Équation d'état thermique du molybdène déterminée à partir du synchrotron X in situ

Rapports scientifiques volume 6, Numéro d'article : 19923 (2016) Citer cet article

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Nous rapportons ici que l'équation d'état (EOS) de Mo est obtenue par une technique intégrée de DAC chauffé par laser et de diffraction des rayons X synchrotron. La compression à froid et la dilatation thermique du Mo ont été mesurées jusqu'à 80 GPa à 300 K et 92 GPa à 3470 K, respectivement. Les données PVT ont été traitées avec les méthodes thermodynamiques et Mie-Grüneisen-Debye pour l'inversion EOS thermique. Les résultats sont auto-cohérents et en accord avec les données de compression multi-enclumes statiques de Litasov et al. (J. Appl. Phys. 113, 093507 (2013)) et les données théoriques de Zeng et al. (J. Phys. Chem. B 114, 298 (2010)). Ces données haute pression et haute température (HPHT) avec une grande précision complètent et comblent l'écart entre l'expérience de chauffage résistif et de compression de choc.

Les études à haute pression sur les matériaux ont suscité un grand enthousiasme, ce qui permet d'ajuster la structure atomique, électronique et produit également de nouveaux matériaux. La valeur de la pression doit être obtenue à partir des déplacements de la raie de diffraction dans un matériau standard qui est mélangé à l'échantillon et dont l'équation d'état (EOS) pression-volume-température (PVT) est bien connue1. L'un des problèmes les plus importants est de savoir comment estimer avec précision les valeurs de pression, en particulier dans des conditions de pression et de température ultra-élevées2. Un EOS thermique précis pour les matériaux solides peut fournir directement des informations précieuses sur leurs diagrammes de phase et leurs réponses dynamiques dans des conditions extrêmes3,4. Jusqu'à présent, l'EOS thermique précis pour certains métaux de transition, tels que Ti, Ta, W et Fe, a été réalisé par des méthodes théoriques ou expérimentales5,6. En tant que métal de transition 4d centré sur le corps (bcc), Mo a fait l'objet d'investigations théoriques et expérimentales approfondies axées sur sa courbe de fusion et la transition de phase solide-solide sous haute pression7,8. Cependant, il existe peu de données de PVT EOS pour Mo spécialement déterminées à partir des mesures de diffraction expérimentales. En outre, les études théoriques devraient être confirmées par une étude de diffraction des rayons X (XRD). Ici, nous avons obtenu l'EOS de Mo jusqu'à 100 GPa et 3000 K par une technique intégrée de DAC chauffé par laser et XRD synchrotron.

Il existe plusieurs facteurs expérimentaux, qui peuvent être à l'origine des désaccords entre les EOS : les échelles de pression, le formalisme EOS, le milieu transmettant la pression (PTM) et surtout les méthodes expérimentales. Des études antérieures se sont concentrées sur des expériences d'ondes de choc ou des méthodes théoriques pour obtenir l'EOS de Mo, mais jusqu'à présent, peu d'expériences statiques ont été réalisées9,10,11,12,13. Les deux expériences statiques récentes rapportées par Zhao et al.14 et Litasov et al.15 ont mesuré l'EOS PVT pour Mo avec des techniques de DRX synchrotron in situ ou de diffraction des neutrons. Les données de Zhao et al. ont été obtenus par une presse à enclume cubique de type DIA jusqu'à 10 GPa et 1475 K, avec NaCl comme échelle de pression et PTM14. Litasov et al. étendu les conditions PT jusqu'à 31 GPa et 1673 K, qui ont été réalisées en utilisant un appareil multi-enclume de type Kawai15. Néanmoins, les gammes PT de ces investigations sont inférieures à celles générées avec les techniques de cellule à enclume de diamant à tête laser (DAC). Le DAC chauffé au laser in situ a été une technique statique unique pour atteindre des conditions de PT ultra-élevées (P> 100 GPa, T> 1500 K), conduisant à de nombreuses découvertes importantes et à de nouveaux phénomènes16,17. Récemment, le DAC chauffé par laser en conjonction avec des sources de rayonnement synchrotron a connu un développement rapide et est devenu un outil puissant pour les mesures EOS18,19. Et le problème d'un gradient de température axial dans la couche d'échantillon a été résolu en introduisant la technique de chauffage laser double face.

