ランプ圧縮下のアルミニウムの相変態パス。 シミュレーションと実験研究

May 09, 2023

Scientific Reports volume 12、記事番号: 18954 (2022) この記事を引用

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我々は、ランプ圧縮荷重下でのアルミニウムの相変態現象を再現するための、非平衡分子動力学（NEMD）に基づくフレームワークを提案します。 シミュレーションされた応力密度応答、仮想 X 線回折パターン、および構造解析は、以前に観察された実験的なレーザー駆動ランプ圧縮のその場 X 線回折データと比較されます。 NEMD シミュレーションでは、固体間の相転移が最密面心立方晶 (fcc) (111)、六方最密充填 (hcp) 構造 (002)、および体心立方晶 bcc ( 110) 平面は平行のまま。 NEMD シミュレーションの原子レベルの解析では、ベイン変換によって起こる正確な相変態経路が特定されましたが、以前のその場 X 線回折データでは、正確な相変態経路を推定するための十分な情報が得られませんでした。

実験技術の進歩により、高圧下での固相安定性と固相-固相変態についての理解が大幅に向上しました。 ガスガン 1、パルスパワー 2、およびレーザードライバー 3 の開発とその場 X 線回折 (XRD) 4,5 の組み合わせにより、動的、高圧、衝撃、および擬似的な環境下での多数の材料の構造と相の情報が明らかになりました。ひずみ速度が 104 ～ 108 s-1 の範囲の等エントロピー圧縮。 In situ XRD は、さまざまな圧力でサンプルのデバイ・シェラー回折円錐を捕捉し、これらの回折円錐を \(2\theta -\phi\) 空間に投影できます。ここで、ブラッグ角 \(\theta\) は角度です。 X 線ビームと格子面群との間の角度、\(\phi\) は入射 X 線方向を中心とした方位角です。 \(2\theta\) プロファイルを使用して、ブラッグの法則に従って面間距離を計算できます6。 サンプルノルムと平面ノルムの間の角度である角度 \(\chi\) は、方程式 7 \(\mathrm{cos}\left(\chi \right)=\mathrm{cos}\left( \phi \right)/\mathrm{cos}(\theta )\) であり、どの面が平行のままであるかを追跡することによって、相変態中の結晶組織を評価するために使用されます。 この技術は、レーザー駆動衝撃タンタルの双晶形成や格子動力学 8、亜鉛フェライトナノ粒子の減圧中の高圧相安定性 9、グラファイトから六方晶系ダイヤモンドへの相変態経路 10 などの高温高圧物理学を理解するためにうまく適用されています。 。

Polsin らによる最近の研究 11 では、その場 XRD を利用して、ランプ圧縮荷重下でのアルミニウム (Al) の結晶構造が検出されました。 著者らは、六方稠密（hcp）構造への変態と一致する固体-固体相転移が約216 GPaで起こり、一方、体心立方（bcc）構造と一致する構造への変態が起こることを発見した。 320 GPa で発生します。 in situ XRD の結果は、最密面心立方晶 (fcc) (111)、hcp (002)、および bcc (110) 面が固体 - 固体 fcc-hcp および hcp-bcc 変態を通じて平行のままであることを示唆しました。 しかし、動的圧縮時の相変態のメカニズムと経路は、高圧研究における重要かつ興味深いトピックとして最近浮上しています 11,12,13,14 。 実験的には、これにはレーザー駆動の衝撃/ランプ圧縮中の時間分解回折測定が必要ですが、これは技術的に困難です。 しかし、複数の変態経路が変態中に同様の平行面を生成する可能性があるため、その場での XRD 結晶学であっても、高圧高温実験から正確な相変態経路を決定するには十分ではありません 15。 非平衡分子動力学 (NEMD) を利用すると、ランプ ローディングの NEMD シミュレーション中の各段階での構造の正確な原子構成を原子レベルで決定できます。 仮想 XRD プロファイルも簡単に取得でき、実験と直接比較してシミュレーションを検証できます。 したがって、NEMD シミュレーションは塑性変形メカニズムと構造相変態経路の基本的な理解を提供し、XRD プロファイルは実験的検証に使用されます。

