Corrélation versus écart d'hybridation en CaMn $$ | Henan Assemblée magnétique Co., Ltd

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 9271 (2023) Citer cet article

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Nous étudions l'interaction entre les corrélations électroniques et l'hybridation dans la structure électronique à faible énergie de CaMn$_2$Bi$_2$, un candidat semi-conducteur à gap d'hybridation. En utilisant une approche DFT+U, nous trouvons à la fois l'ordre de Néel antiferromagnétique et la bande interdite en bon accord avec les valeurs expérimentales correspondantes. Sous pression hydrostatique, nous trouvons un passage de l'écart d'hybridation au transfert de charge insultant la physique en raison de l'équilibre délicat de l'hybridation et des corrélations. En augmentant la pression au-dessus de $P_c=4$ GPa, nous trouvons un effondrement de volume simultané induit par la pression, plan-chaîne, transition isolant-métal. Enfin, nous avons également analysé la topologie dans le CaMn$_2$Bi$_2$ antiferromagnétique pour toutes les pressions étudiées.

La structure électronique des systèmes corrélés fermioniques est régie par la compétition entre les tendances de l'électron à se propager sous forme d'onde et à se localiser sous forme de particule, cette dernière généralement accompagnée de magnétisme. Autrement dit, l'interaction des degrés de liberté de spin et de charge est un problème central1. Les matériaux bidimensionnels (2D) en couches offrent une plate-forme unique pour étudier cette double nature des états électroniques qui produit des diagrammes de phase riches, y compris la supraconductivité à haute température2,3,4, les phases topologiques isolantes et semi-métalliques non triviales5, les états liquides de spin quantique6 , et comportement étrange du métal7.

En particulier, les supraconducteurs à base de fer ont fait l'objet d'études expérimentales et théoriques vigoureuses depuis la découverte de la supraconductivité à haute température non conventionnelle dans La[O$_{1-x}$F$_x$]FeAs en 20088. Depuis lors, une famille de composés avec des structures cristallines en couches et des compositions chimiques connexes a été découverte, notamment FeSe, LiFeAs, RFeAsO (R = terre rare), AFe$_2$As$_2$ (A = Ca, Sr, Ba, Eu), appelées structures de type '11', '111', '1111' et '122', respectivement9, La température de transition supraconductrice la plus élevée de 56 K a été trouvée dans le composé de type 1111 Gd$_{0.8} $Th$_{0.2}$FeAsO10.

Pour améliorer la température de transition supraconductrice et rechercher de nouvelles phases de symétrie brisée, Fe a été remplacé et remplacé par d'autres métaux de transition tels que Cr, Mn, Co et Ni. Ces composés isostructuraux forment de nouveaux états fondamentaux, notamment un comportement métallique (à base de Co), antiferromagnétique itinérant (à base de Cr), supraconducteur (à base de Ni) et antiferromagnétique semi-conducteur (à base de Mn). Les pnictures à base de Mn ont suscité un intérêt particulier en raison de leur similitude avec la phénoménologie des supraconducteurs cuprates à haute température. En particulier, les composés à base de Mn présentent des transitions isolant-métal lors du dopage ou de l'application de pression, mais la supraconductivité n'a pas encore été rapportée11,12,13,14,15,16,17, même si la supraconductivité induite par la pression est observée dans d'autres Matériaux à base de Mn18,19. En général, cela suggère que les pnictures de manganèse forment éventuellement un pont entre les familles de pnictures et de cuprates.

Des études expérimentales et théoriques récentes montrent que CaMn$_2$Bi$_2$ possède de nombreuses propriétés intrigantes, notamment une grande magnétorésistance anisotrope20 et une transition structurelle plan à chaîne21. Plus intrigant, il a été suggéré que CaMn$_2$Bi$_2$ pourrait être un semi-conducteur à gap d'hybridation22,23. Conformément à cette affirmation, les mesures de transport électrique à basse température trouvent une légère augmentation de l'écart sous pression24. Ce type de comportement s'apparente à Ce$_3$Bi$_4$Pt$_3$ et à d'autres composés de fermions lourds25,26,27. Par conséquent, CaMn$_2$Bi$_2$ pourrait fournir un lien entre les cuprates, les pnictures et les systèmes de fermions lourds.

