Phasenumwandlungspfad in Aluminium unter Rampenkompression; Simulation und experimentelle Studie

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 18954 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Details zu den Metriken

Wir präsentieren ein auf Nichtgleichgewichts-Molekulardynamik (NEMD) basierendes Framework zur Reproduktion des Phasenumwandlungsereignisses von Aluminium unter Rampenkompressionsbelastung. Die simulierte Spannungsdichtereaktion, die virtuellen Röntgenbeugungsmuster und die Strukturanalyse werden mit den zuvor beobachteten experimentellen In-situ-Röntgenbeugungsdaten der lasergesteuerten Rampenkompression verglichen. Die NEMD-Simulationen zeigen, dass die Fest-Fest-Phasenübergänge im Einklang mit experimentellen Beobachtungen mit einer dicht gepackten kubisch flächenzentrierten Struktur (fcc) (111), einer hexagonal dicht gepackten Struktur (hcp) (002) und einer kubisch raumzentrierten bcc-Struktur ( 110) Ebenen bleiben parallel. Die Analyse der NEMD-Simulationen auf atomarer Ebene identifiziert den genauen Phasenumwandlungsweg, der über die Bain-Transformation erfolgt, während die vorherigen In-situ-Röntgenbeugungsdaten keine ausreichenden Informationen lieferten, um den genauen Phasenumwandlungsweg abzuleiten.

Die Weiterentwicklung der experimentellen Techniken hat unser Verständnis der Festphasenstabilität und der Fest-Fest-Phasenumwandlung unter hohem Druck drastisch verbessert. Die Entwicklung von Gaskanonen1, gepulster Leistung2 und Lasertreibern3 in Kombination mit In-situ-Röntgenbeugung (XRD)4,5 enthüllte die Struktur- und Phaseninformationen zahlreicher Materialien unter dynamischen, hohen Drücken, Stößen und Quasi- isentrope Kompression mit Dehnungsraten im Bereich von 104 bis 108 s−1. In-situ-XRD ist in der Lage, die Debye-Scherrer-Beugungskegel der Probe bei unterschiedlichen Drücken zu erfassen und diese Beugungskegel in den \(2\theta -\phi\)-Raum zu projizieren, wobei der Bragg-Winkel \(\theta\) der Winkel ist zwischen dem Röntgenstrahl und der Netzebenenschar und \(\phi\) ist der Azimutwinkel um die einfallende Röntgenstrahlrichtung. Das \(2\theta\)-Profil kann zur Berechnung des interplanaren Abstands nach dem Braggschen Gesetz6 verwendet werden. Der Winkel \(\chi\), also der Winkel zwischen der Probennorm und der Ebenennorm, kann mit der Gleichung7 berechnet werden: \(\mathrm{cos}\left(\chi \right)=\mathrm{cos}\left( \phi \right)/\mathrm{cos}(\theta )\) und wird verwendet, um die kristallographische Textur während der Phasenumwandlung zu bewerten, indem verfolgt wird, welche Ebenen parallel bleiben. Diese Technik wurde erfolgreich angewendet, um die Hochtemperatur-/Hochdruckphysik zu verstehen, wie z. B. Zwillingsbildung und Gitterdynamik in lasergetriebenem geschocktem Tantat8, Hochdruckphasenstabilität während der Dekompression in Zinkferrit-Nanopartikeln9 und Phasentransformationspfad von Graphit zu hexagonalem Diamant10 .

In einer aktuellen Arbeit von Polsin et al.11 wurde In-situ-XRD verwendet, um die Kristallstruktur von Aluminium (Al) unter Rampenkompressionsbelastung zu erfassen. Die Autoren fanden heraus, dass bei etwa 216 GPa ein Fest-Fest-Phasenübergang stattfindet, der mit einer Umwandlung in eine hexagonal dicht gepackte (hcp) Struktur übereinstimmt, während eine Umwandlung in eine Struktur mit der kubisch raumzentrierten (bcc) Struktur übereinstimmt tritt bei 320 GPa auf. Die Ergebnisse der In-situ-XRD legen nahe, dass die dicht gepackten kubisch-flächenzentrierten (fcc) (111), hcp (002) und bcc (110)-Ebenen während der Fest-Fest-fcc-hcp- und hcp-bcc-Transformationen parallel bleiben. Allerdings bleiben der Mechanismus und der Weg der Phasenumwandlung bei dynamischer Kompression, die sich in jüngster Zeit zu einem wichtigen und interessanten Thema in der Hochdruckforschung entwickelt hat11,12,13,14, unklar. Experimentell würde dies zeitaufgelöste Beugungsmessungen während der lasergetriebenen Stoß-/Rampenkompression erfordern, was technisch anspruchsvoll ist. Allerdings reicht selbst die In-situ-XRD-Kristallographie nicht aus, um den genauen Phasenumwandlungsweg aus Hochdruck-Hochtemperatur-Experimenten zu bestimmen, da mehrere Umwandlungswege möglicherweise während der Umwandlung ähnliche parallele Ebenen erzeugen können15. Mit Hilfe der Nichtgleichgewichts-Molekulardynamik (NEMD) kann die genaue atomistische Konfiguration der Struktur in jeder Phase der NEMD-Simulation der Rampenbelastung auf atomarer Ebene bestimmt werden. Die virtuellen XRD-Profile können auch einfach erhalten und direkt mit Experimenten verglichen werden, um die Simulationen zu überprüfen. Somit werden NEMD-Simulationen ein grundlegendes Verständnis der plastischen Verformungsmechanismen und des strukturellen Phasenumwandlungswegs liefern und XRD-Profile werden zur experimentellen Verifizierung verwendet.