NEMD は、熱力学の第 2 法則に従って、破砕 16、衝撃荷重 17、ランプ荷重 18、19 などの不可逆的な巨視的プロセスを研究するのに適したツールです。 ただし、従来の NEMD は、計算コストが高いため、時間的/空間的スケールが限られたシステムにしか適用できないという重大な欠点があります20。 この欠点は、実験のひずみ速度が遅い (106 s-1 未満) ランプ荷重研究ではさらに顕著になります。 NEMD でより低いランプレートを達成するには、より長いシミュレーション時間が必要になります。 さらに、応力波の発生と伝播を可能にするためには、より大きな材料システムも必要になります。 これらの制限により計算コストに大きな負担がかかり、変形の物理を予測する能力を損なうことなくシステムのサイズを縮小する必要性が正当化されます。 したがって、この問題を克服するために、ランプローディングシステムの動的スケーリングが提案され、精査されてきました18,21。 Thompson et al.21 および Lane et al.18 による以前の研究では、小型システムの NEMD が、はるかに大きなシステムのランプ荷重中のすべての弾性応答と大部分の塑性応答を完全に捕捉できることを実証しました。ただし、圧縮率 dx/dt が一定に保たれながら、時間と位置が同じ係数でスケーリングされることを条件とします。 この理論により、ミクロンおよびナノ秒の空間的および時間的次元に関するランプ圧縮実験の計算機による調査が、ナノメートルおよびピコ秒のスケールで縮小されたシステムで実行されることが可能になり、これは NEMD シミュレーションによってアプローチ可能です。 この方法の詳細とその適用性については、セクション 2 で説明します。 補足資料の 1。

この原稿では、動的スケーリングを備えた NEMD シミュレーションを使用して、ランプ圧縮された Al の相変態を研究します。 Al 原子間の相互作用は、Winey らによって開発された埋め込み原子法 (EAM) ポテンシャルを使用してモデル化されています 22。 このポテンシャルは、Al の高圧物理を研究するために特別に開発され、衝撃関連のシ​​ミュレーションで広く使用されています 16、23、24、25。 具体的には、Yang et al.26 は、Winey ポテンシャルを使用して、最大 300 GPa の衝撃荷重下での Hugoniot 曲線、グリューナイゼン係数、および Al の融解温度を再現し、実験との大きな一致を発見しました。 次に、Al の構造相変態メカニズムに関するこれまでの発見を再検討します。Al は、in situ XRD によるレーザー駆動のランプ圧縮下で fcc から bcc への転移を起こします 15,27。 NEMD シミュレーションは、シミュレーションが実験と比較して時間次元と空間次元の両方に同じスケーリング係数を採用した場合 (たとえば、実験の 1/20)、実験の応力密度応答を非常によく再現できることがわかります。 次に、XRDパターン解析、原子スナップショット解析、局所格子配向計算に基づいて、転位支援ベイン変態を特徴とする構造相変態経路を議論します。 最後に、さまざまな段階での構造の仮想 XRD および最密充填面間の相対的関係が実験観察と比較され、相変態サインの良好な一致が示されます。

NEMD セットアップでは、初期 < 001 > 配向の 10.12 nm × 10.12 nm × 1000 nm 単結晶 (SC) Al 系 (原子数 6.25 × 106、実験の 1/20 のスケーリング係数) が作成され、 Z方向。 可動ピストンは、最初は Z 境界の下側に設定され、500 ps で最大 6 km/s まで直線的に増加する速度で上昇します。 周期的な境界条件が横方向に沿って適用されます。 接触する原子の運動量を反射する運動量ミラーが、より高い Z 境界に適用されます。 異なるスケーリング係数 (つまり、構造寸法と荷重加速率) を使用した他の SC セットアップは、補足資料で詳細に比較されます。 テクスチャ化された (< 001 > 配向の) ナノクリスタル (NC) 構造も、ボロノイ テッセレーションによって生成されます 28。 ナノグレイン内に転位が積み重なり相互作用するために、平均粒径を15 nmとし、続いてNC構造寸法を全原子で30.37 nm × 30.37 nm × 100 nmに設定しました。したがって、時間と長さの両方について 1/200 のスケーリング係数を満たすために、加速期間は 50 ピコ秒 (ps) に設定されます。 テクスチャ化された NC Al の可塑性寄与物質については、この原稿の「テクスチャ化されたナノ結晶性 Al の可塑性寄与物質」で説明されています。