Dans cet article, nous présentons une étude des premiers principes de la structure électronique et magnétique de CaMn$_2$Bi$_2$. Nous trouvons que l'équilibre délicat entre les corrélations électroniques et l'hybridation dépend sensiblement de la pression, ce qui entraîne un comportement non monotone de la bande interdite. Dans le cas vierge, nous sommes en mesure d'obtenir un état fondamental précis en incluant un Hubbard U efficace, ce qui améliore considérablement l'accord avec les expériences par rapport aux études théoriques antérieures où GGA-PBE prédit un métal22, tandis que la fonctionnelle hybride surestime considérablement l'écart d'un ordre -de-magnitude24. Le bon accord fournit également un point de départ important pour l'étude des effets de pression. Sous pression hydrostatique appliquée, nous constatons que CaMn$_2$Bi$_2$ se comporte comme un matériau d'hybridation jusqu'à 3 GPa et un composé à corrélation pour des pressions plus importantes. Plus frappant encore, nous trouvons un effondrement de volume important dû à une transition structurelle plan-chaîne à $P_c=4$ GPa, qui produit simultanément un état fondamental métallique. De plus, les moments magnétiques de spin (orbital) du manganèse diminuent (augmentent) de manière significative à travers la pression critique. La pression critique et l'effondrement du volume prédits sont en bon accord avec les valeurs expérimentales21. Enfin, nous trouvons également que le CaMn$_2$Bi$_2$ antiferromagnétique est topologiquement trivial pour toutes les pressions étudiées.

La figure 1 montre les trois configurations possibles de l'état fondamental antiferromagnétique dans la structure cristalline de CaMn$_2$Bi$_2$. Les moments magnétiques (flèches verte et dorée) sont stabilisés sur les sites de manganèse dans le plan orienté selon l'axe b conformément aux observations expérimentales22. Nos premiers principes de calculs d'énergie totale trouvent que l'ordre de type Néel est l'état fondamental compatible avec la diffraction des neutrons22, les autres états magnétiques candidats se trouvant au moins 35 meV/Mn au-dessus en énergie. L'amplitude des moments magnétiques ainsi que la bande interdite et l'énergie totale relative des différentes configurations magnétiques sont données dans le tableau 1. Expérimentalement, la phase de Néel présente un moment magnétique de 3,85 $\mu _{B}$ et une bande écart entre 31 et 62 meV, selon le rapport22,28. Des études de transport récentes supplémentaires trouvent un petit écart d'activation entre 2 et 4 meV24. Nos calculs basés sur PBE donnent un moment magnétique proche de la valeur expérimentale, mais avec un gap d'énergie nul. Nous avons également testé le nouveau SCAN fonctionnel méta-GGA de densité à la pointe de la technologie et avons trouvé des moments magnétiques légèrement améliorés avec une bande interdite $\sim 200$ meV concomitante. Curieusement, cette amélioration de la bande interdite et des moments magnétiques ne se retrouve pas dans les études sur les cuprates29,30,31,32,33, les iridates34 et les oxydes de pérovskite 3d en général35.

Diverses configurations de l'état fondamental antiferromagnétique dans la structure cristalline de CaMn$_2$Bi$_2$. Les flèches vertes (or) représentent les moments magnétiques positifs (négatifs) du manganèse. L'empilement des couches atomiques est représenté en bas à droite. Les lignes noires marquent la cellule unitaire.

