Pseudopotentiels ultradoux (USPP)

2r^l+2(i−1)exp ( −r2 2r2 l ) r^l+(4i_l ^−1)/2 √ Γ( l + ⁴ⁱ⁻¹₂ ) ^(5.44) où :

Γ représente la fonction gamma, pour tout nombre complexe z tel que Re(z) > 0, on dénit la fonction gamma par :

Γ(z) =

∫ _∞

0

t^z−1e^−tdt (5.45)

Les projecteurs de pl

i(r) satisfaire la condition de normalisation

∫ _∞

0

p^l_i(r)p^l_i(r)r²dr = 1 (5.46) Dans cette construction, les paramètres du pseudopotentiel sont calculés par minimi-sation des diérences entre les valeurs propres et les charges dans la sphère atomique de la sphère tout-électron et le pseudo-atome. Dans notre étude nous avons utilisé ce type de pseudopotentiel.

5.4.6 Pseudopotentiels ultradoux (USPP)

En 1990, Vanderbilt [16] introduit une nouvelle approche dans laquelle les pseud-fonctions d'ondes sont supposées être égales aux pseud-fonctions d'ondes de tous les électrons audelà de rc, comme pour les pseudopotentiels à norme conservée, mais sont les plus douces à l'interieur. An de permettre ceci, la conservation de la norme est supprimé. De grandes valeurs de rc peuvent alors être employées, et par conséquent, l'énergie maximum des ondes planes (cuto ) nécessaire pour les calculs peut être diminuée, qui est l'avantage de ce type de pseudopotentiel. Cependant, les défauts suivants doivent être pris en compte :

1. les pseudofonctions d'ondes ne sont pas normalisées, puisqu'elles sont identiques aux fonctions d'ondes de tous les électrons (ils ont donc la même norme) dans la

région interstitielle mais dièrent dans le c÷ur. Ceci introduit un recouvrement non diagonal dans l'équation séculaire.

2. la pseudodensité de charge n'est pas obtenu par le calcul ^∑ϕ^∗ϕ comme dans le cas de conservation de la norme. Ceci produit, en plus, une mauvaise densité de charge. Un terme augmenté a donc besoin d'être ajouté dans la région de c÷ur. 3. l'abandon de la concervation de la norme entraîne une baisse de la transférabilité

des pseudopotentiels.

Cependant, les pseudopotentiels de Vanderbilt ont été utilisés dans des calculs à grandes échelles, pour lesquels le coût de génération des pseudopotentiels est négligeable com-paré au coût du calcul total. Dans l'approche de Vanderbilt, l'energie totale est donnée par : E =∑ occ ⟨ϕj | T + VN L | ϕj⟩ + ∫ d³rV^L(r)n(r) + ¹ 2 ∫ d³rd³r^′n(r)n(r ′₎ | r − r′ | ^{+ E}xc[n] + E_ii (5.47) où T est l'opérateur énergie cinétique, VL la composante locale du pseudopotentiel,

VN L la composante non locale du pseudopotentiel de Vanderbilt, et les ϕj les pseudo-fonctions d'ondes. La forme séparable non locale complète pour VN L, est :

V^{N L} =∑

mn

D_nm⁽⁰⁾ | βn⟩⟨βm | (5.48)

où le pseudopotentiel est caractérisé par les fonctions βnm, les coecients D(0) nm et la composante locale VL(r). An de simplier, seulement un atome est considéré dans les formules précédentes. βm sont exprimés dans une représentation angulaire, par des produits d'harmoniques sphériques et de fonction radiales, faisont disparaître rc de l'équation. La pseudodensité de charge est donnée par le carré des pseudofonctions d'ondes et par l'augmentation dans la sphère.

