Effecten van anisotropie en in-plane korrelgrens in Cu/Pd meerlagige films met Cube-on-Cube en Twinned Interface

Resultaten en discussie

Karakterisering van grensvlakstructuren

Figuur 2 toont de atomaire grensvlakconfiguratie in SC COC en SC Twin na energieminimalisatie en relaxatie, waarbij de atomen die als FCC worden geïdentificeerd voor de duidelijkheid zijn verwijderd. Uit Fig. 2 kunnen we zien dat het dislocatienetwerk van de interface-mismatch een driehoekige periodiciteit heeft, wat consistent is met die in de Ag(111)/Ni(111) meerlagige film [39]. Het verschil is dat de interface in SC COC is samengesteld uit alternerende coherente regio's (CR's) en SF-regio's. Daarentegen bestaat de interface in SC Twin volledig uit TB's. Deze TB's bevinden zich op aangrenzende atomaire lagen en zijn samengesteld uit Cu- en Pd-atomen die elkaar afwisselen in aangrenzende driehoeken, wat ook kan worden bevestigd door de hoogte van de twee rode ononderbroken lijnen (die de TB's vertegenwoordigen) in de inzet van figuur 1a. Tijdens de energieminimalisatie wordt de potentiële energie van het systeem geminimaliseerd door de lichte beweging van atomen, en de grootte van monsters in elke richting kan niet vrij veranderen. In deze fase is het voornamelijk om de lokale structuur te optimaliseren, met name de grensvlakstructuur. Daarom blijven de dislocatielijnen recht na de energieminimalisatie, zoals weergegeven in Fig. 2a en b. Tijdens de energieminimalisatie ligt de steekproefomvang vast, wat de restspanningen in alle richtingen zou veroorzaken. Deze restspanningen kunnen niet voldoende worden losgelaten na energieminimalisatie.

Atomaire grensvlakconfiguratie na energieminimalisatie:a SC COC, b SC Twin, en na ontspanning:c SC COC, d SC Tweeling. De grote en kleine atoomballen vertegenwoordigen respectievelijk Pd en Cu. De atomen geïdentificeerd als FCC zijn verwijderd voor de duidelijkheid

Tijdens de relaxatie maakt de steekproefomvang het mogelijk om de restspanning in alle richtingen te ontspannen tot nuldruk. Na ontspanning worden de dislocatielijnen van de misfit gebogen (figuur 2c, d). Dit fenomeen van het misfit-dislocatienetwerk is ook te vinden in de semi-coherente Cu{111}/Ni{111}-interface [40, 41]. Door het aantal atomen te vergelijken met verschillende lokale structuren, vooral HCP, kunnen we ontdekken dat het aantal atomen in verschillende roosterstructuren onbeduidend verandert, wat aangeeft dat het totale gebied van SF en TB onbeduidend varieert.

Om te onderzoeken of de temperatuur een noodzakelijke voorwaarde is voor het buigen van dislocatielijnen, worden de monsters na minimalisatie ontspannen bij een lage temperatuur van 10 K ter vergelijking en vinden dat de dislocatielijnen recht blijven. Daarom is een hogere temperatuur een noodzakelijke voorwaarde om het buigen van de dislocatielijn te veroorzaken. Specifiek, vanwege de verhoogde thermische activering bij hoge temperaturen, kunnen de atomen rond de dislocatielijnen de energiebarrière omverwerpen om van de ene atoomkolom naar de aangrenzende dicht opeengepakte atoomkolom te gaan. Daarom is de buigingsgrootte van de dislocatie slechts één tot twee atomaire laagafstanden. Een soortgelijke buiging van de dislocatielijn in het dislocatienetwerk kan ook worden waargenomen in de monsters met in-plane honingraatkristallen (HC COC en HC Twin).