NEMD ist ein Werkzeug, das sich zur Untersuchung irreversibler makroskopischer Prozesse gemäß dem zweiten Hauptsatz der Thermodynamik eignet, wie z. B. Spallation16, Stoßbelastung17 und Rampenbelastung18,19. Allerdings hat das traditionelle NEMD den entscheidenden Nachteil, dass es aufgrund des hohen Rechenaufwands nur auf Systeme mit einer begrenzten zeitlichen/räumlichen Skala anwendbar ist20. Dieser Nachteil tritt bei Ramp-Loading-Studien noch deutlicher zutage, wo die experimentelle Dehnungsrate langsam ist (weniger als 106 s−1). Um geringere Rampenraten im NEMD zu erreichen, sind längere Simulationsdauern erforderlich. Umgekehrt sind auch größere Materialsysteme erforderlich, um die Entwicklung und Ausbreitung von Spannungswellen zu ermöglichen. Diese Einschränkungen belasten den Rechenaufwand erheblich und rechtfertigen die Notwendigkeit, die Systemgröße zu reduzieren, ohne die Fähigkeit zur Vorhersage der Physik der Verformung zu beeinträchtigen. Daher wurde eine dynamische Skalierung des Rampenladesystems vorgeschlagen und untersucht18,21, um dieses Problem zu lösen. Frühere Arbeiten von Thompson et al.21 sowie Lane et al.18 haben gezeigt, dass NEMD in einem System mit reduzierter Größe vollständig in der Lage ist, die gesamte elastische und den größten Teil der plastischen Reaktion während der Rampenbelastung eines viel größeren Systems zu erfassen vorausgesetzt, dass Zeit und Position mit dem gleichen Faktor skaliert werden, während die Kompressionsrate dx/dt konstant gehalten wird. Diese Theorie ermöglichte die rechnerische Untersuchung von Rampenkompressionsexperimenten zu den räumlichen und zeitlichen Dimensionen von Mikrometern und Nanosekunden in einem reduzierten System auf der Skala von Nanometern und Pikosekunden, das durch NEMD-Simulationen zugänglich ist. Einzelheiten zu dieser Methode und ihrer Anwendbarkeit werden in Abschn. 1 der ergänzenden Materialien.

In diesem Manuskript verwenden wir NEMD-Simulationen mit dynamischer Skalierung, um Phasentransformationen von rampenkomprimiertem Al zu untersuchen. Die Wechselwirkungen zwischen Al-Atomen werden mithilfe des von Winey et al.22 entwickelten Potenzials der eingebetteten Atommethode (EAM) modelliert. Dieses Potenzial wurde speziell zur Untersuchung der Hochdruckphysik von Al entwickelt und wird häufig in stoßbezogenen Simulationen eingesetzt16,23,24,25. Insbesondere haben Yang et al.26 das Winey-Potenzial genutzt, um die Hugoniot-Kurven, den Grüneisen-Koeffizienten und die Schmelztemperatur von Al unter einer Stoßbelastung von bis zu 300 GPa zu reproduzieren, und fanden große Übereinstimmungen mit Experimenten. Anschließend werden wir unsere früheren Erkenntnisse zum strukturellen Phasenumwandlungsmechanismus von Al erneut betrachten, wo es unter lasergesteuerter Rampenkompression mit In-situ-XRD15,27 fcc-zu-bcc-Übergänge durchläuft. Es wurde festgestellt, dass die NEMD-Simulationen die Spannungsdichtereaktion des Experiments außergewöhnlich gut reproduzieren können, wenn die Simulation im Vergleich zum Experiment den gleichen Skalierungsfaktor sowohl für die zeitliche als auch für die räumliche Dimension verwendet (z. B. 1/20 des Experiments). Anschließend diskutieren wir auf der Grundlage der XRD-Musteranalyse, der Analyse atomarer Schnappschüsse und der Berechnung der lokalen Gitterorientierung den strukturellen Phasentransformationspfad mit einer versetzungsunterstützten Bain-Transformation. Abschließend werden die virtuelle XRD der Struktur in den verschiedenen Stadien und die relative Beziehung zwischen den dicht gepackten Ebenen mit der experimentellen Beobachtung verglichen, was eine gute Übereinstimmung in den Phasentransformationssignaturen zeigt.