Pour remédier à la sous-estimation de la bande interdite, nous introduisons un U effectif sur les états Mn-d dans le schéma GGA+U de Dudarev et al.36 Pour trouver le U qui donne les valeurs expérimentales, une gamme d'interaction Hubbard sur site valeurs ont été prises en compte. La figure 2 (panneau de droite) montre l'évolution de la bande interdite, des moments magnétiques totaux (traits pointillés), de spin et orbitaux (traits pleins) en fonction de U pour les différentes configurations magnétiques, ainsi que les valeurs expérimentales moyennes superposé (ombrage violet). En augmentant U de 0,0 à 2,0 eV, une bande interdite s'ouvre dans les phases Néel et Zig-Zag, tandis que l'écart dans l'arrangement Stripy augmente de manière monotone. Pour U supérieur à 3,0 eV, l'écart des ordres Stripy et Néel diminue, tandis que celui de la phase Zig-Zag s'aplatit. Ce comportement non monotone est observé dans un certain nombre de matériaux oxydes, dont MnO$_2$37, TiO$_2$38 et peut-être dans les nickelates supraconducteurs à couche infinie39, bien que des effets d'autodopage puissent être en jeu dans ce cas. composé. Simultanément, la force des moments magnétiques de spin (orbitaux) augmente (diminue) continuellement avec l'augmentation de U. Puisque le moment orbital fini est induit sur l'atome de manganèse via l'hybridation avec les orbitales p sur les atomes de bismuth avec un fort couplage spin-orbite, la diminution de ce moment avec U montre clairement une réduction induite par corrélation de l'hybridation entre les espèces atomiques, en faveur de la localisation des électrons sur le site Mn. Ce processus de localisation entraîne simultanément l'augmentation de la taille de la composante de spin du moment. Une UA de 4,75 eV reproduit la valeur d'écart mesurée expérimentalement tout en améliorant le moment magnétique de $\sim 0,5~\mu _B$, comme indiqué par la ligne pointillée noire. De plus, nos calculs trouvent que l'orientation magnétique de l'axe b, telle que déterminée par l'expérience, est la plus stable de 0,1 meV par rapport à l'axe perpendiculaire à b. Pour contre-vérifier notre $U_\mathrm{{eff}}$, nous avons calculé le Hubbard U dérivé de l'intégrale $F^0$ Slater filtrée en suivant la procédure donnée par Madsen et Novák40 telle qu'implémentée dans Wien2k41. Dans cette approche, nous trouvons un U effectif de 4,38 eV sur les électrons Mn 3d, en accord avec notre valeur VASP obtenue. Enfin, nous notons que ces résultats GGA + U améliorent ceux obtenus en utilisant la fonctionnelle hybride HSE0624.

(panneau de gauche) Densité partielle d'états résolue sur le site pour la phase Néel AFM pour différentes valeurs de U. L'ombrage et les lignes de différentes couleurs (voir légende) donnent les contributions des orbitales de manganèse-d et de bismuth-p, et le poids atomique de Ca. La ligne pointillée rouge marque le bord de la bande de conduction principale, la ligne pointillée noire marquant l'énergie de Fermi. Pour un zoom avant sur la bande interdite, voir la Fig. S4 dans les informations supplémentaires. (panneau de droite) Les composantes spin et orbitale (lignes pleines) du moment magnétique total (lignes pointillées), ainsi que la bande interdite en fonction du potentiel U sur site.

La figure 2 (panneau de gauche) montre la densité d'états résolus sur le site (DOS) pour diverses orbitales atomiques, y compris Mn-d, Bi-p et le poids total de Ca en fonction de l'U effectif. Lors du réglage de U de 0 à 1 eV l'écart dans les états Mn-d divisés magnétiquement (centrés à $-3$ eV et 1,0 eV) s'élargit clairement, marquant une augmentation des corrélations Mn-d sur site. Il est important de noter qu'un espace fini s'ouvre au niveau de Fermi, avec Mn-d dominant les bandes de valence et de conduction. Lorsque U est augmenté de 1 à 3 eV, le caractère manganèse diminue à partir des bords de la bande en raison de l'augmentation des corrélations sur site. À une valeur Hubbard U de 3 eV, la bande interdite électronique passe d'une bande de type Mott à une bande d'hybridation puisque le bord de la bande à faible énergie entourant le niveau de Fermi est composé exclusivement de caractères p-orbitaux au bismuth. Pour U> 3 eV, les niveaux de manganèse continuent de se déplacer vers des énergies plus élevées (inférieures) dans la bande de conduction (valence) exposant plus de densité d'états de bismuth. Voir les informations supplémentaires pour un gros plan détaillé du niveau de Fermi. Pour U égal à 4,75 eV, les états Mn-d se situent légèrement au-dessus ($\sim 4$ meV) des niveaux Bi-p dans la bande de conduction. Nous notons que le couplage spin-orbite joue un rôle important dans la réduction de la bande interdite électronique globale, voir les informations supplémentaires pour plus de détails. L'évolution des états électroniques avec des corrélations sur site démontre clairement le rôle critique que joue le paramètre Hubbard U dans la réalisation de l'équilibre délicat correct entre la corrélation et l'hybridation dans ce composé.