n(r) =∑ occ [ ϕ^∗_j(r)ϕ_j(r) +∑ mn Q_nm(r)⟨ϕj |⟩⟨βm | ϕi⟩ ] (5.49) où les Qnm(r) sont les fonctions locales déterminées pendant la génération du pseu-dopotentiel. Le principe variationnel appliqué aux trois équatios précédentes, permet

d'exprimer le determinant séculaire : H | ϕj⟩ = ϵjS | ϕj⟩ (5.50) avec H = T + V_xc(r) + V_H(r) + V^L(r) +∑ mn D_nm | βn⟩⟨βm | (5.51) et S = 1 +∑ mn q_nm | βn⟩⟨βm | (5.52)

où 1 indique l'opérateur identité et

q_nm= ∫

α

d³rQ_nm(r) (5.53)

est l'integrale prise sur toute la sphère dénie par rc. Les Dnmcorrespondent aux termes

D⁽⁰⁾nm avec un terme d'écrantage.

D_nm = D_nm⁽⁰⁾ + ∫

α

V (r)Q_nm(r) (5.54)

où V indique le potentiel local, donné par la somme du pseudopotentiel local et des potentiels d'échangecorrélation et de Hartree.

Génération des pseudopotentiels de Vanderbilt

La génération des pseudopotentiels ultradoux débute avec des calculs atomiques pour une conguration de référence. Un échantillon d'énergies de référence, Eij, est sé-lectionné sur laquelle les états de bandes sont calculés. La solution régulière de l'équa-tion radiale de Schrödinger (ϕlmj(r) = u_ij(r)Y_lm(r)), est alors résolue dans rc pour chaque Eij. Une pseudofonction d'onde lisse, Φps

lmj(r) = ˆu_ij(r)Y_lm(r), est générée pour chaque triplet {lmj} qui la connecte à ϕlmj en rc. De la même façon, un potentiel local lisse, VL, qui raccorde le potentiel de tous les éléctrons à l'extérieur de rcest déterminé. Les orbitales suivantes sont alors construites :

| χlmj⟩ =^[E_ij − T − VL(r)]

si ϕps et VLsont égaux respectivement à ϕ et au potentiel de tous les électrons au-delà de rc , les ϕ satisfont l'équation de Schrödinger pour Eij, χ est nulle à l'extérieur de

r_c. A présent les Qnm(r) peuvent être construites puisque nous avons qu'elles doivent être prises en compte pour évaluer la diérence entre la vraie densité de charge et ϕ∗_ϕ.

Q_nm(r) = ϕ^∗_n(r)ϕ_m(r)− Φ∗

n(r)Φ_m(r) (5.56)

où n et m décrivent alors les valeurs triplet lmj. En pratqiue, le lissage doit être appliqué aux Qnm dans le but de faciliter l'utilisation du calcul des densités de charge. Les moments Qnm sont préservés. les fonctions | βn⟩ sont construites de la même

manière :

| βn⟩ =^∑

m

(β⁻¹)_mn | χm⟩ (5.57)

avec βnm =⟨Φn | χm⟩. les composantes résultantes du pseudopotentiel, VLet Dnmsont déterminées par l'identité suivante :

[ T + V +∑ nm D_nm | βn⟩⟨βm | ] | Φn⟩ = En [ 1 +∑ nm q_nm | βn⟩⟨βm | ] | Φn⟩ (5.58)

où Dnm = β_nm+E_mq_nm. Enn, on peut déterminer les D0

nmà partir de l'équation (5.54), et la contribution de Hartree et d'echangecorrélation sont soustraites de V pour ob-tenir VL.

Une importante particularité de ce pseudopotentiel est le fait que comme les pro-cédés d'itération sont autocohérents, la contribution de l'augmentation de charge à l'intérieur de la sphère change avec les fonctions d'onde. Cette charge contribue au po-tentiel utilisé dans les équations de KohnSham. Comme cette contribution est décrite comme étant une partie du pseudopotentiel, on peut estimer que le pseudopotentiel se développe durant le calcul. Dans tous les cas, l'évolution de l'augmentation de la charge et sa contribution au potentiel permettent de grands valeurs de rc (donnant des pseudopotentiles trés lisses) qui seront utilisées dans la construction de Vanderbilt, sans sacrier l'éxactitude du calcul.