Für den NEMD-Aufbau wird ein anfängliches < 001 > -orientiertes 10,12 nm × 10,12 nm × 1000 nm großes Einkristall-(SC)-Al-System mit 6,25 × 106 Atomen und einem Skalierungsfaktor von 1/20 des Experiments erstellt und rampenkomprimiert Z-Richtung. Bewegliche Kolben werden zunächst an der unteren Z-Grenze positioniert und bewegen sich mit linear zunehmender Geschwindigkeit bis zu 6 km/s und 500 ps nach oben. Entlang der Querrichtungen werden periodische Randbedingungen angelegt. An der höheren Z-Grenze wird ein Impulsspiegel angebracht, der den Impuls jedes Atoms reflektiert, das mit ihm in Kontakt kommt. Andere SC-Aufbauten mit unterschiedlichen Skalierungsfaktoren (z. B. Strukturdimension und Ladebeschleunigungsrate) werden in den ergänzenden Materialien ausführlich verglichen. Eine texturierte (< 001 > -orientierte) Nanokristallstruktur (NC) wird ebenfalls durch Voronoi-Tessellation28 erzeugt. Damit sich Versetzungen in den Nanokörnern anhäufen und miteinander interagieren können, wird die durchschnittliche Korngröße auf 15 nm eingestellt, und anschließend wird die NC-Strukturdimension auf 30,37 nm × 30,37 nm × 100 nm mit einem Gesamtatom eingestellt Zählung von 5,6 × 106. Daher wird die Beschleunigungsdauer auf 50 Pikosekunden (ps) eingestellt, um einen Skalierungsfaktor von 1/200 für Zeit und Länge zu erfüllen. Der Plastizitätsfaktor in texturiertem NC-Al wird in „Plastizitätsfaktor in texturiertem nanokristallinem Al“ dieses Manuskripts besprochen.

Abbildung 1 zeigt die Ähnlichkeit der Spannungsdichtereaktion zwischen den NEMD-Simulationen, der laserunterstützten Rampenbelastungskompression und den Daten der Diamantambosszelle. Die Ähnlichkeit bleibt nur bestehen, wenn die NEMD-Simulation denselben zeitlichen und räumlichen Skalierungsfaktor verwendet (dh 1/20 für die SC-Struktur und 1/200 für die NC-Struktur). Eine dimensionslose Dehnungsrate \({\dot{\widetilde{v}}}_{p}\) wird von Lane et al.18 vorgeschlagen, um Systeme zu identifizieren, die korrekt skaliert sind:

wobei \({v}_{t}=6 km/s\) die Endgeschwindigkeit sowohl für das Experiment als auch für die Simulation ist. \(\tau\) bezeichnet die Beschleunigungsdauer, \(L\) ist die Kolbenlänge und \({C}_{0}=6,27 km/s\) ist die Umgebungsschallgeschwindigkeit von Al. Wenn ein simuliertes System dieselben zeitlichen und räumlichen Skalierungsfaktoren wie das Experiment verwendet, ist seine dimensionslose Dehnungsrate dieselbe wie die des Experiments und dient als gute skalierte Darstellung des Versuchsaufbaus. Wenn die dimensionslose Dehnungsrate unterschiedlich ist, beginnt das Verhalten des Systems vom Experiment abzuweichen. Dies wird besonders deutlich, wenn die dimensionslose Dehnungsrate einen bestimmten Schwellenwert überschreitet, d. h. wenn der zeitliche Skalierungsfaktor zu groß oder der räumliche Skalierungsfaktor zu klein ist. In dieser Situation nähert sich die skalierte Einstellung dem Schockregime an, bei dem die Struktur im Vergleich zum stoßfreien Rampenbelastungsexperiment (siehe Abbildung 1) eine andere Spannungsdichtereaktion zeigt. Die Leser können für eine detailliertere Diskussion auf die ergänzenden Materialien verweisen über die Grundlagen der Skalierungsmethode und NEMD-Simulationsergebnisse unter verschiedenen dimensionslosen Dehnungsraten. In diesem Artikel stammen alle gezeigten Daten von Systemen mit der gleichen dimensionslosen Dehnungsrate wie das Experiment in Referenz11. Abbildung 2 zeigt eine Reihe von Schnappschüssen eines Herzstücks der SC-Struktur unter Rampenlast-NEMD-Simulation zu verschiedenen Zeitschritten. Die Struktur durchläuft die folgenden Phasen. Von 0 bis 10 GPa erfährt dieses Herzstück eine elastische Verformung. Bei 14 GPa bilden sich entlang der \((111)\)-Gleitebene Mikrozwillingsfehler (d. h. dünne Zwillingsfehler mit nur 3–4 Atomlagen). Es ist zu beachten, dass sich die Mikrozwillinge aufgrund der spezifischen Ausrichtung und der kleinen Querschnittsfläche des SC-Systems nur im SC-System bilden. Dieser Mechanismus ist in der NC-Struktur mit Körnern in zufälliger Ausrichtung fast nicht vorhanden, was eher mit realen experimentellen Strukturen übereinstimmt, siehe Einzelheiten unter „Plastizitätsbeitrag in texturiertem nanokristallinem Al“. Bei 28 GPa beginnen neue führende Shockley-Partialwellen zu keimen und sich auszubreiten, wobei Stapelfehler (SFs) entlang der \((\overline{1 }11)\)-Ebenen zurückbleiben. Wenn sich diese \((\overline{1 }11)\) SFs mit den \((111)\) Mikrozwillingen schneiden; Die Mikrozwillinge werden entpackt und verwandeln sich in \((111)\) SFs. Bei weiterer Rampenkomprimierung verdicken sich die \((111)\)-SFs bis etwa 65 GPa, wenn in bestimmten Teilen der Struktur die bcc-Phase zu keimen beginnt. Die bcc-Phase entsteht zuerst an oder in der Nähe der sich schneidenden SFs auf den Gleitebenen \((\overline{1 }11)\) und \(\left(111\right)\), siehe Abbildung im vergrößerten Kreis in Abb. 2. Dieser Mechanismus für die Keimbildung der neuen bcc-Phase ähnelt dem Olson-Cohen-Modell29, das die Phasenumwandlung von Austenit in α'-Martensit beschreibt, die durch die SFs erleichtert wird, die in Legierungen auf Eisenbasis beobachtet werden30,31,32. Die bcc-Phase vermehrt sich dann, übertrifft die SF-Verdickung und wird bei etwa 80 GPa zum dominierenden Mechanismus. Bei etwa 90 GPa wandelt sich die Struktur vollständig in bcc um. Die Art dieser Phasenumwandlung wird ausführlich in „Plastizitätsbeitrag in texturiertem nanokristallinem Al“ besprochen. Nach der Phasenumwandlung verformte sich die Struktur elastisch von 90 auf 165 GPa, was einer nahezu linearen Reaktion bei einer verringerten Steigung in den Spannungsdichtekurven (zwischen der blauen gepunkteten Linie in Abb. 1) entspricht. Wenn dann in der bcc-Phase über 165 GPa Defekte zu entstehen beginnen, ändert sich die Steigung der Spannungsdichtekurve erneut.