Dans ce travail, nous avons effectué des mesures XRD synchrotron in situ intégrées aux techniques DAC chauffées par laser double face pour obtenir le PVT EOS de Mo avec une plus grande précision et dans des conditions PT plus élevées. Le néon (Ne) a été utilisé comme PTM pour générer de meilleures conditions de pression hydrostatique. L'échelle de pression MgO la moins controversée a été utilisée comme étalon interne sous haute pression et température. Les données à haute température ont été traitées avec les méthodes thermodynamiques et Mie-Grüneisen-Debye pour l'inversion EOS thermique. La présente technique avec une plus grande précision complète l'écart de données entre les appareils multi-enclumes et les expériences de compression de choc.

Les modèles XRD représentatifs d'un cycle de chauffage sont illustrés à la Fig. 1 et les pics de PTM Ne sont marqués. La figure 1(a) est un schéma XRD typique avant chauffage. Étant donné que les pics faibles non identifiés dans les diagrammes de diffraction existaient après le chargement de gaz, on considère que ces pics inconnus peuvent provenir d'impuretés acquises pendant le chargement de gaz. Ces pics faibles dans les diagrammes de diffraction ne peuvent pas être identifiés pour l'instant. Cependant, étant donné que la XRD de l'échantillon cible Mo et MgO peut être bien distinguée de l'ensemble du modèle XRD et que les deux phases sont stables jusqu'à la pression et la température les plus élevées. Pour les besoins de ce travail, les pics non identifiés peuvent être ignorés. Dans les sept essais expérimentaux de cette étude, aucun nouveau pic XRD n'est apparu, indiquant qu'aucune réaction chimique ne se produit ou qu'aucun produit n'est produit pendant tous les cycles de chauffage. Pour Mo et MgO, il y a au moins quatre pics pour chaque phase pour calculer les constantes de réseau et le volume sous haute pression et température, comme le montre la figure 1 (b).

Modèle XRD représentatif à PT élevé.

(a) À 11,5 GPa et 300 K et (b) à 91,0 GPa et 2411 K.

Comme l'ont souligné Fei et al.20, MgO est considéré comme l'échelle de pression la plus utile en pratique, car son EOS est le moins controversé. Récemment, Sokolova et al.21 ont révisé l'EOS thermique du MgO, qui est généralement compatible avec d'autres échelles de pression telles que le rubis, le diamant et les métaux. Dans ce travail, pour tous les cycles de compression, l'échelle MgO proposée par Sokolova et al.21 a été utilisée comme étalon interne sous haute pression et température.

Les données synchrotron XRD de Mo ont été recueillies jusqu'à 80 GPa à température ambiante. A ces pressions, l'échantillon Mo est resté en phase bcc avec le groupe d'espace Im-3m. Les données pour la température ambiante EOS de Mo sont tracées à la Fig. 2. Le choix de l'EOS à 300 K est essentiel pour déterminer les paramètres du modèle EOS thermique à partir de la pression thermique mesurée. Par conséquent, pour fournir des paramètres physiques utiles, les points de données PV ont été ajustés par le Birch-Murnaghan (BM) EOS20 de troisième ordre, qui donne un volume ambiant V0 = 31,22 ± 0,08 Å3, un module de masse isotherme K0 = 273 ± 15 GPa et son dérivée de pression K0′ = 3,6 ± 0,4. Bien que le choc Hugoniot soit généralement considéré comme la "norme EOS primaire" la plus précise, la précision des données de la compression du choc n'est pas totalement fiable, comme l'ont souligné Chijioke et al.22. La figure 2 montre les résultats expérimentaux et théoriques statiques rapportés en comparaison avec nos résultats expérimentaux. Les données recueillies à partir des calculs théoriques de Wang et al.12 s'inscrivent parfaitement dans nos courbes ajustées. Récemment, Zeng et al.13 ont réalisé une étude systématique de l'EOS thermique en utilisant le calcul théorique. Leurs volumes calculés à la même pression sont supérieurs à ceux de cette étude notamment au dessus de 100 GPa. Pour les données PV à 300 K déterminées à partir des modèles XRD, les données de Litasov et al.15 sont en accord avec nos résultats, tandis que les données de Dorfman et al.23 et Dewaele et al.11 sont légèrement déviées de notre BM ajusté EOS dans cette étude. Litasov et al. mesuré le volume de Mo jusqu'à 31 GPa et obtenu les valeurs de pression de MgO par Sokolova et al.21, en utilisant la même échelle de pression avec cette étude. Bien que Dorfman et al. ont créé une bonne condition de pression hydrostatique avec de l'hélium comme PTM et ont utilisé l'échelle MgO proposée par Tange et al.24, le volume obtenu par Dorfman et al. était d'environ 1,6 % plus élevé que ceux de la présente étude à 200 GPa. A la pression la plus élevée de 116 GPa mesurée par Dewaele et al., le volume obtenu était d'environ 0,8% inférieur à cette étude. La pression pour Mo par Dewaele et al. a été estimée à partir de l'étalonnage de la pression de la bille de rubis. L'écart mineur entre Dorfman et al., Dewaele et al. et cette étude est peut-être attribuée à l'échelle de pression différente. Il est connu que différentes échelles de pression peuvent générer une grande incertitude dans le calcul de la pression thermique et, dans certains cas, les pressions calculées basées sur différentes normes peuvent différer jusqu'à 4 GPa20. Par conséquent, les petites différences de pression entre Dewaele et al. et cette étude sont raisonnables.