図 1 は、NEMD シミュレーション、レーザー支援ランプ荷重圧縮、およびダイヤモンド アンビル セル データ間の応力密度応答の類似性を示しています。 類似性は、NEMD シミュレーションが同じ時間的および空間的スケーリング係数 (つまり、SC 構造の場合は 1/20、NC 構造の場合は 1/200) を採用する場合にのみ持続します。 無次元ひずみ速度 \({\dot{\widetilde{v}}}_{p}\) は、正しくスケーリングされたシステムを識別するために Lane らによって提案されています 18。

ここで \({v}_{t}=6 km/s\) は実験とシミュレーションの両方の終端速度です。 \(\tau\) は加速継続時間を表し、\(L\) はピストンの長さ、\({C}_{0}=6.27 km/s\) は Al の周囲音速を表します。 シミュレートされたシステムが実験と同じ時間的および空間的スケーリング係数を採用すると、その無次元ひずみ速度は実験と同じになり、実験設定の適切なスケーリング表現として機能します。 無次元ひずみ速度が異なる場合、システムの動作は実験から逸脱し始めます。 これは、無次元ひずみ速度が特定のしきい値より大きい場合、つまり、時間スケーリング係数が大きすぎるか、空間スケーリング係数が小さすぎる場合に特に顕著です。 この状況下では、スケール設定は衝撃領域に近づき、図1に示す衝撃なしランプ荷重実験と比較して構造は異なる応力密度応答を示します。読者は、より詳細な議論については補足資料を参照できます。スケーリング法の基礎と、さまざまな無次元ひずみ速度での NEMD シミュレーション結果について説明します。 この論文では、示されているすべてのデータは、参考文献 11 の実験と同じ無次元ひずみ速度を持つシステムからのものになります。 図 2 は、さまざまなタイムステップでのランプ負荷 NEMD シミュレーションにおける SC 構造の中心部分の一連のスナップショットを示しています。 構造は次の段階を経ます。 0 ～ 10 GPa で、この中心部分は弾性変形します。 14 GPa では、微小双晶断層 (つまり、原子層が 3 ～ 4 層しかない薄い双晶断層) が \((111)\) すべり面に沿って形成されます。 SC系の特定の配向と小さな断面積により、マイクロツインはSC系でのみ形成されることに注意してください。 このメカニズムは、粒子がランダムな方向にある NC 構造にはほとんど存在せず、実際の実験構造とより一致しています。詳細は、「テクスチャ化されたナノ結晶 Al の可塑性寄与物質」を参照してください。 28 GPa で、新しい主要ショックレー部分粒子が核生成して伝播し始め、\((\overline{1 }11)\) 面に沿って積層欠陥 (SF) を残します。 これらの \((\overline{1 }11)\) SF が \((111)\) マイクロツインと交差するとき。 マイクロツインは解凍され、\((111)\) SF に変換されます。 さらにランプ圧縮を行うと、\((111)\) SF は 65 GPa 付近まで厚くなり、構造の特定の部分で bcc 相が核生成し始めます。 bcc 相は、\((\overline{1 }11)\) および \(\left(111\right)\) すべり面上の交差する SF またはその近傍で最初に核生成します。図の拡大円内の図を参照してください。図 2. 新しい bcc 相核生成のこのメカニズムは、鉄基合金で観察される SF によって促進されるオーステナイトから α'-マルテンサイト相への変態を説明するオルソン・コーエン モデル 29 に似ています 30、31、32。 その後、bcc 相が増殖し、SF の肥厚を上回り、約 80 GPa で支配的なメカニズムになります。 約 90 GPa で、構造は完全に bcc に変形します。 この相変態の性質については、「テクスチャ化されたナノ結晶 Al の可塑性寄与物質」で詳しく説明します。 相変態後、構造は 90 GPa から 165 GPa まで弾性的に変形しました。これは、応力密度曲線 (図 1 の青い点線の間) の傾きが減少したときのほぼ線形の応答に対応します。 次に、165 GPa を超える bcc 相で欠陥が核生成し始めると、応力密度曲線の傾きが再び変化します。

