ)2 (3.1)
ここで，αk，βk は正の定数である．αk，βk は，一般には kに依存するが，以下の議論の大部分
は，k依存性を無視しても成り立つ．
1ここでは簡単のために ReΣ(k, µ) = 0とする．
48 第 3章 Fermi液体の物性
2z ε
εε
Aε ε
ε − µk
kk k
kk
図 3.2: Fermi液体の１粒子スペクトル関数
2.1節で述べ図2.2に示したように，１粒子スペクトル関数A(k, ε)(2.39)はε = εkλ+ReΣ(k, ε)(2.1)の解：
ε = ε∗k = zk(εk − µ) + µ (3.2)
にピークを持つ．ここで，zk ≡ 1/(1 +αk) (< 1)である．実際，自己エネルギー (3.1)を式 (2.39)に代入すると，
A(k, ε) � 1π
βk(ε− µ)2
[ε− εk + αk(ε− µ)]2 + β2k(ε− µ)4
=z
π
zβk(ε− µ)2
[ε− µ− zk(εk − µ)]2 + [zkβk(ε− µ)2]2(3.3)
が得られる．このスペクトル関数は，図 3.3に示すように，ε∗k にピーク（準粒子ピーク（quasi-particle peak））を持ち，その近傍では Lorentz型関数で近似される．準粒子ピークの Lorentz型関数の半値全幅，すなわち準粒子ピークの寿命幅（半値全幅）は
�/τk ≈ −2zkImΣ(k, ε∗k) (3.4)
で与えられる．準粒子ピークの幅は，図 3.3に示すように，化学ポテンシャル µから離れるにつれ
て増大する．
準粒子ピークが定義できるのは，準粒子ピークの寿命幅 (3.4)が |ε− µ|より小さい範囲なので，
−2zkImΣ(k, ε) = 2zkβk(ε− µ)2 < |ε− µ|
を満たす範囲である．すなわち，Fermi準位近傍 |ε − µ| < 1/2zkβk の範囲に準粒子が存在する．
したがって，εQP ≡ 1/2zkβkは準粒子の特徴的なエネルギースケールを与える．
Fermi面近傍での１粒子スペクトル関数のふるまいを詳しく見てみよう．図 3.3に示すように，kが Fermi面に近づくにつれて準粒子ピークは狭くなっていく．kが Fermi面上になければ，µの近傍では
A(k, ε) � βk
π
(ε− µ)2
(εk − µ)2∝ −ImΣ(k, ε)
3.1. １粒子励起スペクトル 49
µ
ε
A(k
,ε)
k=kF
k
図 3.3: Fermi液体の１粒子スペクトル関数の Fermi面近傍での振舞い
となり −ImΣ(k, ε) に比例する．このことから，図??に見るように，Fermi 準位でスペクトル強度はゼロになることがわかる．kが Fermi面上に乗ると（k = kF），準粒子ピークはデルタ関数
zkδ(ε− µ)となる．ε �= µかつピークの近傍の領域では，式 (3.3)より，
A(kF, ε) =zkF
π
zkFβkF
1 + z2kFβ2kF
(ε− µ)2→ z2
kFβkF
π(ε→ µ),
となり，非コヒーレント部分は Fermi準位で有限値をとる．
ε
k-kF kF0
Wµ
0
図 3.4: Fermi液体の１粒子スペクトル関数 A(k, ε)の強度分布．準粒子バンド ε = ε∗k が Fermi波数 kF でFermi準位 µを，傾き �vF をもって横切っている．破線は電子相関のない場合のバンド ε = εk（１粒子スペクトル関数は，破線上にデルタ関数状のピークをもつ A0(k, ε)：式 (2.32)）で，W0 はその幅．
準粒子ピークを表す近似的なローレンツ関数 (3.3)には１より小さい係数 zkが掛かっており，準
粒子ピークの積分強度は１から減少している．スペクトル強度の総和則 (2.30)より，残りのスペクトル強度 1− zkもA(k, ε)は含まなければならない．実際，スペクトル強度 1− zkは，非コヒー
レント部分（incoherent part）として，広いエネルギー範囲に分布する．
50 第 3章 Fermi液体の物性
k-kF kF0
n(k)
1
0
zk
図 3.5: Fermi液体の運動量分布関数 n(k)．破線は n0(k)（式 (2.24)）で与えられる電子相関のない場合の運動量分布関数．
Fermi面
Fermi液体では，フェルミ準位上で鋭い準粒子ピークが存在するので，準粒子のバンド分散がFermi準位を横切る（εk = µを満たす）k点の集合として Fermi面を定義できる．Fermi面上では，運動量分布関数 n(k)（式 (2.29)）が不連続が飛びと示す．したがって，n(k)が不連続なとびを示す kの集合としても，Fermi面を定義できる．そのようにして定義された Fermi面が囲む体積（を (2π)3 で割ったもの）は電子密度 n（≡ N/V）に等しく，相互作用に依存しない．これは
Luttgingerの総和則（Luttinger sum rule）とよれば，Fermi液体の重要な性質である．
質量繰り込みと繰り込み因子
図 3.4に，ε = ε∗k = zk(εk − µ) + µが与える準粒子バンドの分散を示す．この準粒子バンドは，
