Stabilité de forme des nanoplaques métalliques :étude de dynamique moléculaire

Introduction

En tant que classe importante de nanomatériaux fonctionnels, les nanoplaques métalliques ont été largement synthétisées et examinées en raison de leurs excellentes activités en catalyse [1,2,3,4], des propriétés optiques accordables [1, 5,6,7], de leur utilisation potentielle dans les microcircuits , entre autres [8, 9]. Comme on le sait, les performances d'application des nanomatériaux dépendent fortement de leurs structures et morphologies. Par conséquent, une compréhension approfondie de la stabilité de forme de ces nanoplaques métalliques devrait être une question d'une importance cruciale pour leur synthèse et leur utilisation. Du point de vue thermodynamique, la structure d'une seule nanoplaque s'écarte du minimum énergétique et est censée évoluer en une nanoparticule sphérique en raison de la tendance à minimiser son énergie de surface. Cependant, en tant que configurations métastables, les nanoplaques ne sont pas rarement observées dans les expériences en raison de la participation de facteurs cinétiques complexes [10]. Une température relativement plus élevée augmente la possibilité pour le système d'échapper au piégeage cinétique et de réaliser l'état avec une énergie plus faible. Surtout pour ces nanoplaques avec des épaisseurs aussi minces que plusieurs couches atomiques, les rapports surface-volume significativement élevés impliquent une grande proportion d'atomes avec une liaison faible (c'est-à-dire une mobilité élevée), qui sont sensibles à l'environnement ambiant et sont donc vraisemblablement faciles pour induire le changement de forme. Induites par les conditions externes ajustées, les transformations de forme et de structure ont été observées dans le régime solide [11,12,13,14,15]. Notez que ce type de transformations n'est pas uniquement déterminé par la thermodynamique pour se développer vers les sphères les plus énergétiquement favorisées, tandis que la voie inversée des particules sphériques aux plaques anisotropes, similaire à la maturation d'Ostwald, a également été découverte comme étant déclenchée par la chaleur thermique. traitement [11].

Des investigations expérimentales ont été menées pour examiner les propriétés thermiques des nanoplaques métalliques. Par exemple, les résultats du microscope électronique à transmission (MET) in situ combinés à d'autres analyses structurelles montrent que les nanoplaques d'Au présentent (110) facettes autour des bords constituées des atomes les plus instables, et la fragmentation se produit lors du chauffage [15]. Néanmoins, l'expérience microscopique trouve extrêmement difficile de fournir des caractérisations quantitatives du mécanisme d'évolution de forme. Alternativement, la simulation de dynamique moléculaire (MD), en tant qu'outil idéal, peut présenter des images directes sur les transformations de forme à la résolution du niveau atomique. En conséquence, nous avons effectué les calculs MD sur des nanoplaques métalliques pour révéler leurs mécanismes de changement de morphologie en décrivant le processus de courbure et de flambage impliqué. Les métaux avec des réseaux cubiques centrés sur le corps (bcc) sont abordés car une compréhension pertinente de leur stabilité de forme fait encore défaut malgré leur existence commune dans les expériences [16]. Cette étude sert de référence à la fois à la synthèse et aux applications de ces nanoplaques métalliques.

Méthodes

Nanoplaques de fer (Fe) avec des réseaux bcc (constante de réseau a =2,8665 Å), qui sont composées de trois couches atomiques (le diamètre d =32a dans la plupart des cas), ont d'abord été modélisés. Initialement, leurs surfaces sont respectivement définies pour être différents plans à faible indice, y compris (111), (001) et (110). De plus, d'autres nanoplaques métalliques bcc, telles que W, Nb, Mo et Cr, ont également été construites en conséquence. Ces modèles ont été créés via des commandes dans le package MD LAMMPS [17].