Résumé de l'isotherme 300 K du Mo mesuré dans cette étude, comparé aux résultats expérimentaux et théoriques précédents.

La courbe noire continue représente l'ajustement BM EOS aux données expérimentales de cette étude.

Tsuchiya et al.25 ont rapporté que la pression thermique électronique est presque indépendante du volume et ont présenté les valeurs de Pel (T) en fonction de T, par exemple, Pel (T) = 0,04, 0,21 et 1,60 GPa à 300, 1000 et 3000 K, respectivement. Ainsi, les contributions électroniques à son énergie libre peuvent être négligées. Dans ce cas, l'EOS thermique d'un solide a normalement la forme suivante : 26,27

dans laquelle les contributions thermiques des électrons sont considérées comme négligeables par rapport à la composante thermique des ions dans la gamme de cette étude. L'indice 0 fait référence aux conditions ambiantes. Le côté gauche de cette équation représente la pression totale P au volume V et à la température T. Le P0 (V, T0) correspond à la pression statique le long de l'isotherme de température ambiante et le Pth (V, T) est la pression isotherme à haute température . Pour la plupart des solides, le P0 (V, T0) peut être bien déterminé par le BM EOS. Pour le Pth (V, T), il existe généralement deux approches (via le formalisme thermodynamique ou Mie-Grüneisen-Debye) utilisées pour calculer la pression thermique Pth (V, T) avec les données expérimentales de compression statique. Tout d'abord, dans l'approche thermodynamique, la Pth (V, T) au-delà de l'isotherme 300 K est commodément évaluée par intégration à volume constant présentée comme :27

Par conséquent, dans l'approche thermodynamique, la pression déterminée dans l'Eq. (1) devient comme suit :

Deuxièmement, pour l'approche Mie-Grüneisen-Debye (MGD), la pression thermique peut être obtenue comme suit :27

où n est le nombre d'atomes par unité de formule, γ est le paramètre de Grüneisen, R est la constante des gaz et θ est la température de Debye. Le paramètre de Grüneisen γ est supposé indépendant de la température et sa dépendance au volume est

où le paramètre de Grüneisen γ est fonction du volume uniquement avec q = dlnγ/dlnV. Le paramètre q était auparavant pris égal à 1, ce qui implique γ/V = const. Cette formulation communément acceptée a été modifiée récemment. Dans cette étude, le paramètre q est ajusté à 0,6.

La température de Debye θ sous la forme suivante est liée au changement de volume.