Effecten van laadrichting

Afbeelding 3 toont de spanning-rek (σ -ε ) krommen van SC COC en SC Twin onder spanning in verschillende richtingen met een reksnelheid van 5 × 10 ⁸ s ⁻¹ , waar men kan zien dat al deze curven lineair groeien naar het hoogste punt, dan snel dalen tot een bepaalde waarde en eromheen fluctueren. De modulus van de jongen E wordt verkregen door de helling van de curven in een spanningsbereik van 0,00–0,03 te passen, zoals vermeld in tabel 3. We kunnen zien dat E langs y \([\overline{2}11]\) (145,62 GPa voor SC COC en 142,95 voor SC Twin) is groter dan die langs x \([01\overline{1}]\) (135,04 GPa voor COC en 133,84 GPa voor Twin). De E s in dezelfde richting maar met verschillende grensvlakstructuren zijn bijna identiek, met een onbeduidende afhankelijkheid van E s op grensvlakstructuren die betrokken zijn bij dit werk, wat consistent is met de experimentele resultaten van Cu-Co [42], Cu/Pd en Cu/Ni [9] meerlagige films.

De σ -ε krommen van monsters onder spanning met een reksnelheid van 5 × 10 ⁸ s ⁻¹ . SC COC en SC Twin langs a x \([01\overline{1}]\) en b j \([\overline{2}11]\) richting. c HC COC en HC Twin langs de x- as

In een kubisch materiaal kan de elasticiteitsmoduli langs elke oriëntatie worden bepaald uit de elastische constanten door toepassing van de volgende vergelijking [22]:

waar S ₁₁ , S _12, en S ₄₄ zijn elastische compliantieconstanten; E _ijk is Young's modulus in de [ijk ] richting; ik _i1 , l _j2 en l _k3 zijn de cosinus van de richting [ijk ]. Echter, de coëfficiënten over de kristalrichting \(\left( {l_{i1}^{2} l_{j2}^{2} + l_{j2}^{2} l_{k3}^{2} + l_{ i1}^{2} l_{k3}^{2} } \right)\) in Vgl. (1) langs 〈112〉 en 〈110〉 richtingen zijn identiek (0,25), daarom voor Cu en Pd, E _〈112〉 = E _〈110〉 . Als de vervorming evenwijdig is aan het grensvlak, is de mengregel, \(E_{[ijk]}^{{\text{Cu/Pd}}} =E_{[ijk]}^{{{\text{Cu}} }} f_{{{\text{Cu}}}} + E_{[ijk]}^{{{\text{Pd}}}} f_{{{\text{Pd}}}}\), kan zijn gebruikt om E . te berekenen . f _Ku en f _Pd zijn de volumefractie van respectievelijk Cu en Pd, en f _Ku + f _Pd = 1. In dit werk, f _Ku en f _Pd zijn invariant voor monsters met verschillende interfaces. Daarom moet \(E_{{\left\langle {112} \right\rangle }}^{{\text{Cu/Pd}}}\) gelijk zijn aan \(E_{{\left\langle {110} \right\rangle }}^{{\text{Cu/Pd}}}\). Echter, de E s langs 〈110〉 en 〈112〉 zijn verschillend, wat moet worden toegeschreven aan de elastische anisotropie van de door de interface aangetaste zone [6, 42].

De maximale spanning (σ _m ) verkregen door spanning langs y -as is groter dan die langs x -as voor zowel COC als Twin-interface, die moet worden toegeschreven aan de Schmidt-factor μ . De σ _m van de curve komt overeen met de kiemvorming van dislocatie [43,44,45]. μ = cosφ cosλ , waar φ en λ zijn respectievelijk de Hoek tussen de trekrichting en de normaalrichting van het glijvlak en de Hoek tussen de trekrichting en de sliprichting. Bovendien, als de spanning gelijk is aan x \([01\overline{1}]\), de σ _m en bijbehorende stam ε _m van SC COC is iets hoger dan die van de SC Twin, wat consistent is met het werk van Weng et al. [25]. Echter, wanneer de spanning langs y \([\overline{2}11]\), de σ _m en ε _m van SC COC zijn iets lager dan die van SC Twin. We voeren verder aanvullende MD-simulaties uit met een lagere reksnelheid van 1 × 10 ⁸ s ⁻¹ en kreeg gelijkaardige resultaten. Over het algemeen is het verschil tussen beide echter klein en kan het bijna worden genegeerd.