Dichte-Spannungs-Kurven für verschiedene Simulationsaufbauten. Die Daten werden mit dem Rampenexperiment aus Ref. 15 und den Daten der Diamantambosszelle aus Ref. 19 verglichen. Sowohl für die Simulationsdaten als auch für die Experimentdaten beziehen sich Spannung und Dichte auf die durchschnittliche Spannung und Dichte über die gesamte Dicke der gesamten Al-Domäne als Funktion der Zeit, die für den Rest als globale Spannung und Dichte bezeichnet wird Papier. Der erste vertikale gestrichelte Balken gibt den Druckbeginn für 100 % bcc in SC NEMD an. Zwischen den beiden vertikalen gestrichelten Balken ist die Struktur vollständig bcc und verformt sich elastisch für SC NEMD. Nach dem zweiten gestrichelten Balken ist in SC NEMD ein Defektwachstum zu beobachten.

Atomarer Schnappschuss eines repräsentativen Schnitts von SC NEMD bei verschiedenen globalen Spannungszuständen. Die Belastungsrichtung ist von unten nach oben. Die Vergrößerung des eingekreisten Bereichs zeigt die anfängliche bcc-Keimbildung, wobei fcc-Atome der Übersichtlichkeit halber nicht angezeigt werden.

Die Schnappschüsse in Abb. 2 zeigten die atomaren Details der Versetzungs- und Zwillingsaktivität sowie des Phasenprozesses. Während solche atomistischen Details in realen Experimenten nicht erfasst werden können, kann die virtuelle Röntgenbeugung von Simulationen direkt zwischen Simulation und experimentellen Ergebnissen verglichen werden. Daher wird das Verständnis der Beugungssignatur und die Feststellung ihrer entsprechenden Beziehung zum Atombild dazu beitragen, die Mechanismen der Phasenumwandlung aus dem während der Experimente aufgenommenen In-situ-Diffraktogramm aufzudecken. Die Charakterisierung des virtuellen XRD für die Einkristallstruktur wird in diesem Abschnitt betrachtet und die Vergleiche mit realen XRD-Daten werden in „Phasentransformationspfad und Vergleich zwischen Simulation und Experimenten“ diskutiert. Wir machen Schnappschüsse einer repräsentativen Platte mit einer Länge von 50 nm bei 0 GPa, wie in den Einschüben von Abb. 3 dargestellt, und charakterisieren diesen Bereich mithilfe virtueller XRD, während er unter der Rampenbelastung verschiedene elastische/plastische Stadien durchläuft.

Röntgenbeugungsmuster für einen repräsentativen Schnitt (atomistische Schnappschüsse als Einschübe dargestellt und auf die gleiche Weise wie in Abb. 2 gefärbt) von SC NEMD bei verschiedenen Spannungszuständen.