さまざまなシミュレーション設定の密度 - 応力曲線。 データは参考文献 15 のランプ実験および参考文献 19 のダイヤモンドアンビルセルのデータと比較されます。 シミュレーション データと実験データの両方で、応力と密度は、時間の関数としての Al ドメイン全体の厚さ全体の平均応力と密度を指します。これは、残りの部分の全体的な応力と密度と呼ばれます。紙。 最初の垂直破線バーは、SC NEMD における 100% bcc の圧力開始を示します。 2 本の垂直破線バーの間では、構造は完全な bcc であり、SC NEMD に対して弾性変形します。 2 番目の破線のバーの後、SC NEMD で欠陥の成長が観察されます。

さまざまなグローバル ストレス状態における SC NEMD の代表的なスライスのアトミック スナップショット。 読み込み方向は下から上です。 丸で囲まれた領域の拡大図は、最初の bcc 核形成を示していますが、わかりやすくするために fcc 原子は表示されていません。

図2のスナップショットは、転位と双晶活動、および位相プロセスの原子論的な詳細を示しています。 このような原子の詳細は実際の実験では捉えることはできませんが、シミュレーションの仮想 X 線回折では、シミュレーションと実験結果を直接比較できます。 したがって、回折痕跡を理解し、原子像との対応関係を確立することは、実験中に取得されたその場回折図形から相変態のメカニズムを明らかにするのに役立ちます。 単結晶構造の仮想 XRD の特性評価についてはこのセクションで検討し、実際の XRD データとの比較については「相変態経路とシミュレーションと実験の比較」で説明します。 図3の挿入図に示すように、0 GPaで長さ50 nmの代表的なスラブのスナップショットを取得し、ランプ荷重下でさまざまな弾性/塑性段階を経る際に、仮想XRDを使用してこの領域の特性を評価します。