La figure 3 montre la structure de bande électronique de CaMn$_2$Bi$_2$ dans la phase Néel AFM avec (bleu) et sans (rouge) le Hubbard effectif ${U}$ de 4,75 eV. Fait intéressant, les corrélations effectives sur site semblent modifier l'énergie relative de la bande conique à $\Gamma$ et de la bande étroite à M dans les bandes de conduction. Plus précisément, pour U égal à 4,75 eV, une transition indirecte vers directe est précipitée, les bandes extrema des bandes de conduction et de valence changent de $\Gamma$ et M, respectivement, pour être centrées sur $\Gamma$. Dans les états de valence, la structure de bande ressemble à celle obtenue uniquement par l'approximation généralisée du gradient22,24. En revanche, les bandes de conduction obtenues par la fonctionnelle hybride HSE06 (Ref.24) sont plus dispersives et présentent des transitions caractéristiques différentes, ce qui devrait être perceptible en spectroscopie optique.

Dispersion de bande électronique de CaMn$_2$Bi$_2$ dans la phase Néel AFM avec (lignes bleues) et sans (lignes rouges) un potentiel U effectif sur site de 4,75 eV.

Nous notons en outre que lors de l'introduction d'un U de 4,75 eV, l'énergie relative entre les différentes configurations d'état fondamental AFM a changé. Nous trouvons maintenant que les types Néel et Stripy sont séparés de 22 meV/Mn, tandis que la différence d'énergie avec l'état ordonné Zig-Zag est de 42 meV/Mn, ce qui rend les phases Stripy et Zig-Zag non pertinentes dans l'état fondamental. Pour plus de détails, voir les informations supplémentaires.

La pression externe appliquée fournit un moyen direct d'évaluer le rapport relatif entre les forces d'hybridation et de corrélation dans un matériau. Si la bande interdite est déterminée par des corrélations, la pression resserre les sites du réseau du cristal, forçant les fonctions d'onde des sites atomiques voisins à se chevaucher. Les électrons ont alors tendance à se délocaliser davantage dans le matériau, donnant un métal. En revanche, si la bande interdite est régie par l'hybridation, la pression sépare davantage les états de liaison et d'anti-liaison, augmentant ainsi la bande interdite. Lorsque l'hybridation et les corrélations sont présentes, l'écart peut subir un comportement non monotone sous pression en raison de leur compétition.

La figure 4e,f montre la densité partielle d'états résolue en site dans la phase antiferromagnétique de type Néel de CaMn$_2$Bi$_2$ sous des pressions hydrostatiques de 0 à 8 GPa. À pression nulle, l'ordre AFM ouvre un écart de 49 meV, ce qui correspond à la plage des valeurs expérimentales rapportées. Lorsque la pression est appliquée, la séparation d'énergie entre les états de bismuth entourant la bande interdite augmente, en raison de l'hybridation améliorée. En revanche, la séparation entre les états du manganèse au-dessus et au-dessous du niveau de Fermi diminue. Il y a aussi un léger élargissement concomitant des états marquant éventuellement une accentuation de l'hybridation Mn-d et Bi-p. De plus, nous avons calculé la fonction d'hybridation dépendante de l'orbite en traitant Mn-3d comme des orbitales corrélées dans la théorie dynamique du champ moyen et avons trouvé une double augmentation de la fonction d'hybridation, ce qui corrobore davantage cette amélioration de l'hybridation à basse pression. régime. De plus, nous avons également effectué des calculs DFT + U non polarisés en spin pour examiner l'effet de la pression au lieu de la division du spin et également trouver une augmentation marquée de la bande interdite directe, indiquant une amélioration de l'hybridation avec la pression, voir les informations supplémentaires pour plus de détails. Lorsque la pression hydrostatique est augmentée à 3 GPa, les niveaux de Mn-d et de Bi-p se croisent. Cela change le caractère du bord de la bande de conduction d'exclusivement du bismuth au manganèse, transformant ainsi le composé d'un matériau d'intervalle d'hybridation en un isolant de transfert de charge. La pression de 3 GPa marque également une inversion du positif au négatif de la dérivée de la bande interdite avec la pression. La ligne pointillée rouge suit l'évolution du bord d'attaque de la bande de conduction et trace clairement un chemin non monotone avec la pression (Fig. 4).

