Transformation de phase dans le tantale sous déformation laser extrême

Rapports scientifiques volume 5, Numéro d'article : 15064 (2015) Citer cet article

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La réponse structurelle et mécanique des métaux est intimement liée aux transformations de phase. Par exemple, le produit d'une transformation de phase (martensite) est responsable de l'extraordinaire gamme de résistance et de ténacité de l'acier, ce qui en fait un matériau de structure polyvalent et important. Bien qu'abondante en métaux et alliages, la découverte de nouvelles transformations de phase n'est pas actuellement un événement courant et nécessite souvent un mélange d'expérimentation, de calculs prédictifs et de chance. Les lasers pulsés à haute énergie permettent l'exploration des pressions et des températures extrêmes, là où de telles découvertes peuvent se situer. La formation d'une phase hexagonale (oméga) a été observée dans du tantale cubique à corps centré monocristallin récupéré de quatre orientations cristallographiques soumis à un régime extrême de pression, de température et de vitesse de déformation. Ceci a été accompli en utilisant des lasers pulsés à haute énergie. La phase oméga et le maclage ont été identifiés par microscopie électronique à transmission à 70 GPa (déterminé par une expérience VISAR correspondante). Il est proposé que les contraintes de cisaillement générées par l'état de déformation uniaxiale de la compression par choc jouent un rôle essentiel dans la transformation. Des simulations de dynamique moléculaire montrent la transformation de petits nodules d'un corps cubique centré en une structure hexagonale compacte sous le même état de contrainte (pression et cisaillement).

Les transitions de phase sont de la plus haute importance pour déterminer et contrôler les propriétés des matériaux. Le tantale est un métal modèle cubique centré sur le corps (BCC); sa grande stabilité de phase avec l'augmentation de la pression et de la température1 a permis aux chercheurs d'explorer la plasticité sans complications liées aux changements de phase.

Pourtant, il existe une controverse expérimentale et théorique en cours concernant le polymorphisme à haute pression et à haute température dans le tantale. Burakovsky et al.2 ont mené des simulations ab initio qui prédisaient l'existence d'une phase oméga (ω) dans le régime haute pression-température du Ta monocristallin (au-dessus de ~ 70 GPa). En utilisant un modèle basé sur la théorie de la fonctionnelle de la densité et un pseudopotentiel généralisé, Haskins et al.3 ont identifié un effet de taille pour la phase hexagonale. Shang et al.4 ont systématiquement calculé les pressions de transition de phase pour 76 solides élémentaires, y compris le tantale pur, mentionnant une transition fcc-hcp à 67,5 et 285 GPa en utilisant une méthode d'onde augmentée par projecteur dans une approximation de gradient généralisée. Expérimentalement, Hsiung et Lassila5,6,7,8 ont observé des macles et la phase ω dans du Ta pur et un alliage Ta-W. La transition de phase bcc à hexagonale s'est produite dans l'alliage Ta-10 W à environ 30 GPa et dans le Ta polycristallin à 45 GPa avec une durée de charge de 1,8 μs. Hsiung et Lassila7,8 ont proposé un mécanisme, indiquant que la pression de choc conduit à une transformation basée sur le cisaillement dans le tantale de la phase bcc à la phase ω. L'existence possible de la phase ω a été largement discutée dans la littérature et il existe un degré considérable d'incertitude quant à sa formation et sa stabilité concernant les impuretés et les effets des joints de grains.

L'objectif de ce rapport est de décrire des observations d'une transformation de phase solide-solide dans du tantale monocristallin avec différentes orientations ([001], [110], [111], [123]), choc comprimé à très courtes durées (~3 ns ) et une vitesse de déformation élevée (~108 s−1) dans un état de déformation uniaxiale. Ces observations sont étayées par des simulations de dynamique moléculaire, ce qui en fait un argument puissant pour une transition de phase, nucléée dans le régime extrême de haute pression, de déformation de cisaillement et de vitesse de déformation générée par la compression laser pulsée à haute énergie. L'état de contrainte extrême a été créé par six impulsions laser incidentes simultanées générant une onde de pression qui a pénétré dans une capsule où un échantillon de tantale a été placé (Fig. 1) ; les détails sont fournis dans la section Méthodes.