異なる応力状態でのSC NEMDの代表的なスライスのX線回折パターン（挿入図として示され、図2と同じ方法で色分けされた原子スナップショット）。

0 ps でのスナップショットは、初期の歪みのない平衡状態の微細構造を表しています。 図3aに示すように、このスナップショットのXRDパターンは鋭いピークを示しています。 XRD プロファイルの最初と 2 番目のピークの回折角 (\(2\theta\) 角度) は 37.13° と 43.41° で発生し、fcc Al の {111} ピークと {200} ピークの報告値と一致します。 .3a. ランプ荷重が開始されると、[001] 方向に沿った一軸圧縮によって \((002)\) と \((00\overline{2 })\) のピークがより大きな角度にシフトします。 (200\right),\) \(\left(\overline{2 }00\right),\) \(\left(020\right),\) \((0\overline{2 }0)\)ピークは変化しません。 この {200} 面の歪みの違いにより、図 3b に示すように、10 GPa での {200} ピークの分割が生じます。 逆に、すべての {111} 面は荷重方向に対して同じ角度を持っているため、同じ大きさで圧縮され、その結果、{111} ピークは分割されるのではなく、より大きな角度にシフトします。 14 GPaから始まり、この領域では \(\left(111\right)\) 面とともに微小双晶の形成が見られ始めます（図3c）。 興味深いことに、マイクロツインの発生に関連して、{111} ピークの分裂も観察されます。 この分裂は、マイクロツインがかなりの量の原子ひずみを吸収するだけでなく、fcc 相の弾性ひずみが不均一な方法で再分布されることを可能にすることによるものです。 原子の写真を詳しく調べると、\(\left(111\right)\)、\(\left(\overline{1 }11\right),\)、および \(\left(\overline{1 }1) が明らかになります。 \overline{1 }\right)\) 飛行機は緊張を受けていませんでした。 これは、10 GPa から 14 GPa までシフトしていない最初のピークの一部に対応します (図 3c)。 逆に、\(\left(\overline{1 }\overline{1 }1\right)\) 面は、2.26 Å ではなく 2.15 Å という新しい面間距離でさらに圧縮されます。これは、 {111} ピークの分割。その 2 番目の部分はより高い回折角で発生します (XRD の 2 番目のピーク)。 塑性変形に適応できるスペースが限られているこのシステムの断面積が小さいため、マイクロツインは SC 構造内でのみ形成されることにもう一度注意してください。 マイクロツインは実験やNC構造にはほとんど存在しません。 それにもかかわらず、この研究は、XRD プロファイルがピーク分割を通じて双晶形成を捕捉できることを示しています。 前のセクションで述べたように、17 GPa から、新しい SF と \((\overline{1 }11)\) すべり面も核生成を開始し、\(\left(111\right)\) マイクロを解凍します。接触すると双子が \(\left(111\right)\) SF になります。 次に、28 GPa で、分割された {111} ピークが 1 つの単一ピークに再結合しました。これは、すべての {111} ピークが同じ大きさで圧縮され、fcc マトリックス内で均一な歪みが再び達成されることを示唆しています (図 3d)。 その間、\(\left(111\right)\) と \(\left(200\right)\) のピークの大幅な広がりが観察されます。 さらに興味深いことに、(111) ピーク (3.70 Å) と (200) ピーク (3.77 Å) から計算された格子定数の間に不一致が存在し、2 つのピークが相対的にシフトしたことを示唆しています。 Sharma ら 33 は、Warren 34 の理論的研究に基づいて、金のランプ圧縮中に得られた同様の XRD プロファイルを調査し、ピークの相対的なシフトは SF の存在によるものだけである可能性があり、一方、広がりは複数のメカニズムに関連している可能性があると結論付けました。 SF、双晶化、サイズ拡大、ひずみ拡大など。 したがって、構造内の SF の存在は、対応する原子配置に加えて、28 GPa XRD プロファイルからも結論付けることができます。 ひずみが進むにつれて、構造の特定の部分で \(\left(111\right)\) の積層欠陥が厚くなり続けます。 厚くなったSFは、(111)fccすべり面に平行な基底面(001)hcpを有するhcp配置を有する。 この特定のスナップショットの XRD プロファイルも、図 3e に示すように hcp 署名を示します。 また、SF の肥厚化イベントのピーク (約 76 GPa) においてさえ、総原子の 41.2% だけが SF の一部であることにも注目されています。 これは、SF の肥厚が構造内で均一ではないという観察と一致します。 その後、15 GPa 以内では相変態が支配的になり、全球的に厚くなる SF を超えます。 113 GPaでは、bcc相が構造全体に伝播し、bcc Alの特徴を示すXRDプロファイルが得られます（図3f）。