Der Schnappschuss bei 0 ps stellt die anfängliche, ungespannte, ausgeglichene Mikrostruktur dar. Wie in Abb. 3a gezeigt, zeigt das XRD-Muster für diesen Schnappschuss scharfe Peaks. Der Beugungswinkel (\(2\theta\)-Winkel) für den ersten und zweiten Peak des XRD-Profils liegt bei 37,13° und 43,41° und entspricht dem angegebenen Wert der {111}- und {200}-Peaks von fcc Al, Abb . 3a. Wenn die Rampenbelastung beginnt, führt die einachsige Kompression entlang der [001]-Richtung dazu, dass sich die Spitzen \((002)\) und \((00\overline{2 })\) zu größeren Winkeln verschieben, während die \(\left (200\right),\) \(\left(\overline{2 }00\right),\) \(\left(020\right),\) \((0\overline{2 }0)\) Spitzenwerte bleiben unverändert. Dieser Unterschied in der Beanspruchung der {200}-Ebenen führt zur Aufspaltung des {200}-Peaks bei 10 GPa, wie in Abb. 3b dargestellt. Im Gegenteil haben alle {111}-Ebenen den gleichen Winkel mit der Belastungsrichtung und werden daher im gleichen Ausmaß komprimiert, was dazu führt, dass sich der {111}-Peak zu einem größeren Winkel verschiebt, statt aufzuspalten. Ab 14 GPa beginnen wir, in der Region zusammen mit den \(\left(111\right)\)-Ebenen die Bildung von Mikrozwillingen zu beobachten, Abb. 3c. Interessanterweise wird auch eine Aufspaltung der {111}-Peaks im Zusammenhang mit dem Auftreten der Mikrozwillinge beobachtet. Die Aufspaltung ist darauf zurückzuführen, dass die Mikrozwillinge nicht nur eine beträchtliche Menge an atomarer Spannung aufnehmen, sondern auch eine ungleichmäßige Umverteilung der elastischen Spannung in der fcc-Phase ermöglichen. Eine genauere Betrachtung des Atombildes zeigt die \(\left(111\right)\),\(\left(\overline{1 }11\right),\) und \(\left(\overline{1 }1). \overline{1 }\right)\) Ebenen blieben unbelastet. Dies entspricht einem Teil des ersten Peaks ohne Verschiebung von 10 auf 14 GPa, Abb. 3c. Im Gegenteil, die \(\left(\overline{1 }\overline{1 }1\right)\)-Ebene ist jetzt stärker komprimiert mit einem neuen Abstand zwischen den Ebenen von 2,15 Å statt 2,26 Å, was dem entspricht Aufspaltung des {111}-Peaks, wo sein zweiter Teil bei einem höheren Beugungswinkel auftrat (zweiter Peak im XRD). Es sollte noch einmal beachtet werden, dass sich Mikrozwillinge nur in der SC-Struktur bilden, da die Querschnittsfläche dieses Systems klein ist und nur begrenzter Raum für die Unterbringung plastischer Verformung zur Verfügung steht. Die Mikrozwillinge kommen in Experimenten und in der NC-Struktur fast nicht vor. Dennoch zeigt diese Studie, dass die XRD-Profile die Zwillingsformationen durch Peakaufspaltung erfassen können. Wie im vorherigen Abschnitt erwähnt, beginnen ab 17 GPa auch neue SFs zusammen mit den \((\overline{1 }11)\)-Gleitebenen zu keimen und das \(\left(111\right)\)-Mikro zu entpacken Zwillinge verwandeln sich bei Kontakt in \(\left(111\right)\) SFs. Bei 28 GPa vereinigten sich dann die aufgespaltenen {111}-Peaks wieder zu einem einzigen Peak, was darauf hindeutet, dass alle {111}-Peaks im gleichen Ausmaß komprimiert werden und wieder eine homogene Spannung in der fcc-Matrix erreicht wird, Abb. 3d. In der Zwischenzeit ist eine deutliche Verbreiterung der Peaks \(\left(111\right)\) und \(\left(200\right)\) zu beobachten. Interessanter ist, dass es eine Diskrepanz zwischen der aus dem (111)-Peak (3,70 Å) und dem (200)-Peak (3,77 Å) berechneten Gitterkonstante gibt, was darauf hindeutet, dass sich die beiden Peaks relativ verschoben haben. Sharma et al.33 haben ähnliche XRD-Profile untersucht, die während der Rampenkomprimierung von Gold erhalten wurden, basierend auf der theoretischen Arbeit von Warren34 und kamen zu dem Schluss, dass die relative Verschiebung der Peaks nur auf das Vorhandensein von SFs zurückzuführen sein könnte, während die Verbreiterung mit mehreren Mechanismen zusammenhängen könnte. einschließlich SFs, Zwillingsbildung, Größenverbreiterung und Stammverbreiterung. Somit kann neben der entsprechenden atomaren Konfiguration auch aus dem 28-GPa-XRD-Profil auf die Existenz von SFs in der Struktur geschlossen werden. Mit fortschreitender Belastung werden die \(\left(111\right)\)-Stapelfehler in bestimmten Teilen der Struktur immer dicker. Die verdickten SFs haben eine hcp-Konfiguration, wobei ihre Basisebenen (001)hcp parallel zu (111)fcc-Gleitebenen sind. Das XRD-Profil für diesen speziellen Schnappschuss weist ebenfalls eine hcp-Signatur auf, wie in Abb. 3e dargestellt. Es fällt auch auf, dass selbst auf dem Höhepunkt der SF-Verdickung (bei etwa 76 GPa) nur 41,2 % der gesamten Atome Teil der SFs sind. Dies stimmt mit der Beobachtung überein, dass die SF-Verdickung in der Struktur nicht gleichmäßig ist. Dann wird innerhalb von 15 GPa die Phasenumwandlung dominant und übertrifft die globale SF-Verdickung. Bei 113 GPa breitet sich die bcc-Phase über die gesamte Struktur aus, was zu einem XRD-Profil führt, das die bcc-Al-Signatur aufweist, Abb. 3f.