(a, b) Assemblage utilisé pour compresser par choc les monocristaux de Ta ; remarquez le piège de l'élan ; (c) pression calculée (à l'aide de LASNEX 1-D et du paramètre de normalisation) en fonction de la profondeur pour une énergie de choc laser de 684 J.

Les diagrammes de diffraction en microscopie électronique à transmission (MET) des sous-structures ont été simulés à l'aide du logiciel DIFFRACT. Le paramètre de réseau pour BCC Ta est de 0,3304 nm ; pour les structures maclées dans la matrice BCC Ta, les paramètres de réseau sont les mêmes. Les relations cristallographiques entre la structure macle et la matrice peuvent être trouvées dans le tableau S1 dans le matériel supplémentaire.

Pour simuler les diagrammes de diffraction de la phase ω, la structure identifiée par Hsiung et Lassila7,8 a été utilisée. C'est une structure pseudo-hexagonale avec des paramètres de réseau, a = b = 0,468 nm c = 0,2886 nm, α = β = 90° et γ = 120°. Les emplacements des atomes sont (0, 0, 0), (0,6853, 0,3146, 0,5) et (0,3146, 0,6853, 0,5) dans les dimensions unitaires du réseau. Les relations entre la phase ω et la matrice BCC peuvent être trouvées dans le matériel supplémentaire. En utilisant une feuille [110] normale et un axe de zone [131] comme exemple, les taches de diffraction supplémentaires pour le maclage et ω dans le diagramme de diffraction sont illustrées à la Fig. 2, où leur taille correspond à l'intensité. Le plan jumeau est , car il s'agit du plan de symétrie miroir entre les deux paires de taches matricielles et jumelles, () et (), illustrées à la Fig. 2 (a). La figure 2 (b) est le diagramme de diffraction simulé avec les points de sous-structure de phase ω (cercles creux) dans la même matrice et la même orientation. Il est clair que la répartition des places supplémentaires est différente de celle du jumelage, bien qu'il y ait des places partagées comme indiqué par les cercles bleus ombragés. Par conséquent, la sous-structure induite par le choc peut être identifiée par le diagramme de diffraction des électrons (normale de la feuille = [123] et axe de zone comme [101]) illustré à la Fig. 2 (c). Les différences entre bcc, jumelage et ω sont claires et les structures peuvent être facilement identifiées. Sans surprise, les taches partagées par les structures ω et jumelles apparaissent les plus brillantes, ce qui implique un certain degré de coexistence.

Modèles de diffraction normaux [110] et axe de zone [131].

(a) Taches jumelles simulées (cercles creux et indice t, (b) Taches de phase oméga simulées (cercles creux rouges). Les cercles bleus plus grands correspondent aux taches de diffraction partagées. (c) Diagramme de diffraction expérimental.

Les sous-structures observées dans notre expérience apparaissent après une impulsion d'une durée de ~3,7 ns, 1/500 de celle utilisée par Hsiung et Lassila5,6,7,8. La figure 3 montre les micrographies TEM à fond noir pour trois orientations différentes : [110], [111], [123]. Les énergies de tir et la profondeur de feuille correspondantes pour chaque orientation sont : [110] 625 J à ~ 200 μm sous le fond du cratère ; [111] 661 J à 245 μm sous le fond du cratère et [123] 633 J à 200 μm sous le fond du cratère. D'après les résultats de la simulation LASNEX, la pression correspondante à cette position est d'environ 71 GPa. Les cercles dans les diagrammes de diffraction insérés indiquent les taches utilisées pour les images en fond noir. À partir du logiciel de simulation, le diagramme de diffraction de la matrice peut être identifié et indiqué par la zone <131> pour [110], la zone <113> pour [111] et la zone <011> pour [123] tantale monocristallin.

