Dichtefunktionalberechnungen für Seltenerd- und¨Ubergangsmetall ...
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3.1. DER SELBSTKONSISTENZZYKLUS 21<br />
mit diagonalen Core-Core-Blöcken S cc ′ = δ cc ′ und H cc ′ = ɛ c δ cc ′ sowie zueinander<br />
komplex konjugierten Blöcken H cv = H vc † und S cv = S vc, † so daß<br />
sich die Dimension des Eigenwertproblems (3.12) mittels der in [22] angegebenen<br />
Choleski-Zerlegung auf ein Eigenwertproblem der Dimension der Valenzzustände<br />
reduzieren läßt. Dies verringert insbesondere für relativistische<br />
Berechnungen den numerischen Aufwand erheblich, da für schwere Atome die<br />
Zahl der Corezustände die der Valenzzustände normalerweise deutlich übersteigt.<br />
Durch Lösen der Gleichung (3.12) für jeden (irreduziblen) ⃗ k-Punkt erhält man<br />
die Koeffizientenmatrizen<br />
C ⃗sν,n ( ⃗ k) = c ⃗ kn<br />
⃗sν , (3.16)<br />
sowie die diagonalen Eigenwertmatrizen<br />
E n,n ′( ⃗ k) = ɛ ⃗kn δ n,n ′ , (3.17)<br />
mit deren Hilfe die Fermienergie ɛ F gemäß dem Aufbauprinzip der Kohn-Sham-<br />
Theorie so bestimmt wird, daß die Summe über die besetzten Zustände gleich<br />
der Anzahl der Elektronen im Kristall N e ist:<br />
N e =<br />
∑bes.<br />
⃗ kn<br />
1 =<br />
V ∑<br />
∫<br />
(2π) 3<br />
n<br />
Θ(ɛ ⃗kn − ɛ F ) d 3 k. (3.18)<br />
Für die ⃗ k-Raum-Integration wird die in [25, 26] beschriebene Tetraedermethode<br />
verwendet.<br />
Nicht vollgefüllte, lokalisierte f-Schalen werden wie Core-Zustände behandelt<br />
und unabhängig vom Wert der Fermienergie mit einer vorgegebenen Besetzungszahl<br />
besetzt. Dies entspricht formal einer LDA+U-Näherung mit sehr<br />
großer Onsite-Coulombwechselwirkung U.<br />
Nachdem die Fermienergie ɛ F und die Koeffizienten c ⃗ kn<br />
⃗sν<br />
bestimmt sind, lassen<br />
sich die Dichte<br />
⎛<br />
⎞<br />
∑bes.<br />
n(⃗r) = tr ⎝ 〈⃗r| ⃗ kn〉 〈 ⃗ kn|⃗r〉 ⎠ =<br />
⃗ kn<br />
und die Magnetisierungsdichte<br />
⎛<br />
⎞<br />
∑bes.<br />
m(⃗r) = µ B tr ⎝ βΣ z 〈⃗r| ⃗ kn〉 〈 ⃗ kn|⃗r〉 ⎠ = µ B<br />
⃗ kn<br />
∑bes.<br />
⃗ kn<br />
〈 ⃗ kn|⃗r〉 〈⃗r| ⃗ kn〉 (3.19)<br />
∑bes.<br />
⃗ kn<br />
〈 ⃗ kn|⃗r〉 βΣ z 〈⃗r| ⃗ kn〉 (3.20)<br />
berechnen, wobei die Spur bezüglich der Spinorindizes zu nehmen ist.<br />
Setzt man den Ansatz für die Blochzustände (3.8) in die Gleichungen (3.19)<br />
und (3.20) ein, sieht man, daß sich die Dichte und die Magnetisierungsdichte<br />
jeweils in einen Netto- und einen Überlappanteil aufspalten lassen, so daß gilt:<br />
n(⃗r) = n net (⃗r) + n ovl (⃗r) (3.21)<br />
m(⃗r) = m net (⃗r) + m ovl (⃗r),