Dans l'approche Mie-Grüneisen-Debye, l'EOS thermique a la forme suivante :

Les approches thermodynamique et MGD ont été utilisées pour l'inversion PVT EOS dans cette étude. Pour tous les essais expérimentaux, les points de données sont directement mesurés à chaque température (énumérés dans le tableau 1) et sont ajustés selon ces deux approches, comme le montre la figure 3. L'ajustement thermodynamique EOS donne K0 = 231 ± 6 GPa, K0 ' = 5,7 ± 0,3, αKT (V0, T) = 0,007 ± 0,0004 GPa/K et (∂KT/∂T)V = –0,016 ± 0,003 GPa/K avec V0 fixe = 31,14 Å3 pour toutes les données de Mo mesurées sous haute pression et haute température. L'ajustement MGD est effectué avec une température de Debye fixe θ0 = 470 K28,29, car l'ajustement des données PVT expérimentales donne une température de Debye irréaliste. Les paramètres finaux pour le meilleur ajustement à l'approche MGD dans cette étude sont énumérés dans le tableau 2 avec les résultats précédents. Les paramètres ajustés pour les approches thermodynamiques et MGD sont obtenus, de sorte que les données PV isothermes à n'importe quelle température souhaitée peuvent être calculées soit à partir de l'Eq. (3) ou Éq. (7) en utilisant les paramètres ajustés. Il est important de comparer les isothermes obtenues à partir des approches thermodynamique et MGD (Fig. 4). Comme l'indique la théorie, les résultats de ces deux approches doivent être cohérents. Nos résultats montrent qu'ils sont en bon accord entre eux en dessous de 100 GPa. L'écart de pression maximal entre ces deux EOS est d'environ 3,0 GPa en dessous de 100 GPa. L'argument a été avancé que la méthode MGD est préférable car elle représente mieux les propriétés thermoélastiques et fournit une base plus sûre pour interpoler ou extrapoler les résultats au-delà des plages PT étudiées27.

Résumé des données PVT mesurées dans cette étude.

(a) La surface ajustée représente l'ajustement EOS thermodynamique aux données expérimentales de cette étude. (b) Les données mesurées Pth - V - T avec des symboles solides sont ajustées par MGD EOS. Les lignes solides sont des courbes de compression isothermes ajustées à 1300, 1600, 1900, 2200, 2500, 2800 et 3100 K, respectivement.

Comparaison des EOS de Mo obtenus avec l'approche thermodynamique et MGD pour cette étude.

La figure en médaillon montre les différences de pression entre l'EOS thermodynamique et l'EOS MGD à une température sélectionnée de 1000 K et 3000 K, respectivement.

Sur la figure 5, les différences de pression sont indiquées entre l'EOS actuel de Mo et l'EOS de Litasov et al.15 et l'EOS de Zeng et al.13 à des isothermes sélectionnées, respectivement. L'EOS de Mo de Zeng et al. est calculé à l'aide de la théorie de la fonctionnelle de la densité. Litasov et al. ont utilisé des enclumes WC ultra-dures de 26 mm pour générer des conditions de haute pression et de haute température contrôlées par un thermocouple situé à peu près à la même position que celle où les rayons X traversent l'échantillon. Sur la figure 5 (a), nous avons constaté que l'écart de pression entre Litasov et al. et cette étude est inférieure à 1,0 GPa et les données de Litasov et al. sont en remarquable accord avec les nôtres. En raison de la limitation de l'appareil utilisé par Litasov et al., ils n'ont mesuré le volume de Mo que dans une plage PT relativement inférieure entre 30 GPa et 1500 K. La figure 5 (b) montre la comparaison entre l'EOS obtenu à partir des calculs théoriques de Zeng et al. et cette étude. En dessous de 100 GPa, ces deux EOS donnent un petit écart de pression de 1,0 GPa. Au-dessus de 100 GPa, Zeng et al. donne une pression plus élevée que cette étude et la différence de pression maximale atteint environ 5 GPa pour l'isotherme 3000 K, notamment l'écart de pression devient plus important avec l'augmentation de la température. Il est difficile d'expliquer la raison de cet écart, cependant, il est important de noter que les calculs théoriques peuvent fournir une erreur significative à la température la plus élevée en raison de l'incertitude dans la comptabilisation des contributions électroniques aux pressions thermiques et peuvent nécessiter des améliorations supplémentaires. Cette étude est la première expérience DAC chauffée par laser in situ pour l'EOS de Mo, qui a étendu les conditions PT jusqu'à 92 GPa et 3470 K. La technique actuelle avec une plus grande précision aide à combler le fossé des données entre les expériences de chauffage résistif dans appareils de grand volume et les expériences de compression de choc. En outre, la structure cristalline de bcc Mo est confirmée jusqu'à 94 GPa et 3470 K sans aucune preuve de la transition prévue vers une phase cubique à faces centrées (fcc) compacte dans la gamme PT.