Images TEM en fond noir montrant la phase ω (zones claires) dans (a) [110] énergie entraînée par Ta monocristallin de 625 J (feuille à 200 μm sous le cratère, correspondant à une pression d'environ 71 GPa); (b) [111] énergie entraînée par Ta monocristallin de 661 J (feuille à 245 μm sous le cratère, correspondant à une pression d'environ 71 GPa); (c) [123] énergie entraînée par Ta monocristallin de 633 J.

Pour un tir nominal de 650 J à 200 μm sous le cratère, la pression correspondante est d'environ 71 GPa.

En comparant la morphologie de la phase et les diagrammes de diffraction avec les résultats de Hsiung et Lassila5,6,7,8, on peut conclure que la sous-structure est la phase ω. Les frontières planes de la phase ω suggèrent que l'énergie d'interface joue un rôle important ; il semble y avoir un processus d'énergie minimisée à des orientations spécifiques, un phénomène courant dans les limites de phase. Les domaines ω ont une dimension latérale d'environ 0, 2 à 0, 4 μm (Fig. 3 (a, b)). Ces plaques sont plus courtes et plus bloquantes dans [123] Ta monocristallin (Fig. 3(c)). Hsiung et Lassila5,6,7,8 ont également observé la formation d'une phase ω en forme de zigzag qui, selon eux, était due à la coalescence de blocs oméga du même variant. Ces joints de grains à facettes sont caractéristiques des transformations massives, dans lesquelles le joint se déplace par un processus de diffusion, bien que la composition du produit et la phase mère soient identiques. Étudiées depuis les années 50 (ex. Massalski9), les transformations massives peuvent aussi se produire dans les éléments purs et ne sont pas réservées aux alliages. Les facettes observées ici sont très similaires à celles rapportées par Aaronson10.

La diffraction par rétrodiffusion d'électrons et l'analyse de la figure polaire des résultats expérimentaux de Florando et al.11 indiquent que le maclage dans les monocristaux orientés [110] et [123] est relativement plus favorable. La fraction volumique de ω dans ces trois orientations peut également être calculée à partir des images TEM présentées à la Fig. 3. La composante de cisaillement (déviatorique) de la contrainte est significative et, puisque la transformation alpha en ω nécessite un remaniement, il est tout à fait probable que la composante de cisaillement de la contrainte contribue à la transformation. Les contraintes de cisaillement ont un effet significatif sur les réactions et les transitions de phase. Cela a d'abord été reconnu par Bridgman12 et plus tard, par Teller13. Enikolopian14 a systématiquement étudié l'effet dans les polymères et Chen et al.15 ont montré que la pression seuil pour la réaction exothermique entre les poudres de Ti et de Si était significativement diminuée par la superposition des contraintes de cisaillement. En compression choc, la composante de cisaillement est très importante et on a le rapport suivant entre la contrainte de cisaillement (τmax) et la pression (p) :

Pour le tantale, la pression nulle C11 = 260,9 GPa et C12 = 165,2 GPa (Sang et al.4) produisent un rapport de 0,49. Au fur et à mesure que la déformation plastique et/ou la transformation par cisaillement se produisent, cette valeur est relâchée. Cette valeur présentera également une dépendance à la pression.