Wie in „Spannungsdichtereaktion und atomistischer Verformungspfad“ dargelegt, zeigen unsere Simulationen eine strukturelle Phasenumwandlung von fcc zu bcc unter Rampenkompression. Darüber hinaus verwenden wir die Methode des polyedrischen Template-Matching35, um die Gitterorientierung der Atome zu analysieren. Bei 0 GPa haben alle fcc-Atome die Ausrichtung \([100]\), \([010]\) und \([001]\) entlang x, y bzw. z; Bei 113 GPa haben alle bcc-Atome die Ausrichtung \([110]\), \([\overline{1 }10],\) und \([001]\) entlang x, y bzw. z. Diese spezifischen Gitterorientierungen entsprechen der Bain-Orientierungsbeziehung (OR)36 zwischen der fcc- und der bcc-Phase, wie in Abb. 4a dargestellt. Die Orientierungsbeziehung einer Superzelle, die die Bain-Transformation durchläuft, ist in Abb. 4b dargestellt. Die virtuellen XRD-Muster von 0 GPa, 76 GPa und 399 GPa werden auch gegen die experimentelle In-situ-XRD bei 0 GPa, 291 GPa und 466 GPa aufgetragen, wie in Abb. 5a–c dargestellt. Die fcc- und bcc-Signatur zwischen Experiment und Simulation zeigte eine bemerkenswerte Übereinstimmung. Die Gitterkonstante von bcc kann folglich anhand der Peakpositionen in Abb. 5c berechnet werden und beträgt etwa 2,43 Å bei 466 GPa für das Experiment und 2,33 Å bei 399 GPa für die Simulation. Bei den Experimenten wurde eine polykristalline Aluminiumfolie verwendet, die eine starke Anfangstextur aufwies, wobei alle Körner entlang der Faserachse (001)-orientiert waren. Wie in Abb. 5d–f dargestellt, befinden sich die (111)fcc-, (002)hcp- und (011)bcc-Punkte während der Verformung in unmittelbarer Nähe: Winkel \(\chi\) zwischen Faserachsen (dh Belastungsrichtung) und die Normalen der Beugungsebene betragen ~ 45° für (111)fcc, ~ 50° für (002)hcp und ~ 45° (011)bcc. Beachten Sie, dass der theoretische Winkel zwischen der (111)fcc-Normalen und der Belastungsrichtung (001)fcc für den idealen Kristall 54,7° betragen sollte. Die Abweichung zwischen dem theoretischen Wert und den Messwerten ist auf die Belastung und Rotation des Systems infolge der Zwillingsbildung zurückzuführen. Somit kann aus diesen Abbildungen geschlossen werden, dass die (111)fcc-, (002)hcp- und (011)bcc-Flecken dieselben am dichtesten gepackten Ebenen sind, die während der Transformationen im Wesentlichen parallel bleiben. In Abb. 5g – i sind die Atomkonfigurationen dargestellt, die bei verschiedenen Belastungen von SC NEMD beobachtet wurden. Alle Strukturen wurden entlang der dicht gepackten Ebene geschnitten und die Winkel zwischen den Normalen dieser Ebenen und der Belastungsrichtung wurden zu 54,7° für (111)fcc, 46,7° für (002)hcp und 42,2° für (002) berechnet )hcp, was darauf hindeutet, dass die dicht gepackten Ebenen während der Transformation während der Simulation auch parallel bleiben. Für eine ideale Bain-Transformation in einer spannungsfreien Struktur hätten wir (011)bcc parallel zu (111)fcc und Winkel von 45° zwischen der (011)bcc-Normalen und der Faserachse. Zu beachten ist, dass dies nur gilt für \({\left(011\right)}_{bcc}\), \({\left(0\overline{1 }1\right)}_{bcc}\), \({\left(101\right)}_{bcc}\), \({\left(10\overline{1 }\right)}_{bcc}\), während \({\left(110\ right)}_{bcc}\) und \({\left(\overline{1 }10\right)}_{bcc}\) stehen senkrecht zur Faserachse. Diese Orientierungsanalysen legen nahe, dass die in der Simulation beobachtete Phasenumwandlung mit der im Experiment übereinstimmt. Es ist wichtig darauf hinzuweisen, dass die genaue Phasenumwandlung nur bestimmt werden kann, wenn die Ausrichtung paralleler Ebenen sowie die parallelen Richtungen innerhalb dieser Ebenen bekannt sind. Somit können wir nur durch die NEMD-Simulationen die Richtungen in der Ebene und den tatsächlichen Phasentransformationspfad bestimmen, der während der Rampenbelastung stattfand. Daher ist der zuvor vorgeschlagene15 Transformationspfad der Shoji-Nishiyama-Orientierungsbeziehung37 für den fcc-hcp-Übergang, gefolgt von der Burgers-Orientierungsbeziehung38 für den hcp-bcc-Übergang, der nur auf den dichten Packungsebenen und der Belastungsachse basiert, nicht korrekt.

(a) Schematische Darstellung der Bain-Transformation und (b) Perspektiv-, Links-, Vorder- und Draufsichtansicht einer Superzelle, die während der Belastung bei unterschiedlicher Belastung und der entsprechenden Gitterorientierung eine strukturelle Phasenumwandlung durchläuft.

(a–c) Experiment und virtuelle XRD-Daten, aufgenommen in verschiedenen Phasen der Rampenbeladung. Die experimentellen Daten wurden bei 0 GPa, 291 GPa bzw. 466 GPa ermittelt. Die virtuellen XRD-Daten werden bei 0 GPa, 76 GPa bzw. 399 GPa aufgenommen. Beachten Sie, dass die einzelnen Laue-Beugungsflecken des Diamanten und der LiF-Ablator-/Fensterplatten ebenfalls dargestellt und künstlich gedimmt sind, um die Al-Beugungssignatur hervorzuheben. (d–f) Stereografische Projektion der Beugungsdaten aus Experimenten, die bei verschiedenen Belastungen (216 GPa, 291 GPa und 466 GPa) aufgenommen wurden. Die schwarzen, roten und blauen Kästchen umschließen die Debye-Scherrer-Ringe für die Ebenen fcc (111), hcp (002) und bcc (110). Die den Abbildungen überlagerten farbigen durchgezogenen Kurven geben die Konstante \(\chi\) an (dh die Winkel zwischen der Belastungsrichtung und den Beugungsebenennormen). (g–i) Repräsentative Schnitte der Atomkonfigurationen, die bei Aufbau II bei 0 GPa, 76 GPa bzw. 113 GPa beobachtet wurden. Das Farbschema ist das gleiche wie in Abb. 2. Die vergrößerten Bereiche zeigen die dicht gepackten Ebenen – fcc (111), hcp (002) und bcc (011), deren Normalen Winkel von 54,7°, 46,7° und 42,2° bezüglich haben die Belastungsrichtung.