Les interactions interatomiques ont été décrites par les potentiels correspondants de la méthode des atomes intégrés (EAM) [18,19,20,21,22]. Les modèles initiaux ont d'abord été relaxés quasi-statiquement jusqu'à un état d'énergie minimum local par la méthode du gradient conjugué (CGM). Après relaxation complète, le chauffage continu a été simulé dans un ensemble canonique (NVT) à l'aide de LAMMPS, et les quantités d'état (énergie et tenseur de contrainte) sont exportées en conséquence. La température a été réglée pour augmenter de 1 à 300 K (ou plus) avec un incrément de 1 K. Sous un pas de temps de 2 fs, le temps de relaxation de 200  ps à chaque température est utilisé, et les quantités statistiquement moyennes sont tirées de la 8 derniers ps. L'incertitude des simulations provient principalement de deux aspects :la précision des potentiels et la convergence de l'énergie à chaque température. Notez que les potentiels que nous avons utilisés ont été largement adoptés dans les simulations moléculaires et vérifiés à plusieurs reprises [23,24,25,26,27], alors que 200 ps sont examinés comme suffisants pour permettre au système d'atteindre son équilibre thermique, nous pensons donc que notre les simulations sont fiables.

De plus, le tenseur local des contraintes du i_ème atome a été calculé par

dans lequel α et β pourrait être x , y , et z; F _ij et R _ij sont la force et la distance entre les atomes i et j , respectivement [28]. Ω_i est le volume local qui peut être identifié avec le volume des polyèdres de Voronoi construits par les plans perpendiculaires qui coupent les lignes entre l'atome i et tous ses atomes voisins, qui a été calculé par la méthode des volumes égaux [29].

Résultats et discussion

Au fur et à mesure que la température augmente, les morphologies des trois nanoplaques de Fe évoluent avec des motifs différents. Les tracés supérieurs dans le panneau de gauche de la figure 1 affichent leurs énergies potentielles dépendantes de la température (E _p ). Pour les trois nanoplaques, des plans cristallins avec des indices de Miller différents conduisent à une hiérarchie claire de la stabilité structurelle. D'après les calculs, les énergies potentielles moyennes par atome (non représentées sur la figure 1) sont respectivement de − 2,833, − 3,457 et − 3,668 eV/atome pour les configurations initiales avec (111), (001) et (110) superficies. Considérant que les nanoplaques sont aussi minces que trois couches atomiques, il est naturel de constater que leurs valeurs énergétiques sont du même ordre que les énergies de surface des trois plans cristallins correspondants (2,58, 2,47 et 2,37 J/m ² pour les surfaces (111), (001) et (110), respectivement [30]). Avec des énergies potentielles nettement plus élevées, les nanoplaques avec des plans cristallins plats (111) et (001) ne sont pas en mesure de conserver leurs structures initiales telles qu'elles sont construites. Ils se transforment immédiatement en états métastables avec des surfaces courbes (cf. instantanés (a) et (b) dans le panneau de droite de la Fig. 1). En revanche, la nanoplaque (110) présente la meilleure stabilité structurelle. Sa morphologie (voir Fig. 1c) reste invariante dans toute la région de température examinée, ce qui peut être corroboré par l'augmentation constante de l'énergie avec une tendance linéaire. Quant aux deux autres nanoplaques, leurs déformations de forme présentent des caractéristiques différentes. La nanoplaque (111) la moins stable prend une forme irrégulière instantanément après relaxation (voir Fig. 1a), et cette géométrie irrégulière facilite la progression du rétrécissement en une particule compacte. Par conséquent, son énergie potentielle diminue périodiquement et atteint finalement le niveau beaucoup plus bas que la nanoplaque (001). Cependant, la surface de la selle de la nanoplaque (001) illustrée à la figure 1b se conserve jusqu'à ce qu'elle devienne une particule irrégulière à environ 200 K. L'évolution de cette structure avec une stabilité structurelle moyenne s'accompagne d'un changement d'énergie relativement doux, qui peut être divisé en quatre étapes délimitées par des lignes pointillées dans les tracés d'énergie potentielle.