La relation entre la fraction de transformation de phase et l'orientation cristalline peut être rationalisée en termes de contrainte de cisaillement agissant sur les plans ({112}) et les directions ([111]) des remaniements impliqués dans la formation de la phase ω. La contrainte de cisaillement peut être calculée en utilisant la procédure décrite par Lu16. L'état de déformation uniaxiale en compression choc est représenté par le tenseur contenant une seule composante non nulle :

Les contraintes peuvent être calculées à partir des déformations par la loi de Hooke généralisée :

où Cijkl est la matrice de rigidité élastique. Cette matrice est référencée sur un repère orthogonal d'axes [100], [010] et [001]. Afin d'obtenir les contraintes de cisaillement résolues pour les autres orientations de compression de choc, le tenseur de rigidité doit être transformé dans le système de coordonnées respectif selon la loi de transformation ci-dessous, dans laquelle les lij sont les cosinus directeurs reliant le nouveau à l'ancien système de coordonnées .

Les fractions de transformation mesurées à partir des micrographies MET pour les quatre directions de compression de choc sont, par ordre décroissant : [110] : 0,59 ; [123] : 0,34 ; [111] : 0,24 ; et [001] : <0,05. Cette dernière fraction de transformation était extrêmement faible et localisée. La contrainte de cisaillement maximale résolue sur le système {112}[111] le mieux orienté est : [123] : 68,1 ; [110] : 63,9 ; [110] : 51,7 et [001] : 50. Les unités de contrainte sont ε33GPa et donc, pour chaque pression, la déformation correspondante doit être calculée à partir des relations de Rankine-Hugoniot puis insérée dans l'expression. L'orientation [123] a la contrainte de cisaillement la plus élevée, 0,69 ε33 GPa et correspond à la deuxième fraction transformée la plus élevée, 0,34, tandis que [001] a la contrainte de cisaillement résolue la plus faible, 0,50 et ne présente qu'une petite fraction de la transformation de phase qui ne pouvait pas quantifié dans une étude précédente17. Ainsi, la contrainte de cisaillement dans le système {112}[111] semble jouer un rôle important. La transformation a également été observée dans les polycristaux avec des tailles de grains micrométriques5,6,7,8, mais pas dans les nanocristaux18, ce qui indique que les mécanismes de déformation dépendant de la taille des grains pourraient également jouer un rôle important. Cependant, à ce stade, aucune correspondance biunivoque n'a pu être trouvée.

Des simulations de dynamique moléculaire de monocristaux de tantale [110] choqués ont également révélé une transformation de phase bcc-hexagonale au-dessus d'une pression seuil de 75 GPa et d'une contrainte de cisaillement correspondante de 13 GPa. Les simulations ont utilisé un potentiel EAM récemment développé pour Ta19. Fait intéressant, le potentiel a été développé pour étendre l'applicabilité à haute pression sans transitions de phase solide-solide, montrant explicitement que la barrière d'enthalpie bcc-hcp est négative jusqu'à 460 GPa pour une pression hydrostatique appliquée20. D'autres travaux utilisant ce potentiel n'ont pas révélé un tel changement de phase même le long de directions préférentielles21,22,23. Ceci est cohérent avec les simulations DFT, qui ne montrent aucun croisement d'énergie libre lorsque la pression hydrostatique augmente2,24.

Une fraction volumique significative d'amas hexagonaux suivant immédiatement le front de choc est visible sur la figure 4 (a). Les grappes nucléent généralement près des limites des jumeaux et semblent avoir une prévalence élevée aux intersections de jumeaux. Ils varient en taille de 10 atomes à 500 atomes, atteignant quelques nanomètres de diamètre. Un exemple d'un grand cluster peut être vu sur la figure 4 (b, c) montrant respectivement l'empilement de rayon atomique de van der Waals et la liaison hexagonale. L'identification de la structure hexagonale a été rendue possible par l'analyse adaptative du voisin commun25, une méthodologie adaptée pour distinguer les composants des systèmes multiphases grâce à un paramètre de coupure défini de manière itérative. La figure 4(d) illustre une carte d'imagerie d'orientation du choc. L'orientation cristalline d'origine, [110], est colorée en vert et les macles sont colorées en rouge, proches des orientations <100>. Le front de choc contient un plus grand nombre de macles et un plus grand volume de la phase hexagonale par rapport au matériau plus loin derrière le front de choc. On peut supposer que le démaillage et les dislocations induites par les chocs pourraient avoir un rôle important dans la stabilité et la fraction volumique restante de la phase hexagonale.