(a) Volume par unité de formule de CaMn$_2$Bi$_2$ dans la phase antiferromagnétique de type Néel pour les structures cristallines vierges (bleues) et déformées (rouges) en utilisant DFT+U (U=4,75 eV) pour différentes valeurs de pression. La couleur des différentes espèces atomiques dans les structures cristallines est la même que sur la Fig. 1. (b) La bande interdite, ainsi que les composantes (c) de spin et (d) orbitales du moment magnétique total dans le cristal vierge (bleu ) et des structures cristallines déformées (rouges) en fonction de la pression. Les lignes pleines (en pointillés) indiquent que la phase cristalline donnée est stable (instable). (e) Densité partielle d'états résolue en site dans la phase antiferromagnétique de type Néel de CaMn$_2$Bi$_2$ sous différentes valeurs de pression. L'ombrage et les lignes de différentes couleurs (voir légende) donnent les contributions des orbitales de manganèse-d et de bismuth-p, et le poids atomique total de Ca. La ligne continue rouge suit le bord d'attaque des états de conduction lorsque le système traverse une transition isolant-métal. La ligne pointillée noire marque l'énergie de Fermi. ( f ) Zoom avant de la bande interdite dans la densité partielle des états en ( e ) avec la densité de pression nulle des états améliorée de 300x pour rendre visible la queue du bord de la bande. L'ombrage et les lignes grises indiquent la densité totale des états.

Le comportement à basse pression de l'espace peut être rationalisé comme suit. Pour les petites pressions hydrostatiques, la bande interdite augmente en raison de l'augmentation du chevauchement des fonctions d'onde entre les sites de réseau atomique voisins. Cependant, une fois que la pression devient trop importante, les corrélations magnétiques commencent à s'effondrer, entraînant finalement les états Mn-3d vers le niveau de Fermi, tandis que les niveaux de bismuth s'éloignent davantage de l'énergie de Fermi. Par conséquent, l'hybridation joue un double rôle en séparant les états du bismuth aux bords des bandes, tout en tuant simultanément les corrélations magnétiques ; anéantissant l'écart. Cela suggère que CaMn$_2$Bi$_2$ se trouve à la frontière entre un isolant de transfert de charge corrélé et un semi-conducteur à intervalle d'hybridation, fournissant ainsi un lien possible entre les cuprates, les pnictures et les systèmes de fermions lourds.

Si la pression est encore augmentée au-delà de 4 GPa, le réseau planaire en nid d'abeilles d'atomes de manganèse devient instable. Pour abaisser l'énergie totale globale du système, un atome de Mn glisse le long de l'axe a formant une structure de chaîne quasi unidimensionnelle. En suivant l'enthalpie par rapport à la pression des deux phases cristallines (voir les informations supplémentaires), nous constatons que la transition structurelle se produit à une pression critique $P_c$ de 4 GPa conformément à l'expérience21. À cette pression, nous prévoyons un effet spectaculaire sur de nombreuses propriétés clés du CaMn$_2$Bi$_2$.

La figure 4a à d montre diverses propriétés clés des structures cristallines vierges (bleues) et déformées (rouges) pour les différentes pressions, où la stabilité relative des deux structures est indiquée par les lignes pleines (stables) et en pointillés (instables). À $P_c$, nos calculs donnent un effondrement de volume de 8 Å$^3/$fu à travers la frontière, tandis que simultanément, il y a un saut appréciable vers le bas (vers le haut) du moment magnétique de spin (orbital). Au-delà de $P_c$ le moment magnétique de spin (orbital) diminue (augmente) de manière constante, illustrant à nouveau la compétition entre l'hybridation et les corrélations. L'aimantation de spin fournit un indicateur direct de la force des corrélations, tandis que la composante orbitale suit le chevauchement des fonctions d'onde atomique Bi et Mn. De plus, l'hybridation entre les fonctions d'ondes atomiques du bismuth et du manganèse induit un couplage spin-orbite efficace sur les sites Mn. Enfin, cette transition plan-chaîne induite par la pression cède également la place à une transition isolant-métal en $P_c$. Nous notons que les calculs théoriques utilisant l'expansion et la compression isotropes n'ont pas permis de trouver de point d'énergie équivalente entre les deux phases cristallines21. Ici, le mélange de GGA + U et la relaxation des positions atomiques et de la forme de la cellule unitaire sont capables de capturer les degrés de liberté physiques et de réseau essentiels pour donner des résultats observables.