Différences de pression entre l'EOS actuel de Mo et les résultats précédents.

Différences de pression entre l'EOS actuel de Mo et (a) l'EOS de Litasov et al.15 et (b) l'EOS de Zeng et al.13 à l'isotherme sélectionnée, respectivement.

En résumé, Mo est étudié par une technique intégrée de DAC, de chauffage laser et de DRX synchrotron, fournissant un aperçu expérimental de son comportement à haute pression et température. Nous avons mesuré la compression à froid de Mo avec le milieu de pression Ne jusqu'à 80 GPa et sa dilatation thermique jusqu'à 92 GPa et 3470 K. Les BM EOS de troisième ordre de Mo à température ambiante sont équipés d'un volume ambiant V0 = 31,22 (8 ) Å3, module de compressibilité isotherme K0 = 273 (15) GPa et sa dérivée de pression K0′ = 3,6 (4). Les données à haute température ont été traitées avec les méthodes thermodynamiques et Mie-Grüneisen-Debye pour l'inversion EOS thermique. Le présent EOS de Mo peut être utilisé comme échelle de pression fiable pour des expériences statiques jusqu'à 100 GPa et 3000 K.

Sept expériences de compression statique ont été menées sur la ligne de lumière 16ID-B de Advanced Photon Source (APS) au Laboratoire national d'Argonne (ANL) à l'aide de CNA double face chauffés au laser. Premièrement, la préparation de l'échantillon est si importante qu'elle influence directement la stabilité de la température. L'échantillon de départ est constitué du mélange de poudre de Mo et de MgO. Des enclumes biseautées avec des colettes de 300 μm et 200 μm sont utilisées pour générer respectivement une pression plus basse et une pression plus élevée. Avant de charger l'échantillon de poudre dans la chambre d'échantillon, nous avons comprimé la poudre en flocons à l'aide du DAC. Nous avons adopté le chargement de l'échantillon avec trois rubis comme séparateur entre l'échantillon et chaque enclume de diamant. L'échantillon est isolé des enclumes pour garantir l'homogénéité de chauffe. Ensuite, le néon (Ne) a été chargé dans la chambre d'échantillon à l'aide d'un équipement de chargement de gaz COMPRES/GSECARS30, qui a servi d'isolant thermique et de PTM. Dans ces conditions, l'échantillon a été suspendu dans l'environnement Ne pour garantir une bonne condition hydrostatique et une bonne isolation thermique. Selon la courbe de fusion de Ne31, dans certains de nos essais expérimentaux, la température de fusion de Ne est vraiment bien inférieure à certaines des données de Mo à haute température, donc Ne est partiellement liquide. Cela aura un effet positif dans notre expérience, puisque le Ne liquide fournira une meilleure pression hydrostatique que le Ne solide.

Deuxièmement, le contrôle de la température dans le LHDAC est une question difficile et nous avons essayé à plusieurs reprises d'obtenir la température stable pendant le LHDAC. Au cours de chaque cycle de compression, l'échantillon a été comprimé avec un certain point de pression, puis a été chauffé avec un laser Nd: YLF à haute température pendant plusieurs minutes. Avec une taille de fibre de 100 μm de diamètre et une fente d'entrée de 50 μm, le rayonnement thermique d'un point chaud de 5 × 5 μm2 est collecté pour la mesure de la température. De plus, le point de chauffage sur l'échantillon, ainsi que le couplage entre le point de chauffage et la mesure de température, peuvent être surveillés des deux côtés à l'aide de caméras CCD et ajustés si nécessaire. La température de chauffage est uniforme sur l'ensemble de l'échantillon avec une différence inférieure à 20 K. Les températures rapportées pour chaque diagramme de diffraction proviennent des intensités maximales au centre du point chaud et la température moyenne des deux côtés est utilisée avec une incertitude moyenne de ∼50 K, bien que ce système DAC chauffé au laser double face soit optimisé pour le chauffage au laser et la mesure de la température. La même situation est également observée dans d'autres expériences LHDAC. Par exemple, Lazicki et al.32 ont effectué un travail sur le diagramme de phase et l'équation d'état du béryllium en utilisant LHDAC et il a mentionné que la température a été déterminée à partir de mesures de radiométrie spectrale avec une incertitude moyenne de ∼100 K. Par ailleurs, la la stabilité de la température sur la durée de la mesure XRD est également un paramètre important influençant la précision des données PVT. Pendant la durée de la mesure XRD, la température est surveillée en permanence et est confirmée comme étant stable avec une fluctuation de ∼10 K, ce qui ressort également du récent rapport33.