Simulation de dynamique moléculaire d'un cristal de tantale [110] choqué à une vitesse de particule de 1,1 km/s (pression de choc proche de 120 GPa).

(a) Phase hexagonale filtrée par analyse adaptative du voisin commun25 et colorée par le nombre de voisins. Images en gros plan d'un amas hexagonal composé de près de 500 atomes montrant (b) l'emballage et (c) la liaison (imagerie par Ovito35). ( d ) Carte d'imagerie d'orientation où le vert correspond à la direction <110> et le rouge à la direction <100> (imagerie via MD_render36 implémenté dans SPaSM37).

Nous rapportons l'observation d'une transformation de phase oméga (hexagonale) dans le tantale centré sur le corps au-dessus d'un seuil de pression de 70 GPa en 3,7 ns. La pression de transformation est près d'un facteur deux plus élevée et le temps est un facteur 500 inférieur aux observations précédentes de Hsiung et Lassila5,6,7,8, (45 GPa à tp ~1,8 μs). La relation entre le temps de choc et la pression de transformation est analogue aux contraintes cinétiques pour le changement de phase bcc-fcc dans le fer, qui passe de 13 GPa à 20–35 GPa à des taux de déformation plus élevés26,27,28,29.

Contrairement aux résultats actuels, les calculs de pression hydrostatique montrent que la différence d'énergie entre les phases ω et β (BCC) augmente avec la pression2,24. Ceci souligne le rôle essentiel des contraintes de cisaillement associées à la pression dans la transformation.

Des simulations de dynamique moléculaire révèlent la formation de nodules nanométriques de transformation hexagonale qui s'accompagnent d'importantes déformations par cisaillement dans le réseau. L'importance des contraintes de cisaillement est corroborée dans les simulations MD où la compression hydrostatique seule ne peut pas produire la transformation.

Le tantale monocristallin pur de quatre orientations, [001], [110], [111] et [123], a été obtenu auprès de MarkeTech Intl, Inc. dans des spécimens cylindriques avec des dimensions de 3 mm de diamètre et 3 mm de hauteur. Les impuretés interstitielles (ppm en poids) mesurées par Evans Analytical Group dans Ta sont O : < 10, N : < 10, H : 7,6 et C : < 10. Les expériences de récupération laser ont été réalisées au Laboratoire d'énergie laser de l'Université de Rochester (Omega Facility). La configuration expérimentale avait déjà été testée pour la récupération de métaux cubiques à faces centrées30,31,32,33,29 et est décrite en détail ailleurs16,17,18. L'emballage cible est constitué d'une capsule remplie d'aérogel de silice qui agit comme un milieu de décélération pour l'emballage cible en tantale après compression par choc laser (Fig. 1 (a)). Les cibles cylindriques monocristallines de tantale, comme détaillé sur la figure 1b, ont été placées derrière une rondelle de tantale et ont été soutenues par un piège à impulsion Ta pour minimiser les ondes de traction réfléchies. Des expériences VISAR (système d'interférométrie de vitesse pour tout réflecteur) de l'entraînement ont été menées sur des échantillons d'étalonnage d'Al-LiF. Les données de vitesse d'interface ont permis de déduire la pression en fonction du temps de conditions de chargement variables, servant d'entrée ultérieure dans les simulations hydrodynamiques à l'aide de LASNEX 1-D. Sur la base des données VISAR et des calculs hydrodynamiques, le profil de décroissance de la pression en fonction de l'énergie peut être établi avec une certitude considérable. Pour une énergie d'entrée de 684 J, la décroissance prévue est illustrée à la Fig. 1(c).