Ces effondrements de volume induits par la pression peuvent être classés en trois catégories de mécanismes : par corrélation (par exemple, composés de fermions lourds42), effet Jahn-Teller (par exemple, KCuF$_3$43) et distorsion de Peierls (par exemple, NbSe$_3$ 44). Ici, comme il n'y a pas de surface de Fermi dans la phase primitive, aucune imbrication entre les différentes feuilles de Fermi ne peut se produire, ce qui exclut une distorsion de Peierls comme mécanisme possible. En règle générale, les effets entraînés par Jahn-Teller proviennent d'un changement du nombre d'électrons d. Par exemple, la coordination des métaux de transition dans les dichalcogénures de métaux de transition varie systématiquement avec le nombre d'électrons entre les octaèdres trigonaux-prismatiques, octaédriques et déformés (formant des chaînes quasi unidimensionnelles)45, cette dernière structure déformée étant caractérisée comme Jahn -Teller conduit46. Pour le matériau actuellement examiné, nous ne trouvons qu'une augmentation marginale de la charge totale de la sphère de Wigner-Seitz, rendant le processus de Jahn-Teller improbable. Par conséquent, nos résultats suggèrent que la transition de l'isolant au métal par effondrement de volume induit par la pression (plan à chaîne) est principalement due à des effets de corrélation.

À l'origine, CaMn$_2$Bi$_2$ était considéré comme un possible semi-métal magnétique de Dirac 3D, où les états Mn-d étaient supposés se comporter comme des électrons de cœur47. Cela permet alors une inversion de bande nette des niveaux Bi-s et Bi-p. Cependant, Gibson et al.22 ont découvert que les orbitales Mn-d jouent un rôle important au niveau de Fermi, hybridées avec la variété des états du bismuth. Cela perturbe finalement le niveau Bi-s et Bi-p, évitant un état fondamental topologique non trivial.

Pour confirmer la nature topologique de CaMn$_2$Bi$_2$, nous avons utilisé le code vasp2trace48 conjointement avec le module Check Topological Material49,50,51 fourni sur le Bilbao Crystallographic Server52,53,54. CaMn$_2$Bi$_2$ s'avère en effet être trivial topologique pour toutes les pressions jusqu'à 12 GPa, du fait que les niveaux de Mn-d dominent la structure électronique de basse énergie et empêchent le Bi-s et p états pour se chevaucher et s'inverser. Cependant, si l'énergie sur site des bandes de manganèse devait être éloignée du niveau de Fermi ou si l'état Bi-s était rapproché du niveau de Fermi, les niveaux s et p du bismuth pourraient être inversés, rendant l'état fondamental topologiquement non -banal.

Dans l'analyse originale réalisée par Gibson et al.22, il a été affirmé que le CaMn$_2$Bi$_2$ se comporte comme un matériau à brèche d'hybridation. Cela a été justifié en suivant uniquement les changements de position des niveaux Bi-p et s avec l'expansion et la contraction du volume de la cellule unitaire de 1% sans relaxation, et en ignorant les états Mn qui traversent le niveau de Fermi. De plus, après vérification croisée de nos résultats dans VASP et Wien2k41, nous trouvons la structure électronique présentée par Gibson et al. être incohérent. Nous pensons que les bandes présentées dans la réf.22 sont le résultat d'un flux de travail de calcul incomplet, où les sous-programmes de couplage spin-orbite ont peut-être été négligés. Voir les informations supplémentaires pour plus de détails. De plus, l'étude de pression réalisée par certains d'entre nous24 rapporte une augmentation de l'énergie d'activation de seulement 20 à 40 K (2 à 4 meV) avec une pression utilisant des mesures de transport électrique. L'écart observé dans la réf.24 est d'un ordre de grandeur inférieur à notre prédiction, ce qui implique l'existence possible d'états d'impuretés dans l'écart. La présence d'impuretés rendrait l'échantillon sensible aux changements de pression externe et pourrait produire des résultats de transport anormaux. Par conséquent, pour comparer avec précision nos résultats de premiers principes avec les mesures expérimentales, une modélisation rigoureuse du processus de transport est nécessaire. De plus, Ref.24 a rapporté une augmentation de $T_N$ avec la pression. Cependant, puisque nos résultats de théorie de la fonctionnelle de la densité ne produisent que le moment magnétique à température nulle sans aucune mesure des fluctuations, nous ne pouvons pas donner un aperçu direct du changement de $T_N$ avec la pression.