Panneau de gauche :évolution de la température de l'énergie potentielle de trois nanoplaques (tracés supérieurs), et les paramètres géométriques obtenus en ajustant la couche médiane de la (001) nanoplaque (tracés inférieurs) ; Panneau de droite :a , b , c Instantanés de trois nanoplaques après relaxation. d , e , f Instantanés de la couche intermédiaire de la nanoplaque (001) pris à des températures représentatives. Les surfaces cyan indiquent les résultats d'ajustement correspondants

Pour étudier quantitativement la variation de la morphologie, nous avons ajusté la couche intermédiaire de (001) nanoplaque par l'équation de surface quadrique z = ax ² + by ² + cxy + d. Les résultats d'ajustement sont fournis sous les tracés d'énergie de la Fig. 1, dans lesquels a, b et c sont les paramètres géométriques de l'équation, et R ² fait référence au coefficient de détermination. R ² indique le degré d'ajustement, et sa valeur idéale est égale à 1. En fonction des variations d'énergie, les transitions correspondantes de ces paramètres d'ajustement sont également observées aux points critiques entre les différentes étapes. Les températures critiques sont identifiées comme étant de 8, 129 et 205   K. Au cours des trois premières étapes, la valeur de R ² reste supérieur à 0,8, ce qui implique que la nanoplaque (001) conserve approximativement sa forme de selle. Étant donné que le paramètre c est évidemment plus grand que a et b, les deux sections surélevées de la nanoplaque sont orientées le long de la direction [110]. Pendant ce temps, la valeur de c augmente significativement après la première étape, ce qui suggère la surface remarquablement pliée vers le haut. Cette tendance peut être clairement perçue à partir des instantanés représentatifs de la figure 1d-f, qui sont respectivement pris à 8, 60 et 160 K. Chaque déformation de flexion tire le système de son ancien état métastable et entraîne une légère baisse de la énergie potentielle. Ces ajustements mineurs de forme et d'énergie se terminent à 205  K, à partir de laquelle la quatrième étape commence et la surface de la selle d'origine s'effondre progressivement en une particule irrégulière avec une énergie encore minimisée.

Pour examiner en détail le mécanisme de déformation de la nanoplaque (001), nous avons étudié les arrangements atomiques et la distribution des contraintes. Après relaxation à 1 K, l'énergie potentielle de la nanoplaque est libérée dans une large mesure par la flexion de la structure le long de la direction [110], comme discuté ci-dessus. Lors de la formation de cet état métastable, aucune diffusion inter-couches d'atomes n'est observée. La figure 2a présente la vue verticale de sa surface supérieure. Notez que la situation dans les deux autres couches atomiques ressemble essentiellement à celle décrite dans ce qui suit. À partir de l'analyse de la structure du réseau, la plupart des atomes (à l'exception de ceux colorés en blanc) sont identifiés pour former (110) facettes, c'est-à-dire que le réseau initial (001) se transforme en la structure la plus compacte du cristal bcc et la reconstruction se produit . Sur la figure 2a, les atomes des facettes adjacentes sont affectés à différentes couleurs. La cellule unitaire de chaque facette est étiquetée par un rectangle vert, dans lequel la courte ligne jaune indique sa direction [110] respective. Comme on peut le voir, ces facettes (110), qui sont illustrées schématiquement dans le coin inférieur droit de la figure 2a, sont disposées dans des orientations différentes. La distribution est à peu près symétrique. Prenons l'exemple d'un quart de la surface totale, les facettes 1 et 2 s'alignent essentiellement en parallèle et sont approximativement perpendiculaires aux facettes 4 et 5. Les atomes de la facette 3 sont légèrement déformés pour s'adapter aux réseaux des deux facettes 1 et 2.

un Instantané de la surface supérieure de (001) nanoplaque après relaxation à 1 K et b la distribution de contrainte de cisaillement correspondante