Es ist zu beachten, dass der Übergangsdruck von fcc zu hcp in NEMD-Simulationen im Vergleich zu Experimenten geringer ist. Das simulierte XRD-Profil der Hcp-Phase wurde bei 76 GPa aufgenommen, und im Vergleich dazu wurde das experimentelle XRD-Profil bei 291 GPa aufgenommen. Obwohl beide XRD-Profile für die Simulations- und Experimentdaten klare Hcp-Signaturen aufweisen, ist die relative Position der Peaks aufgrund des Unterschieds in der Gitterkonstante der Hcp-Phase verschoben, Abb. 5b. Der Unterschied im Übergangsdruck zwischen Simulationen und Experimenten könnte auf fortgeschrittenes Wachstum und verkürzte Persistenz der Stapelfehler in den NEMD-Simulationen zurückzuführen sein, die auf kleinen (Skalierungsfaktor 1/20 vs. 1) Zellen und einer etwas anderen Grenze (starr) basieren Kolben vs. LiF) im Vergleich zu Proben in den tatsächlichen Experimenten, bei denen sich der Effekt der Keimbildungsdynamik über Mikrometer erstrecken könnte39. Darüber hinaus neigt die Struktur unter axialer Kompression aufgrund des Poisson-Effekts dazu, sich entlang der Querdimensionen auszudehnen. Da die Simulation jedoch in einem mikrokanonischen Ensemble mit vollständigen periodischen Bedingungen stattfindet, dürfen sich die transversalen Dimensionen nicht frei verformen. Dadurch entstehen in den Querdimensionen erhöhte seitliche Spannungen (in Höhe von etwa 80 % der gleichzeitigen Längsspannungen), was dazu führt, dass der hydrostatische Gesamtdruck in der Simulation auf einem Niveau liegt, das mit den in den Experimenten gemessenen Drücken vergleichbar ist15. Ein möglicher Grund für den niedrigen Druckbereich der HCP-Phase besteht daher darin, dass er in Stapelfehlern besteht, die aufgrund der Wechselwirkung von Versetzungen aufgrund des kleinen Probenquerschnitts entstehen. Es wurde auch zuvor gezeigt, dass hydrostatischer Druck Transformationen begünstigt, die sich in einer negativen Volumenänderung befinden, und bei niedrigeren Kompressionsspannungsniveaus eine Phasentransformation auslösen könnte40. Alle diese Mechanismen tragen möglicherweise zu den in Simulationen beobachteten niedrigeren Übergangsdrücken bei. Weitere Untersuchungen zur Keimbildungsdynamik in Festkörpern und NEMD-Simulationen in größerem Maßstab werden bei der Aufklärung solcher Unterschiede hilfreich sein.

Um den Einfluss der Korngrenzen auf das resultierende plastische Verformungsverhalten zu untersuchen, führten wir atomistische Rampenbelastungssimulationen an einer <001> fcc-orientierten texturierten NC-Al-Struktur mit ähnlichen Aufbauten wie SC-Strukturen durch. Somit sind die lateralen Abmessungen des texturierten NC Al dreimal größer als die des SC, um Körner mit einer Größe von 15 nm aufzunehmen.

Die Spannungs-Dehnungs-Kurve für das texturierte NC-Al ist in Abb. 1 dargestellt und zeigt eine bemerkenswerte Übereinstimmung mit den Experimenten und auch dem SC-NEMD-Ergebnis. Schnappschüsse des texturierten NC Al bei mehreren kritischen Drücken sind in Abb. 6 dargestellt. Aus den Schnappschüssen von Abb. 6a, b ist ersichtlich, dass die frühe Plastizität von SFs dominiert wird und Mikrozwillinge im Gegensatz zur SC-Struktur fast nicht vorhanden sind. Die Phasenumwandlung wurde auch bei kleineren Spannungen eingeleitet und beendet; Die gesamte Struktur wandelte sich bei 76 GPa in bcc um, Abb. 6d, verglichen mit 113 GPa für SC NEMD. Das Defektwachstum in der bcc-Phase wird ebenfalls eingeleitet, sobald die Phasentransformation abgeschlossen ist, wie in Abb. 6e dargestellt. Alle diese Beobachtungen stimmen mit SC NEMD überein, was darauf hindeutet, dass Korngrenzen einen vernachlässigbaren Einfluss auf das Rampenbelastungsverhalten haben. Dieser Befund steht im Einklang mit einer aktuellen Studie zur Hugoniot-Zustandsgleichung von Al26. Interessanterweise stellen wir fest, dass frühere Experimente eine Unempfindlichkeit des Hugoniot gegenüber der Korngröße und Orientierung von Kupfer gezeigt haben41, wohingegen die Abhängigkeit von der Form des Kristalls/der Probe bei Diamant42, Siliziumkarbid43 und TATB44 stark ist. Dies impliziert eindeutig unterschiedliche Mechanismen in der Reaktion verschiedener Materialien auf dynamische Kompression, die wahrscheinlich eng mit ihrer Metallizität zusammenhängen.