À partir de notre analyse de la structure électronique de l'état fondamental de CaMn$_2$Bi$_2$ en fonction de la pression, nous constatons que la structure électronique à faible énergie manifeste à la fois des caractéristiques corrélées d'isolant de transfert de charge et de semi-conducteur à gap d'hybridation. Pour élucider pleinement sa connexion avec les cuprates, les pnictures et les composés de fermions lourds et dans quelle mesure ils sont similaires, c'est-à-dire présentant des ondes de densité de charge/spin et une supraconductivité non conventionnelle, d'autres études dépendantes du dopage sont nécessaires pour découvrir son diagramme de phase complet. De plus, l'ajout de trous devrait produire une interaction intéressante entre les porteurs antiferromagnétiques itinérants et ceux sur les orbitales Bi-p fortement couplées spin-orbite, créant un environnement favorable pour de nouvelles phases exotiques de la matière.

Les calculs ab initio ont été effectués en utilisant la méthode d'onde augmentée par projecteur pseudopotentiel55 mise en œuvre dans le package de simulation ab initio de Vienne (VASP)56,57 avec une coupure d'énergie de 600 eV pour l'ensemble de base des ondes planes. Les effets de corrélation d'échange ont été traités à l'aide de la fonctionnelle de densité GGA de Perdew–Burke–Ernzerhof (PBE)58, où un maillage de points k centré sur 12 $\times$ 12 $\times$ 8 $\Gamma$ était utilisé pour échantillonner la zone Brillouin. Les effets de couplage spin-orbite ont été inclus de manière cohérente à toutes les étapes des calculs. Nous avons utilisé la structure cristalline basse température zéro (haute) pression $P\bar{3}m1$ ($P12_{1}/m1$) en accord avec les mesures expérimentales pour initialiser nos calculs21,59. La dépendance à la pression des diverses propriétés physiques de CaMn$_2$Bi$_2$ a été obtenue en augmentant (diminuant) la pression hydrostatique sur la structure cristalline à pression nulle (haute) par petites étapes quasi-adiabatiques. Pour chaque U et pression, tous les sites atomiques de la cellule unitaire ainsi que les dimensions de la cellule unitaire ont été relâchés simultanément à l'aide d'un algorithme de gradient conjugué pour minimiser l'énergie avec une tolérance de force atomique de 0,01 eV/Å et une tolérance d'énergie totale de $10^ {-6}$ eV. Les paramètres structuraux obtenus théoriquement pour CaMn$_2$Bi$_2$ à l'état de Néel à pression nulle, $a=b=4.76$ Å, et $c=7.72$ Å, sont en bon accord avec les résultats expérimentaux correspondants.

Toutes les données à l'appui des conclusions de cette étude sont disponibles sur demande auprès des auteurs correspondants.

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Division théorique, Laboratoire national de Los Alamos, Los Alamos, NM, 87545, États-Unis

Christopher Lane et Jian-Xin Zhu

Centre pour les nanotechnologies intégrées, Laboratoire national de Los Alamos, Los Alamos, NM, 87545, États-Unis

Christopher Lane et Jian-Xin Zhu

Institut Max Planck de physique chimique des solides, Nöthnitzer Str. 40, 01187, Dresde, Allemagne

MM Piva

Institut de physique "Gleb Wataghin", UNICAMP, Campinas, SP, 13083-859, Brésil

MM Piva

Division de la physique des matériaux et des applications, Laboratoire national de Los Alamos, Los Alamos, NM, 87545, États-Unis

PFS Rose

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CL et JZ ont effectué des calculs, CL, MP, PR et JZ ont analysé les résultats. JZ a mené les enquêtes et fourni l'infrastructure informatique. Tous les auteurs ont contribué à la rédaction du manuscrit.

Correspondance à Christopher Lane ou Jian-Xin Zhu.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Lane, C., Piva, MM, Rosa, PFS et al. Corrélation versus écart d'hybridation dans CaMn$_{2}$Bi$_{2}$. Sci Rep 13, 9271 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-35812-2

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Reçu : 31 mars 2022

Accepté : 24 mai 2023

Publié: 07 juin 2023

DOI : https://doi.org/10.1038/s41598-023-35812-2

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