Nadat de spanning het hoogste punt heeft bereikt, kiemen veel dislocaties achtereenvolgens om de opgeslagen elastische potentiële energie vrij te geven, waardoor de spanning snel daalt [46]. De interactie tussen dislocaties, de interactie tussen dislocaties en interface, en de nucleatie van nieuwe dislocaties zijn het primaire mechanisme in de stroom-stressfase. De σ _f is de gemiddelde spanning in 0.121 < ε < 0.150, zoals vermeld in Tabel 3. In tegenstelling tot het kleine verschil in E , σ _m en ε _m , het verschil tussen de σ _f voor de verschillende grensvlakstructuren is significant. Als de spanning gelijk is aan x \([01\overline{1}]\), de σ _f van SC COC groter is dan die van SC Twin, wat aantoont dat het versterkende effect van de COC-interface duidelijker is dan dat van de Twin-interface, wat consistent is met het werk van Weng et al. [25]. Echter, wanneer de spanning langs y \([\overline{2}11]\), de σ _f van SC Twin is 15,55% groter dan die van SC COC, wat een duidelijke versterking van de dubbele interface laat zien, wat overeenkomt met de traditionele kennis van het versterkende effect van dubbele grens. De vergelijking van stromingsspanning in deze twee richtingen laat zien dat het versterkende effect van de grensvlakstructuur afhangt van de belastingsrichting. In het vloeiende gedeelte zullen we de mechanische respons van in-plane honingraatkristalmonsters onderzoeken.

Effecten van GB's in het vliegtuig

We voeren verder MD-spanningssimulatie uit van HC COC en HC Twin met een reksnelheid van 5 × 10 ⁸ s ⁻¹ , en de σ -ε curve wordt getoond in Fig. 3c. Op dezelfde manier kunnen we E . krijgen , σ _m , ε _m , en σ _f , zoals vermeld in Tabel 3. Merk op dat E wordt verkregen door de helling van σ . te passen -ε krommen van HC COC en HC Twin in een spanningsbereik van 0,0–0,02 en σ _f is de gemiddelde spanning in 0,081 < ε < 0.100. Voor HC COC en HC Twin is de E s zijn dichtbij en liggen tussen die van SC-monster lang de x \([01\overline{1}]\) en y \([\overline{2}11]\). De E s zijn iets groter dan die bij experiment (115-125 GPa) [9], wat moet worden toegeschreven aan de geïdealiseerde atomaire monsters die in dit werk zijn gebruikt zonder de extra defecten zoals vacatures en onzuiverheden te nemen. Hun σ _m lager is dan die van het SC-monster, wat kan worden toegeschreven aan het feit dat de dislocaties gemakkelijker te kiemen zijn, veroorzaakt door lokale stressconcentratie met de introductie van GB's in het vlak. Door de dubbele interface als voorbeeld te nemen, toont Fig. 4 de microstructuur van de dislocatie-kiemvormingslocatie nadat de spanning het hoogste punt heeft bereikt, waar men kan zien dat in HC Twin de dislocatie kiemt vanaf de kruising van de GB en de dubbele interface (Fig. . 4a), terwijl in SC Twin-monsters de dislocatie-kiemt van de dubbele interface beide uitgerekt langs x \([01\overline{1}]\)(Fig. 4b) en y \([\overline{2}11]\) (Fig. 4c).