「応力密度応答と原子変形経路」で述べたように、シミュレーションでは、ランプ圧縮下での fcc から bcc への構造相転移が示されています。 さらに多面体テンプレートマッチング35法を用いて原子の格子配向を解析します。 0 GPa では、すべての fcc 原子は、それぞれ x、y、z 方向に \([100]\)、\([010]\)、\([001]\) の方向を持ちます。 113 GPa では、すべての bcc 原子は、x、y、z 方向にそれぞれ \([110]\)、\([\overline{1 }10],\)、\([001]\) の方向を持ちます。 これらの特定の格子方位は、図 4a に示すように、fcc 位相と bcc 位相の間のベイン方位関係 (OR)36 に対応します。 ベイン変換を経たスーパーセルの方向関係を図4bに示します。 図5a〜cに示すように、0 GPa、76GPa、および399 GPaの仮想XRDパターンも、0 GPa、291 GPa、および466 GPaで得られた実験的なその場XRDに対してプロットされています。 実験とシミュレーションの間の fcc と bcc の署名は顕著な一致を示しました。 したがって、bccの格子定数は、図5cのピーク位置を通じて、実験では466 GPaで約2.43Å、シミュレーションでは399 GPaで2.33Åと計算できます。 実験では、すべての粒子が繊維軸に沿って (001) 配向している、強い初期テクスチャを持つ多結晶アルミニウム箔を使用しました。 図5d〜fに示すように、変形中、(111)fcc、(002)hcp、(011)bccスポットは非常に近くにあります。繊維軸（つまり、荷重方向）間の角度\(\chi\)です。回折面の法線は、(111)fcc の場合は約 45°、(002)hcp の場合は約 50°、(011)bcc の場合は約 45°です。 理想的な結晶の法線 (111)fcc と荷重方向 (001)fcc の間の理論的な角度は 54.7° であることに注意してください。 理論値と測定値の間の偏差は、双晶化の結果としてのシステムの歪みと回転によるものです。 したがって、これらの図から、(111)fcc、(002)hcp、(011)bcc スポットは、変換を通じて本質的に平行を保つ同じ最密充填面であると結論付けることができます。 図5g〜iに、SC NEMDとは異なる応力で観察された原子配置を示します。 すべての構造は最密充填面に沿ってスライスされており、これらの面の法線と荷重方向との間の角度は、(111)fcc の場合は 54.7°、(002)hcp の場合は 46.7°、(002) の場合は 42.2°と計算されます。 )hcp はそれぞれ、最密充填面もシミュレーション中の変換を通じて平行のままであることを示唆しています。 歪みのない構造における理想的なベイン変換では、(011)bcc が (111)fcc に平行で、(011)bcc の法線とファイバー軸の間の角度が 45° になります。 これは \({\left(011\right)}_{bcc}\)、\({\left(0\overline{1 }1\right)}_{bcc}\)、 \({\left(101\right)}_{bcc}\)、\({\left(10\overline{1 }\right)}_{bcc}\)、一方 \({\left(110\) right)}_{bcc}\) と \({\left(\overline{1 }10\right)}_{bcc}\) はファイバー軸に対して垂直です。 これらの配向解析は、シミュレーションで観察された相変態が実験で観察された相変態と一致することを示唆しています。 正確な位相変換は、平行面の向きとそれらの面内の平行方向がわかっている場合にのみ決定できることを指摘することが重要です。 したがって、ランプ負荷中に発生した面内方向と実際の相変態経路を決定できるのは、NEMD シミュレーションを通じてのみです。 したがって、以前に提案された、fcc-hcp 遷移の庄司-西山方位関係 37 の後に hcp-bcc 遷移のバーガーズ方位関係 38 が続くという、最密充填面と荷重軸のみに基づく変換パスは正しくありません。

(a) ベイン変態の概略図、(b) 異なる応力および対応する格子配向での負荷中に構造相変態を受けるスーパーセルの斜視図、左面図、正面図、および上面図。

(a – c) ランプ負荷のさまざまな段階で取得された実験データと仮想 XRD データ。 実験データはそれぞれ 0 GPa、291 GPa、466 GPa で取得されています。 仮想 XRD データは、それぞれ 0 GPa、76 GPa、399 GPa で取得されます。 ダイヤモンドおよび LiF アブレーター/窓プレートからの単結晶回折ラウエ スポットも表示され、Al の回折サインを強調するために人工的に暗くされていることに注目してください。 （ d – f ）さまざまな応力（216 GPa、291 GPa、および466 GPa）で取得した実験からの回折データの立体投影。 黒、赤、青のボックスは、それぞれ fcc (111)、hcp (002)、bcc (110) 面のデバイ・シェラー環を囲んでいます。 図に重ねられた色付き実線の曲線は、定数 \(\chi\) (つまり、荷重方向と回折面ノルムの間の角度) を示します。 （ g – i ）それぞれ0 GPa、76 GPa、113 GPaでセットアップIIから観察された原子構成の代表的なスライス。 着色スキームは図 2 と同じです。拡大された領域は、最密充填面、fcc (111)、hcp (002)、および bcc (011) を示します。これらの法線の角度は、図 2 に対して 54.7°、46.7°、および 42.2°です。積載方向。