Les modèles XRD à dispersion angulaire de l'échantillon ont été collectés sur une plaque d'imagerie avec un temps d'exposition de 1 min pour chaque point chauffé sous haute pression. Le faisceau de rayons X incident monochromatique avec une longueur d'onde de 0,4066 Å a été collimaté à 6 × 7 μm2 tandis que la tache de chauffage laser avait un diamètre d'environ 48 μm. Des images XRD bidimensionnelles ont été intégrées en fonction de l'angle 2θ afin de fournir un diagramme de diffraction conventionnel à l'aide du programme Fit2D34. Des mesures de température correspondantes de chaque côté de l'échantillon et des modèles XRD ont été obtenus à des intervalles de 1 min tout au long de chaque cycle de température, pour un total d'environ 20 modèles de diffraction et profils de température sur 20 à 30 min.

Comment citer cet article : Huang, X. et al. Équation d'état thermique du molybdène déterminée à partir de la diffraction des rayons X synchrotron in situ avec des cellules à enclumes en diamant chauffées au laser. Sci. Rep. 6, 19923; doi : 10.1038/srep19923 (2016).

Zha, C.-S., Mao, H.-K. & Hemley, RJ Élasticité de MgO et une échelle de pression primaire à 55 GPa. Proc. Natl. Acad. Sci. USA 97, 13494 (2000).

Article ADS CAS Google Scholar

Al-Khatatbeh, Y., Lee, KKM & Kiefer, B. Diagramme de phase jusqu'à 105 GPa et résistance mécanique de HfO2 . Phys. Rév. B 82, 144106 (2010).

Annonces d'article Google Scholar

Murakami, M., Ohishi, Y., Hirao, N. & Hirose, K. Un manteau inférieur pérovskitique déduit des données de vitesse du son à haute pression et à haute température. Nature 90, 485 (2012).

Google Scholar

Mao, Z. et al. Équation d'état d'une phase à haute pression de Gd3Ga5O12 . Phys. Rév. B 83, 054114 (2011).

Annonces d'article Google Scholar

Hu, CE et al. Étude théorique de la structure à haute pression, de la dynamique du réseau, de la transition de phase et de l'équation d'état thermique du titane métallique. J. Appl. Phys. 107, 093509 (2010).

Annonces d'article Google Scholar

Belonoshko, AB, Dorogokupets, PI, Johansson, B., Saxena, SK & Koči, L. Équation d'état ab initio pour la phase cubique centrée sur le corps du fer à haute pression et température. Phys. Rév. B 78, 104107 (2008).

Annonces d'article Google Scholar

Ross, M., Errandonea, D. & Boehler, R. Fusion des métaux de transition à haute pression et influence de la frustration liquide : les premiers métaux Ta et Mo. Phys. Rév. B 76, 184118 (2007).

Annonces d'article Google Scholar

Santamaría-Pérez, D. et al. Mesures par diffraction des rayons X du Mo fondant à 119 GPa et diagramme de phase haute pression. J. Chem. Phys. 130, 124509 (2009).

Annonces d'article Google Scholar

Hixson, RS & Fritz, JN Compression par choc du tungstène et du molybdène. J. Appl. Phys. 71, 1721 (1992).

Article ADS CAS Google Scholar

Nguyen, JH et al. Ramollissement de la vitesse du son et du module de cisaillement du molybdène sous l'effet d'un choc de compression. Phys. Rév. B 89, 174109 (2014).

Annonces d'article Google Scholar

Dewaele, A., Torrent, M., Loubeyre, P. & Mezouar, M. Courbes de compression des métaux de transition dans la gamme Mbar : expériences et calculs d'ondes augmentées par projecteur. Phys. Rév. B 78, 104102 (2008).

Annonces d'article Google Scholar

Wang, Y., Chen, D. et Zhang, X. Équation calculée de l'état de Al, Cu, Ta, Mo et W à 1000 GPa. Phys. Rév. Lett. 84, 3220 (2000).