De microstructuur van de dislocatie-kiemvormingslocatie nadat de spanning het hoogste punt heeft bereikt. een HC Twin, SC Twin onder spanning langs b x \([01\overline{1}]\), c j \([\overline{2}11]\)

Hoewel de σ _m van het HC-monster lager is dan die van het SC-monster, de σ _f van het HC-monster hoger is dan het SC-monster, wat wijst op het versterkende effect van GB's in het vlak. Deze versterking komt voornamelijk van de volgende aspecten:(1) De GB's in het vlak bieden meer nucleatiepunten voor dislocaties, wat resulteert in meer genucleëerde dislocaties, en deze dislocaties worden gehinderd door de COC en Twin-interface; (2) GB's in het vliegtuig belemmeren dislocaties. Bovendien, σ _f van HC Twin hoger is dan die van HC COC, wat aantoont dat de versterkende effecten van dislocatie gehinderd door twin-interface duidelijker zijn dan die van COC-interface.

Figuur 5 toont de microstructuur van HC Twin in de fase van de plastic stroom. Opgemerkt moet worden dat tijdens het laden de kiemvorming en slip van gedeeltelijke dislocaties die SF's vormen, de beweging van deze dislocaties en SF's beperkt door de interface die haarspeldachtige gedeeltelijke dislocatieglijding induceert en de wederzijdse reacties van gedeeltelijke dislocaties die trapstangdislocatie vormen, zijn het primaire vervormingsmechanisme. Er worden geen halsketting-achtige meervoudig gejogde dislocaties waargenomen, die vaak worden waargenomen in Cu/Ni meerlagige film [21] en nano-twinned Cu [20] onder spanning in het vlak. Het is voornamelijk te wijten aan de grote roostermismatch van de meerlagige Cu/Pd-film met een meer gecompliceerde interfacestructuur (Fig. 2).

De microstructuur van HC Twin in het stadium van de plastische stroming

Vergeleken met monokristallijne materialen zijn de mechanische eigenschappen van polykristallijne monsters vaak meer afhankelijk van de vervormingssnelheid. Daarom voeren we meer MD-simulaties van spanning uit voor HC-monsters (HC COC en HC Twin) langs x -richting en SC Twin langs x- en y -richtingen met een reksnelheid variërend van 5 × 10 ⁷ s ⁻¹ tot 5 × 10 ⁹ s ⁻¹ . De σ -ε krommen worden getoond in Fig. 6a en b, waar men kan zien dat de spanning lineair toeneemt tot het hoogste punt en vervolgens afneemt. Voor de HC-monsters fluctueert de spanning met de toename van de spanning bij een lage reksnelheid in de dalende fase, terwijl de spanningsfluctuatie niet duidelijk is bij een hoge reksnelheid (Fig. 6a en b). Afbeelding 6c en d tonen de varianten van σ _m en σ _f tegen reksnelheid, waarbij σ _m en σ _f toenemen met toenemende reksnelheid. De σ _m van SC Twin langs y -richting is veel groter dan die van andere monsters, wat moet worden toegeschreven aan de hierboven genoemde Schmidt-factor μ. Vanwege het versterkende effect van de korrelgrens in het vlak, is de σ _f van HC-monsters is gesloten met die van SC Twin langs y richting. Bovendien, σ _f van de monsters met de gekoppelde interface is hoger dan die met de COC-interface met een hoge vervormingssnelheid (1 × 10 ⁸ s ⁻¹ tot 5 × 10 ⁹ s ⁻¹ ), wat het versterkende effect van de gekoppelde interface aangeeft, maar naarmate de vervormingssnelheid toeneemt, verzwakt dit versterkende effect. Opgemerkt moet worden dat bij de reksnelheid van 5 × 10 ⁷ s ⁻¹ , de σ _f van HC Twin is lager dan die van HC COC, wat kan worden toegeschreven aan het feit dat het aantal dislocaties dat bij een lage reksnelheid wordt gevormd, minder het verzwakkende versterkende effect van de dubbele interface induceert.

een σ -ε krommen van HC-monsters onder spanning langs x- richting bij verschillende reksnelheden, b σ -ε krommingen van SC Twin onder spanning langs x- en y- richting bij verschillende reksnelheden. c-d Variaties van σ _m en σ _f tegen reksnelheid