fcc から hcp への遷移圧力は、実験と比較して NEMD シミュレーションの方が低いことに注意してください。 hcp 相のシミュレートされた XRD プロファイルは 76 GPa で取得され、比較すると、実験による XRD は 291 GPa で取得されます。 シミュレーションと実験データのXRDプロファイルは両方とも明確なhcpサインを示していますが、hcp相の格子定数の違いによりピークの相対位置がシフトしています（図5b）。 シミュレーションと実験の間の遷移圧力の違いは、NEMD シミュレーションにおける積層欠陥の高度な成長と持続時間の短縮によるものである可能性があります。NEMD シミュレーションは、小さな (スケーリング係数 1/20 対 1) セルとわずかに異なる境界 (剛体) に基づいています。ピストンと LiF）を実際の実験のサンプルと比較したもので、核生成ダイナミクスの影響はミクロン単位に及ぶ可能性があります 39。 さらに、軸方向の圧縮を受けると、構造はポアソン効果により横方向の寸法に沿って膨張する傾向があります。 ただし、シミュレーションは完全な周期条件を備えたマイクロカノニカル アンサンブルで行われるため、横方向の次元を自由に変形することはできません。 したがって、横方向の応力の上昇（同時に発生する縦方向の応力の約 80% のレベル）が横方向の寸法に発生し、シミュレーションでの全体的な静水圧が実験で測定された圧力に匹敵するレベルになります 15。 したがって、hcp 相の圧力範囲が低い理由の 1 つは、サンプルの断面が小さいため、転位の相互作用によって生成される積層欠陥で構成されている可能性があります。 また、静水圧は負の体積変化にある変態に有利であり、より低い圧縮応力レベルで相変態を引き起こす可能性があることも以前に示されています40。 これらすべてのメカニズムが、シミュレーションで観察された遷移圧力の低下に寄与する可能性があります。 固体内の核生成ダイナミクスに関するさらなる研究と大規模な NEMD シミュレーションは、そのような違いを解明するのに有益です。

結果として生じる塑性変形挙動に対する粒界の影響を調査するために、SC 構造と同様の設定で <001> fcc 配向のテクスチャ化 NC Al 構造に対して原子ランプ荷重シミュレーションを実行しました。 したがって、テクスチャ化されたNC Alの横方向の寸法は、15 nmのサイズの粒子を収容できるようにSCよりも3倍大きくなります。

テクスチャー加工された NC Al の応力-ひずみ曲線を図 1 に示します。これは、実験および SC NEMD の結果と顕著な一致を示しています。 いくつかの臨界圧力におけるテクスチャ化されたNC Alのスナップショットを図6に示します。 図6a、bのスナップショットから、初期の塑性はSFによって支配されており、SC構造とは対照的にマイクロツインがほとんど存在しないことがわかります。 相変態もまた、より小さな応力で開始され、終了しました。 SC NEMDの113 GPaと比較して、76 GPaで構造全体がbccに変換されました（図6d）。 図6eに示すように、bcc相における欠陥の成長も、相変態が完了するとすぐに開始されます。 これらの観察はすべて SC NEMD と一致しており、結晶粒界がランプ荷重挙動に与える影響は無視できる程度であることを示唆しています。 この発見は、Al26 のユゴニオ状態方程式に関する最近の研究と一致しています。 興味深いことに、これまでの実験では、ユゴニオットは銅の粒径と配向に影響を受けないことが示されている41が、ダイヤモンド42、炭化ケイ素43、TATB44では結晶/サンプルの形状への依存性が強いことがわかりました。 これは、動的圧縮に対する異なる材料の反応における異なるメカニズムを明らかに示唆しており、これらのメカニズムは金属性に密接に関連していると考えられます。

異なるグローバル応力におけるテクスチャ化された NC Al の原子論的なスナップショット。 原子は図 2 と同じように色分けされています。荷重方向は下から上です。