À partir de l'analyse de la contrainte calculée dans la nanoplaque, on constate que la contrainte de cisaillement montre une corrélation apparente avec la déformation, ce qui la distingue des autres composantes du tenseur de contrainte. Par conséquent, nous considérons la contrainte de cisaillement comme la principale force entraînée de la déformation de flexion et présentons sa distribution sur la figure 2b. Il est clair que la contrainte n'est plus uniformément répartie en raison de l'ordre à courte distance induit par l'émergence de ces (110) facettes. A partir de la comparaison des figures 2 a et b, on constate que la distribution des contraintes est fortement corrélée à l'agencement d'orientation des facettes. Les contraintes dans les facettes rouges représentées sur la figure 2a sont généralement positives, alors qu'elles sont négatives dans les bleues. Cette observation suggère que les facettes rouges et bleues ont à peu près tendance à se déplacer vers les directions opposées. Des écarts de contrainte importants sont observés à proximité des joints de grains. Ces contraintes accumulées s'accompagnent de la formation de (110) facettes et seraient libérées par une nouvelle déformation de la nanoplaque.

La figure 3 montre deux transformations critiques lors de la déformation ultérieure de la nanoplaque (001). Afin d'être cohérent avec la figure 2, nous n'avons illustré que les atomes de la couche supérieure. Les distributions des contraintes et des coordonnées Z sont présentées. Comme le montre la figure 3a, la distribution des contraintes à 8 K ressemble à la situation à 1 K (cf. Fig. 2b), et la flexion existe (cf. Fig. 3c et Fig. 1d). Lorsque la température augmente à 9 K, la flexion se développe de manière significative, comme le montre la figure 3d. Pendant ce temps, on peut constater que les écarts de contrainte créés à l'origine disparaissent (en comparant les figures 3 a et b). La libération de la contrainte de cisaillement résulte de cette nouvelle déformation en flexion. En conséquence, l'énergie potentielle diminue (cf. Fig. 1), et la nanoplaque évolue vers un état plus stable. Quant à la deuxième transition illustrée à la figure 3, elle commence à 129 K et se termine à 134 K, connaissant une plage de température plus large. Notez qu'après la transition se produisant à 9 K, une contrainte positive considérablement importante existe toujours dans la zone médiane de la surface (cf. Fig. 3b). En fait, cet état de contrainte se maintient tout au long de la deuxième étape du processus de changement de forme (9-129 K) (cf. Fig. 3e). De même, il est aussi le moteur de la transition suivante. Ensuite, comme le montre la figure 3f, les atomes rouges de la figure 3e deviennent verts (ou bleus), indiquant que la contrainte positive existante est relâchée. Dans le but de mettre en évidence la transformation de forme qui se produit entre 129 et 134 K, seule la moitié des atomes de la surface supérieure sont présentés sur les figures 3 g et h, dans lesquelles la boîte verte distingue la zone modifiée. La région dans la boîte verte se courbe vers −Z direction, conduisant à la déviation de l'ancienne forme de selle. Cet écart pourrait également être confirmé par la baisse évidente de R ² valeur sur la figure 1.

Deux transformations critiques au cours de l'évolution de la température de la nanoplaque (001). Pour chaque état, les atomes sont respectivement colorés selon a , b , e , f leurs valeurs de contrainte de cisaillement et c , d , g , h Z coordonnées