Atomarer Schnappschuss des texturierten NC Al bei unterschiedlicher globaler Belastung. Atome sind auf die gleiche Weise wie in Abb. 2 gefärbt. Die Belastungsrichtung ist von unten nach oben.

Abschließend werden NEMD-Simulationen durchgeführt, um die plastischen Verformungseigenschaften von Al unter Rampenlastbedingungen zu untersuchen. Aufbauten mit unterschiedlichen Längen und Simulationszeiten zeigten, dass ein Skalierungsansatz realisierbar ist, wenn die zeitlichen und räumlichen Parameter identisch skaliert werden und die Strukturlänge ausreichend lang ist. Bei der Spannungsdichtereaktion wird eine hervorragende Übereinstimmung zwischen zuvor veröffentlichten lasergesteuerten Rampenkompressionsexperimenten und Simulationsaufbauten mit geeigneten Skalierungsfaktoren beobachtet. Darüber hinaus zeigten die atomistischen Bilder und die virtuelle Beugungsanalyse einer Einkristallstruktur einen plastischen Verformungsweg über Mikrozwillingsbildung → SFs-Bildung → SFs-Verdickung → Phasenumwandlung über den Bain-Pfad.

Abschließend werden die virtuellen XRD-Muster mit experimentellen In-situ-XRD-Ergebnissen verglichen und zeigten eine bemerkenswerte Ähnlichkeit in der fcc- und bcc-Signatur bei vergleichbaren Drücken sowie ähnliche Signaturen für die Hcp-Phase bei verschiedenen Zwischendrücken. Der vorgeschlagene Phasenumwandlungspfad wird auch mit dem experimentellen Beugungsergebnis abgeglichen und zeigte eine gute Übereinstimmung. Diese Studie lieferte konkrete Beweise für den genauen Phasenumwandlungspfad für Al, der während der Rampenbelastung stattfand, und lieferte auch Einblicke in das Verständnis experimenteller Beugungsergebnisse, indem die Analyse der virtuellen Beugungsmuster mit atomistischen Konfigurationen korreliert wurde.

Die NEMD-Simulationen werden mit dem Code Large-scale Atomic/Molecular Massively Parallel Simulator (LAMMPS)45 durchgeführt. Vor der Belastung wurden alle Strukturen einer Energieminimierung unter Verwendung der konjugierten Gradientenmethode mit einer maximalen Krafttoleranz von 10–27 eV/Å unterzogen. Dann werden zwei Entspannungsläufe durchgeführt, zunächst unter Nulldruck und Raumtemperatur in einem Nosé-Hoover-Isothermal-Isobar-Ensemble (NPT) und dann in einem mikrokanonischen Ensemble (beschränkte Energie und Volumen NVE). OVITO46 wird zur Nachbearbeitung der Simulationsergebnisse und zur Visualisierung atomarer Schnappschüsse eingesetzt; Polyhedral Template Matching35 wird zur Identifizierung der Kristallstruktur und -orientierung verwendet. Das Werkzeug „Dislocation Extraction Algorithm“ (DXA)47 wird für die Versetzungsanalyse verwendet. Die in LAMMPS implementierte virtuelle XRD wird verwendet, um zu jedem Zeitpunkt eine Beugungssignatur des atomaren Schnappschusses zu erzeugen. Die virtuelle XRD-Bestrahlungswellenlänge wird entweder auf 1,48 Å oder 1,21 Å eingestellt, um einen direkten Vergleich mit den Experimenten (8,37 keV (Cu) und 10,25 keV (Ge) He-α) zu ermöglichen.

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich. Beispiele für Lambps-Skripte und zugehörige potenzielle Dateien finden Sie unter dem folgenden Link: https://rochester.box.com/s/loo1ks1jn98mej6khzecq7w7jr2lapcp.

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Diese Studie wurde vom US-Energieministerium, Office of Science, Fusion Energy Sciences unter der Fördernummer DE-SC0020340 unterstützt.

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Lijie He & Niaz Abdolrahim

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Danae Polsin, Gilbert W. Collins und Niaz Abdulrahim

Labor für Laserenergetik, Universität Rochester, Rochester, NY, 14623, USA

Danae Polsin, Shuai Zhang, Gilbert W. Collins und Niaz Abdolrahim

Institut für Physik und Astronomie, University of Rochester, Rochester, NY, 14627, USA

Gilbert W. Collins

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LH, NA und GWC konzipierten und gestalteten die Studie; DP, SZ und GWC führten das Experiment durch. LH und NA führten die Simulation durch und analysierten die Daten. LH, NA, D,P und SZ haben den Artikel geschrieben. Alle Autoren haben das Manuskript überprüft.

Korrespondenz mit Niaz Abdolrahim.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

He, L., Polsin, D., Zhang, S. et al. Phasenumwandlungspfad in Aluminium unter Rampenkompression; Simulation und experimentelle Studie. Sci Rep 12, 18954 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-23785-7

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Eingegangen: 17. August 2022

Angenommen: 04. November 2022

Veröffentlicht: 08. November 2022

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

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