Les cibles choquées ont été examinées à l'aide d'un microscope électronique à balayage (Phillips XL30 ESEM) et d'un microscope électronique à transmission (Tecnai F20, fonctionnant à 200 kV). Les feuilles de microscopie électronique à transmission (TEM) ont été principalement préparées par des techniques de faisceaux d'ions focalisés (FIB ; Hitach NB-5000 FIB-SEM) en raison des difficultés d'électropolissage des trois orientations suivantes : [110], [111] et [123]. Les échantillons préparés pour le FIB ont été coupés en deux et montés dans de l'époxy. Les sections transversales ont été polies mécaniquement à l'aide d'une pâte Al2O3 jusqu'à 0,05 μm et recouvertes d'une fine couche d'Ir pour la procédure de broyage FIB. Les échantillons FIB étaient perpendiculaires à la direction de propagation du choc, parallèles à la surface des échantillons de Ta et avaient une épaisseur de 50 à 100 nm. Il y a deux avantages à cette procédure de coupe et d'orientation : (1) les échantillons coupés ont une orientation connue ; (2) à partir de VISAR et des résultats de calcul, la pression peut être calculée en fonction de la profondeur et peut donc être établie avec précision au plan du foil. La décroissance de la pression est supposée indépendante de l'orientation. Par conséquent, pour l'échantillon de Ta monocristallin [110] soumis à une impulsion de choc induite par laser de 625 J, la pression à une distance de 200 μm sous le cratère (la profondeur du cratère est d'environ 166 μm) est d'environ 71 GPa.

Des simulations de dynamique moléculaire ont été réalisées avec le package LAMMPS34 avec l'onde de choc pilotée par un piston gelé.

Comment citer cet article : Lu, C.-H. et coll. Transformation de phase dans le tantale sous déformation laser extrême. Sci. Rep. 5, 15064; doi : 10.1038/srep15064 (2015).

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Cette recherche est financée par l'UC Research Laboratories Grant (09-LR-06-118456-MEYM) et la National Laser Users Facility (NLUF) Grant (PE-FG52-09NA-29043). La microscopie électronique a été réalisée à l'installation utilisateur SHaRE, qui est parrainée au Laboratoire national d'Oak Ridge par la Division des installations scientifiques des utilisateurs, Département américain de l'énergie. Nous reconnaissons l'utilisation de l'UCSD Cryo-Electron Microscopy Facility qui est soutenu par des subventions du NIH au Dr Timothy S. Baker et un don de l'Institut Agouron à l'UCSD. Les ressources informatiques ont été soutenues par le DOE Office of Science, Office of Advanced Scientific Computing (ASCR) via le centre de co-conception Exascale pour les matériaux dans les environnements extrêmes.

Université de Californie, San Diego, La Jolla, 92093, Californie, États-Unis

C.-H. Lu, EN Hahn & MA Meyers

Laboratoire national Lawrence Livermore, Livermore, 94550, Californie, États-Unis

BA Remington et BR Maddox

Faculté des sciences exactes et naturelles, Université nationale de Cuyo, Mendoza, 5500, Argentine

À Bringa

CONICET, Mendoza, 5500, Argentine

À Bringa

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MAM et BAR ont proposé le projet et supervisé l'ensemble des travaux. CHL, BM et BAR ont activé et réalisé les tests expérimentaux. L'ENH et l'EMB ont réalisé les simulations. CHL, ENH et MAM ont préparé les chiffres. Tous les auteurs ont contribué aux discussions de l'article.

Les auteurs déclarent une absence d'intérêts financiers en compétition.

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Réimpressions et autorisations

Lu, CH., Hahn, E., Remington, B. et al. Transformation de phase dans le tantale sous déformation laser extrême. Sci Rep 5, 15064 (2015). https://doi.org/10.1038/srep15064

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Reçu : 10 août 2015

Accepté : 07 septembre 2015

Publié: 19 octobre 2015

DOI : https://doi.org/10.1038/srep15064

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