Article ADS CAS Google Scholar

Zeng, ZY et al. Dynamique du réseau et thermodynamique du molybdène à partir des calculs des premiers principes. J.Phys. Chim. B 114, 298 (2010).

Article CAS Google Scholar

Zhao, Y., Lawson, AC, Zhang, J., Bennett, BI et Von Dreele, RB Équation thermoélastique d'état du molybdène. Phys. Rev. B 62, 8766 (2000).

Article ADS CAS Google Scholar

Litasov, KD et al. Équation d'état thermique et propriétés thermodynamiques du molybdène. J. Appl. Phys. 113, 093507 (2013).

Annonces d'article Google Scholar

Murakami, M., Hirose, K., Kawamura, K., Sata, N. & Ohishi, Y. Transition de phase post-pérovskite dans MgSiO3. Sciences 304, 855 (2004).

Article ADS CAS Google Scholar

Mao, W. et al. Silicates ferromagnésiens postpérovskites dans la couche D′′ de la Terre. Proc. Natl. Acad. Sci. États-Unis 101, 15867 (2004).

Article ADS CAS Google Scholar

Meng, Y., Shen, G. & Mao, H.-K. Système de chauffage laser double face à HPCAT pour la diffraction des rayons X in situ à hautes pressions et hautes températures. J.Phys. Condens. Affaire 18, S1097 (2006).

Article ADS CAS Google Scholar

Shen, GY, Prakapenka, VB, Rivers, ML et Sutton, SR Structure du fer liquide à des pressions allant jusqu'à 58 GPa. Phys. Rév. Lett. 92, 185701 (2004).

Annonces d'article Google Scholar

Fei, Y. et al. Une évaluation critique des échelles de pression à haute température par des mesures de diffraction des rayons X in situ. Phys. Planète Terre. Inter. 515, 143 (2004).

Google Scholar

Sokolova, TS, Dorogokupets, PI & Litasov, KD Échelles de pression auto-cohérentes basées sur les équations d'état pour le rubis, le diamant, MgO, B2 - NaCl, ainsi que Au, Pt et d'autres métaux jusqu'à 4 Mbar et 3000 K. Russe Géologie et géophysique 54, 181–199 (2013).

Annonces d'article Google Scholar

Chijioke, AD, Nellis, WJ & Silvera, IF Équations d'état à haute pression de Al, Cu, Ta et WJ Appl. Phys. 98, 073526 (2005).

Annonces d'article Google Scholar

Dorfman, SM, Prakapenka, VB, Meng, Y. & Duffy, TS Intercomparaison des étalons de pression (Au, Pt, Mo, MgO, NaCl et Ne) à 2,5 Mbar. J. Geophys. Rés. 117, B08210 (2012).

Annonces Google Scholar

Tange, Y., Nishihara, Y. & Tsuchiya, T. Analyses unifiées pour l'équation d'état PVT de MgO : une solution aux problèmes d'échelle de pression dans les expériences à PT élevé. J. Geophys. Rés. 114, B03208 (2009).

Annonces Google Scholar

Tsuchiya, T. & Kawamura, K. Pression thermique électronique des premiers principes du métal Au et Pt. Phys. Rév. B 66, 094115 (2002).

Annonces d'article Google Scholar

Duffy, TS & Wang, Y. Dans la minéralogie à ultra-haute pression: physique et chimie de l'intérieur profond de la Terre, Reviews in Mineralogy Vol. 37, édité par Hemley, RJ (Mineralogical Society of America, Washington DC, 1998), p. 425.

Jackson, I. & Rigden, SM Analyse des données PVT : contraintes sur les propriétés thermoélastiques des minéraux à haute pression. Phys. Planète Terre. Inter. 96, 85 (1996).

Featherston, FH & Neighbours, JR Constantes élastiques du tantale, du tungstène et du molybdène. Phys. Rév. 130, 1324 (1963).

Article ADS CAS Google Scholar

Liu, W., Liu, Q., Whitaker, ML, Zhao, Y. & Li, B. Études expérimentales et théoriques sur l'élasticité du molybdène à 12 GPa. J. Appl. Phys. 106, 043506 (2009).