Comme indiqué ci-dessus, la transformation de forme de la nanoplaque (001) est entraînée par la contrainte de cisaillement, dont la distribution dépend fortement de l'agencement du réseau. Afin d'illustrer davantage la possibilité d'adapter la morphologie grâce à la conception de l'orientation cristalline, nous avons modélisé une nanoplaque d'atomes à trois couches (110), dans laquelle chaque couche est divisée en quatre facettes orientées différentes, comme le montre la figure 4a (appelée « nanoplaque modulée (110) » ci-après). Les lignes oranges dans l'illustration schématique indiquent leurs directions respectives [110]. Pour faciliter une comparaison, nous avons montré la nanoplaque régulière (110) sur la figure 4d. Pour la configuration initiale, l'énergie potentielle calculée de la nanoplaque modulée (110) est égale à − 3,617 eV/atome, supérieure à la valeur correspondante de la nanoplaque régulière (110) (−3,668 eV/atome) en raison de l'existence d'énergie interfaciale. Contrairement au modèle uniforme de distribution des contraintes de cisaillement de la nanoplaque régulière (110) (cf. Fig. 4e), des écarts de contrainte remarquables apparaissent entre les facettes adjacentes sur la Fig. 4b. Ces lacunes sont particulièrement importantes parmi les atomes situés près des joints de grains. Après relaxation à 1 K, la région avec un gradient de contrainte s'étend pour impliquer davantage d'atomes autour des frontières, comme le montre la figure 4c. Pendant ce temps, l'énergie potentielle moyenne chute à − 3,653  eV/atome, et la flexion de la configuration se traduit par une plaque de selle, similaire à la nanoplaque (001). Comme la température est continuellement élevée, au cours de l'évolution de la forme de la nanoplaque modulée (110), trois étapes peuvent être identifiées avec 179 et 277 K comme points critiques. Dans la première étape, la forme de la selle se maintient essentiellement malgré des fluctuations mineures, comme illustré dans l'instantané en médaillon de 100 K. Cependant, après la transition se produisant à 179 K, la configuration redevient semblable à un disque et conserve cette forme sans changement évident tout au long de la deuxième étape (voir, par exemple, l'instantané en médaillon de 200 K). Autour du point critique (179 K), notez que la partie surélevée au centre combinée avec le plan de surface fragmenté correspond toujours à la configuration de plus faible énergie. Enfin, lorsque la température atteint 277 K, le système commence à se contracter en particule irrégulière (cf. l'instantané en médaillon de 300 K), entraînant une réduction radicale de l'énergie potentielle, similaire à la quatrième étape de la (001) nanoplaque décrite plus tôt. Notez que l'énergie potentielle de la nanoplaque régulière (110) commence à diminuer considérablement à 552 K (les points de données correspondants ne sont pas entièrement présentés sur la figure 1), la nanoplaque modulée (001) montre une stabilité de forme considérablement diminuée. Ces résultats indiquent que la conception des orientations cristallines est une approche efficace pour moduler la stabilité de forme.

Panneau de gauche :illustration schématique de a la nanoplaque modulée (110) et d le régulier. b , c , e , f Afficher respectivement leurs distributions de contrainte de cisaillement dans les configurations initiales et à 1 K. Panneau de droite :énergies potentielles dépendantes de la température de la nanoplaque modulée (110). Les instantanés dans les encarts sont pris à des températures représentatives