電子相関のない場合のバンド ε = εk に比べて，µを中心にバンドの分散幅が zk（< 1）倍に狭くなっている．すなわち，準粒子の質量m∗が，電子相関のない場合のmbに比べて，z−1
k （> 1）倍に増大している．あるいは，準粒子バンドが Fermi準位を横切るときの速度 vF ≡ (1/�)dε∗k/dk（Fermi速度（Fermi velocity）と呼ばれる）が，z 倍に減少している．これは，電子が互いに避けあって運動する電子相関効果のためと考えられる．zkは繰り込み因子（renormalization factor）と呼ばれる．一般の自己エネルギーに対しては，zkは，
zk ≡[1 − ∂ReΣ(k, ε)
∂ε
]−1∣∣∣∣∣k=kF,ε=µ
で定義される．Fermi面上の電子の生成・消滅演算子 ak, a†kを用いて，zk ≡ |〈ΨN−1,g|ak|ΨN,g〉|2 =|〈ΨN+1,g|a†k|ΨN,g〉|2（スペクトル関数の表式 (2.27)の右辺を参照）と表され，zが小さいほど，電子またはホールの付加により他の電子が追従して変化する電子相関の効果が強いことを示す．運動
量分布関数 n(k)は，図 3.5に示すように，準粒子ピークが Fermi準位を横切る k（Fermi面）での不連続なとびの量は，準粒子ピークのスペクトル重み zk (< 1)である．
3.1. １粒子励起スペクトル 51
ε − µ (eV)
A(k,
ε)
Re Σ(k, ε)Im Σ(k, ε)
εk
εk
図 3.6: 自己エネルギーと１粒子スペクトル関数A(k, ε)．自己エネルギーΣ(k, ε) = −10i(ε−µ)/(ε−µ+ i)2，１電子近似バンドエネルギー εk − µ = −2 eVに対して，ε = εkλ + ReΣ(k, ε)(2.1)を解いて得られた準粒子エネルギー ε = ε∗k と１粒子スペクトル関数 A(k, ε)を示す．
自己エネルギーの高エネルギー部分からの準粒子への影響
Fermi液体の自己エネルギー (3.1)は，実は，実際の自己エネルギー Σ(k, ε)の ε = µのまわり
のテーラー展開の最低次の項であり，これを広いエネルギー範囲にまで拡張してKramers-Kronig関係式 (2.43)の積分を実行することはできない．式 (3.1)は |ε− µ| → ∞で発散するので，積分も発散してしまうからである．そこで，Kramers-Kronig関係式の積分実行可能な自己エネルギーの一例として，
Σ(k, ε) = gkε− µ
(ε− µ+ iΓk)2(3.5)
の関数形を採用する．図 3.6に，その実部と虚部の形状を示す．式 (3.5)をテーラー展開すると，
Σ(k, ε) � − gkΓ2
k
(ε− µ) − 2igkΓ3
k
(ε− µ)2 (3.6)
となり，式 (3.1)と比較すると，αk = gk/Γ2k，βk = 2gk/Γ3
k = 2αk/Γkとなる．さらに，電子相関
の強い極限（zk � 1）では，αk，βk ともに，
αk = 1 + 1/zk � 1/zk, βk = 2αk/Γk � 2/zkΓk
と増大する．
Γk が電子相関効果の増大とともにどのように変化するかについては，物理的な推察が必要であ
る．電子相関の強さは．電子間相互作用が増大し，系が Fermi液体から他の相に転移する直前まできたところで最大になる（zk がゼロに最も近づく）と考える．このときでも，電子間相互作用の
強さは有限であるから，自己エネルギーの最大値も有限に留まると考えられる．|Σ(k, ε)|の最大値Σmax ∼ gk/Γk = αkΓk ∼ Γk/zkが有限に留まるためには，Γkは zkに比例して減少しなければな
らない．したがって，
αk � 1/zk, βk ∼ 2/z2kΣmax
52 第 3章 Fermi液体の物性
と，βk が αk よりも強い増大を示さなければならない．Γk は，自己エネルギー (3.5)が顕著な変化をするエネルギー・スケールを与えるパラメータとなっているので，電子相関効果の増大は，µ
付近の準粒子のエネルギースケール εQP ≡ 1/2zkβk = (1/2zk)(z2kΣmax/2) = zkΣmax/4が減少す
ることに現れている．
図 3.6の例では，ε = εkλ + ReΣ(k, ε)(2.1)のひとつの解 ε = ε∗kが A(k, ε)の Fermi準位 µ近く
の鋭いピーク（準粒子ピーク：quasi-particle peak）を与えている．（図 2.2と同様に，バンド構造ε = εk と ReΣ(k, ε)が与えられたとき，作図により ε = ε∗kλを求められる．）ピーク位置はバンド
構造 ε = εk を反映して k依存性（運動量分散）を示し，準粒子バンド構造（quasi-particle bandstructure）を与える．得られたA(k, ε)は，準粒子ピーク以外の非コヒーレント部分にも，Fermi準位から離れたところに幅広いピークを示している．このような “非コヒーレントピーク”は，Fermi準位から離れたところで ImΣ(k, ε)が比較的小さく ε � εk +ReΣ(k, ε)が満たされる場合に生じる．