Annonces d'article Google Scholar

Rivers, M. et al. SD Le système de chargement de gaz COMPRES/GSECARS pour les cellules à enclumes en diamant à l'Advanced Photon Source. Recherche à haute pression 28, 273–292 (2008).

Article ADS CAS Google Scholar

Santamaría-Pérez, D., Mukherjee, GD, Schwager, B. & Boehler, R. Courbe de fusion à haute pression de l'hélium et du néon : écarts par rapport à la théorie des états correspondants. Phys. Rév. B 81, 214101 (2010).

Annonces d'article Google Scholar

Lazicki, A., Dewaele, A., Loubeyre, P. & Mezouar, M. Diagramme de phase haute pression-température et équation d'état du béryllium. Phys. Rév. B 86, 174118 (2012).

Annonces d'article Google Scholar

Meng, Y., Hrubiak, R., Rod, E., Boehler, R. & Shen, G. Nouveaux développements dans la cellule d'enclume de diamant chauffée au laser avec diffraction des rayons X synchrotron in situ à l'équipe d'accès collaboratif à haute pression. Rev. Sci. Instrument. 86, 072201 (2015).

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Hammersley, AP, Svensson, SO, Hanfland, M., Fitch, AN & Hausermann, D. Logiciel de détection bidimensionnel : du détecteur réel à l'image idéalisée ou au balayage bi-thêta. Rés haute pression. 14, 235-248 (1996).

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Les auteurs sont reconnaissants à Sergey N. Tkachev pour son aide pendant les expériences. Synchrotron XRD avec des expériences chauffées par laser double face ont été réalisées à HPCAT (Secteur 16), Advanced Photon Source (APS), Argonne National Laboratory. Les opérations HPCAT sont soutenues par le DOE-NNSA sous le numéro DE-NA0001974 et le DOE-BES sous le numéro DE-FG02-99ER45775, avec un financement partiel de l'instrumentation par la NSF. L'APS est une installation utilisateur du Bureau des sciences du Département américain de l'énergie (DOE) exploitée pour le Bureau des sciences du DOE par le Laboratoire national d'Argonne sous le contrat n° DE-AC02-06CH11357. Ce travail remercie le ministère de l'Éducation et des Sciences de RF pour le soutien du projet (n° 14. B25. 31. 0032). Ce travail a également été soutenu par le programme national de recherche fondamentale de Chine (n ° 2011CB808200), le programme pour les chercheurs de Changjiang et l'équipe de recherche innovante à l'université (n ° IRT1132), la Fondation nationale des sciences naturelles de Chine (n ° 51032001, 11074090, 10979001, 51025206, 11274137, 11474127, 11504127), National Found for Fostering Talents of basic Science (No. J1103202) et China Postdoctoral Science Foundation (2015M570265).

State Key Lab of Superhard Materials, Collège de physique, Jilin University Changchun, 130012, République populaire de Chine

Xiaoli Huang, Fangfei Li, Qiang Zhou, Xin Wang, Bingbing Liu et Tian Cui

Équipe d'accès collaboratif à haute pression, Laboratoire national d'Argonne, Carnegie Institution of Washington, Argonne, 60439, Illinois, États-Unis

Yue Meng

Département de géologie et de géophysique, Université d'État de Novosibirsk, Novosibirsk, 630090, Russie

Constantin D. Litasov

Institut de géologie et de minéralogie VS Sobolev, SB RAS, Novosibirsk, 630090, Russie

Constantin D. Litasov

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TC a initié le projet. XH et FL ont réalisé des expériences et préparé toutes les figures. XH, FL, KDL, QZ et TC ont analysé les données et rédigé le texte du manuscrit. XH, FL, QZ, YM, KDL, XW, BL et TC ont révisé le manuscrit.

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

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Réimpressions et autorisations

Huang, X., Li, F., Zhou, Q. et al. Équation d'état thermique du molybdène déterminée à partir de la diffraction des rayons X synchrotron in situ avec des cellules à enclumes en diamant chauffées au laser. Sci Rep 6, 19923 (2016). https://doi.org/10.1038/srep19923

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Reçu : 18 août 2015

Accepté : 21 décembre 2015

Publié: 17 février 2016

DOI : https://doi.org/10.1038/srep19923

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Équation d'état thermique du molybdène déterminée à partir du synchrotron X in situ