Pour obtenir une compréhension globale des modèles d'évolution de forme, nous avons considéré des nanoplaques bcc Fe (001) avec différents diamètres (y compris d =12a , 40a , et 50a ). Leurs énergies potentielles et leurs configurations typiques pendant le processus de chauffage sont illustrées à la figure 5. Notez que la nanoplaque susmentionnée avec d =32a est également présenté à titre de comparaison. Avec une énergie potentielle relativement élevée, la plus petite nanoplaque connaît plus d'étapes que les autres. Comme le montre l'instantané de la figure 5a, la nanoplaque d'un diamètre de 12a maintient ses surfaces planes (a) jusqu'à ce que la flexion commence à se produire à 52 K (b) et finalement la forme de selle se forme à 62 K (c). Cependant, cette structure en selle ne dure pas dans une large plage de températures, et la diffusion intercouche suivante se produit à 84 K, entraînant une forte diminution de l'énergie potentielle. La nanoplaque épaissie, illustrée à la figure 5 (d), conserve sa caractéristique jusqu'à ce qu'une nouvelle concentration apparaisse à environ 200 K. Quant à la nanoplaque avec d =40a , la forme de la selle est maintenue de manière stable à des températures allant de 1 à 190 °K avant de s'effondrer en une particule compacte. Dans le cas de la nanoplaque avec d =50a , la forme de la selle reste jusqu'à 134 K (indiquée par la flèche au point « g »), puis se déforme en une structure irrégulière, comme illustré sur la figure 5f. Comme on peut le voir, à 190 K, où la nanoplaque avec d =40a commence juste à s'effondrer, celui avec d =50a a déjà terminé sa transformation de forme de selle à irrégulière. Ces observations suggèrent que, lorsque le diamètre augmente de 12a à 40a , la plage de température où la forme de la selle pourrait être stable s'élargit progressivement ; cependant, lorsque le diamètre continue de croître (jusqu'à 50a , par exemple), la stabilité de la forme de la selle diminue dans une certaine mesure. C'est-à-dire que bien qu'un diamètre plus grand conduise à une meilleure stabilité structurelle (énergie potentielle inférieure à l'état fondamental), ce n'est pas le seul facteur déterminant pour affecter la stabilité, l'influence d'autres aspects (tels que les effets cinétiques et entropiques) joue également un rôle important, surtout lorsque la nanoplaque est suffisamment grande.

Panneau de gauche :évolutions en température des énergies potentielles de nanoplaques bcc Fe (001) de différents diamètres. Panneau de droite :instantanés de la nanoplaque avec d =12a à a 23 K, b 52 K, c 62 K, et d 120 K ; Instantanés de la nanoplaque avec e d =40a à 190 K et (f) d =50a à 190 K

Outre l'effet du diamètre, des nanoplaques d'épaisseurs différentes sont également considérées. L'énergie potentielle de la nanoplaque (d =32a ) avec différentes couches sont illustrés à la figure 6. Notez que la nanoplaque à 3 couches atomiques susmentionnée est également illustrée à des fins de comparaison. Vu l'évolution des énergies potentielles, on constate que les nanoplaques à 1 ou 2 couches atomiques connaissent évidemment plus d'étages par rapport à celle à 3 couches. En fait, ils s'effondrent en des formes irrégulières à des températures beaucoup plus basses. En revanche, la structure d'origine de la nanoplaque à 4 couches est bien conservée jusqu'à 97 K (cf. Fig. 6a). Cependant, à 98 K, ses plans en forme de disque (001) se transforment en plans elliptiques (110) avec une stabilité plus élevée (cf. Fig. 1), ce qui s'accompagne d'une diminution brutale de l'énergie potentielle. Cette nanoplaque à 4 couches (110) générée conserve sa configuration jusqu'à ce que la fusion se produise. Ces résultats montrent que les nanoplaques plus épaisses présentent généralement une meilleure stabilité, et la forme en selle n'existe qu'à des épaisseurs relativement faibles. Pour plus d'informations sur la généralité des modèles d'évolution, nous avons également modélisé plusieurs autres nanoplaques métalliques bcc (y compris W, Nb, Mo et Cr) avec des diamètres de 32a , qui se composent de trois couches d'atomes orientés (001) initialement. La figure 7 illustre les énergies potentielles dépendantes de la température de ces nanoplaques et les instantanés atomiques associés à des températures représentatives. Après relaxation à 1 K, tous les plans originellement uniformes (001) se reconstruisent et forment (110) des facettes d'orientations différentes. À des températures plus basses, la forme en selle, en tant qu'état métastable universel, apparaît dans chaque nanoplaque, similaire au cas de la nanoplaque de Fe. Au fur et à mesure que le chauffage progresse, la transformation en une particule irrégulière se produit à différentes températures, où les énergies potentielles diminuent fortement. Comparativement, l'étape en forme de selle pour la nanoplaque W dure dans la plage de température la plus large (jusqu'à 582 K), ce qui est attribué à son extraordinaire stabilité structurelle (E initial _p =− 7,94  eV/atome). En revanche, la nanoplaque de Cr la moins stable ne conserve sa forme en selle que jusqu'à 62 K, après quoi apparaissent successivement des chocs et des flambages (cf. les clichés pris à 61 et 250 K sur la figure 7). Comme pour les deux autres nanoplaques, le Nb tend à restaurer la surface plane d'origine (cf. le cliché de 135 K sur la figure 7), et le Mo présente une flexion importante (cf. le cliché de 150 K) avant leur effondrement final. Ces deux situations ressemblent à peu près aux nanoplaques de Fe modulées (110) et (001). Les résultats ci-dessus montrent que les états métastables observés dans les nanoplaques de Fe existent également dans d'autres nanoplaques métalliques bcc. Les configurations avec une stabilité structurelle différente suivent des modèles d'évolution différents. De plus, on constate que dans la plupart de nos simulations, les nanoplaques se transforment en particules compactes même en dessous de la température ambiante, ce qui résulte de leurs petites tailles. Pourtant, les mécanismes d'évolution identifiés sont d'importance générale. Les résultats de la stabilité relative de ces nanoplaques entre différentes orientations planes, tailles et éléments pourraient être extrapolés à des systèmes plus grands. La description des mécanismes de transformation de forme peut servir de référence pour obtenir les morphologies souhaitées par le contrôle de l'orientation cristalline ou l'alliage [31, 32].