結論として、NEMD シミュレーションは、ランプ荷重条件下での Al の塑性変形特性を調査するために実行されます。 長さとシミュレーション時間を変化させたセットアップは、時間パラメータと空間パラメータが同一にスケーリングされ、構造の長さが十分に長い場合に、スケーリング手法が実行可能であることを実証しました。 以前に発表されたレーザー駆動ランプ圧縮実験と適切なスケーリング係数を使用したシミュレーション設定の間の応力密度応答には、優れた一致が観察されます。 さらに、単結晶構造の原子写真と仮想回折解析により、微小双晶形成→SF形成→SF厚化→ベインパスを介した相変態を経由する塑性変形経路を明らかにした。

最後に、仮想 XRD パターンをその場実験の XRD 結果と比較し、同等の圧力での fcc と bcc の特徴の顕著な類似性、および異なる中間圧力での hcp 相の同様の特徴を示しました。 提案された相変態経路も実験的な回折結果と照合し、良好な一致を示しました。 この研究は、ランプ負荷中に発生した Al の正確な相変態経路の具体的な証拠を提供し、仮想回折パターンの分析を原子構成と関連付けることにより、実験回折結果を理解するための洞察も提供しました。

NEMD シミュレーションは、大規模原子/分子超並列シミュレーター (LAMMPS)45 コードを使用して実行されます。 荷重を加える前に、すべての構造は共役勾配法を使用して、最大許容力 10−27 eV/Å でエネルギー最小化を受けました。 次に、2 つの緩和実験が実行されます。最初はノーズ・フーバー等温等圧 (NPT) アンサンブルでゼロ圧力および室温下で、次にマイクロカノニカル (エネルギーと体積が制約された NVE) アンサンブルで実行されます。 OVITO46 は、シミュレーション結果の後処理とアトミックなスナップショットの視覚化に使用されます。 Polyhedral Template Matching35 は結晶構造と方位の識別に使用されます。 転位解析には転位抽出アルゴリズム (DXA)47 ツールが使用されます。 LAMMPS に実装された仮想 XRD は、任意の時点で原子スナップショットの回折署名を生成するために使用されます。 仮想 XRD 照射波長は、実験 (8.37 keV (Cu) および 10.25 keV (Ge) He-α) と直接比較するために、1.48 Å または 1.21 Å に設定されます。

現在の研究中に使用および/または分析されたデータセットは、合理的な要求に応じて責任著者から入手できます。 Lampps スクリプトと関連する可能性のあるファイルのサンプルは、次のリンクで提供されています: https://rochester.box.com/s/loo1ks1jn98mej6khzecq7w7jr2lapcp。

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この研究は、米国エネルギー省科学局、核融合エネルギー科学により、賞番号 DE-SC0020340 の下で支援されました。

材料科学プログラム、ロチェスター大学、ロチェスター、ニューヨーク州、14627、米国

何麗傑 & ニアズ・アブドルラヒム

ロチェスター大学機械工学部、ロチェスター、ニューヨーク州、14627、米国

ダナエ・ポルシン、ギルバート・W・コリンズ、ニアズ・アブドゥルラヒム

レーザーエネルギー研究所、ロチェスター大学、ロチェスター、ニューヨーク州、14623、米国

ダナエ・ポルシン、シュアイ・チャン、ギルバート・W・コリンズ、ニアズ・アブドルラヒム

ロチェスター大学物理天文学部、ロチェスター、ニューヨーク州、14627、米国

ギルバート・W・コリンズ

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LH、NA、GWC がこの研究を考案し、設計しました。 DP、SZ、および GWC が実験を実行しました。 LH と NA はシミュレーションを実施し、データを分析しました。 LH、NA、D、P、SZ が論文を執筆しました。 著者全員が原稿をレビューしました。

ニアズ・アブドルラヒムへの通信。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

シュプリンガー ネイチャーは、発行された地図および所属機関における管轄権の主張に関して中立を保ちます。

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転載と許可

He、L.、Polsin、D.、Zhang、S. 他。 ランプ圧縮下のアルミニウムの相変態パス。 シミュレーションと実験研究。 Sci Rep 12、18954 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41598-022-23785-7

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受信日: 2022 年 8 月 17 日

受理日: 2022 年 11 月 4 日

公開日: 2022 年 11 月 8 日

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-23785-7

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