Panneau de gauche :évolutions en température des énergies potentielles de nanoplaques de Fe (001) avec différents nombres de couches. Panneau de droite :instantanés de la nanoplaque avec 4 couches respectivement à a 97 K et b 98 K

Evolutions de température des énergies potentielles de a W, b Nb, c Lu et j nanoplaques de Cr respectivement. Des instantanés des états représentatifs sont affichés sous forme d'encarts

Conclusions

En résumé, l'évolution de la forme des nanoplaques bcc Fe avec des surfaces à faible indice a été étudiée par des simulations MD. L'écart dans la stabilité structurelle conduit à divers modèles de transformations morphologiques. (110) la nanoplaque est la plus stable et conserve sa configuration initiale jusqu'à la température la plus élevée. En revanche, les nanoplaques (111) et (001) ne sont pas capables d'exister fermement, les deux ont tendance à s'effondrer en particules irrégulières même en dessous de la température ambiante. Cependant, avant cet effondrement final, la surface de (001) nanoplaque se transforme en (110) facettes avec différentes orientations et forme une forme de selle, qui se maintient dans une plage de température relativement large. Ce processus de transformation est entraîné par la contrainte de cisaillement, dont la distribution est étroitement associée à la disposition des facettes. Une flexion et un flambage supplémentaires pendant le chauffage ultérieur correspondent à la libération des contraintes. De plus, des simulations ont été effectuées sur la nanoplaque modulée (110), les nanoplaques (001) avec différents diamètres et épaisseurs, et d'autres nanoplaques métalliques bcc (001). Les résultats montrent que l'évolution de la forme peut être ajustée par l'orientation des facettes, la taille des plaques et les composants. Cette étude révèle le mécanisme au niveau atomique de l'évolution de la forme des nanoplaques métalliques bcc et fournit ainsi une base théorique sur le contrôle de la morphologie dans les synthèses de nanomatériaux métalliques.

Disponibilité des données et des matériaux

Toutes les données générées ou analysées au cours de cette étude sont incluses dans cet article publié.

Abréviations

a :

Constante de réseau

cci :

Corps-centrée-cubique

d :

diamètre

MAE :

Méthode de l'atome intégré

E _p :

Énergie potentielle

MD :

Dynamique moléculaire

R ² :

Coefficient de détermination

TEM :

Microscope électronique à transmission