多結晶Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0の原子がどのように耐火性を高めるのか

May 05, 2023

Scientific Reports volume 12、記事番号: 5183 (2022) この記事を引用

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単結晶および多結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 耐火性高エントロピー合金 (RHEA) の溶融機構を、2 次隣接修正埋め込み原子法 (2NN MEAM) を用いた分子動力学 (MD) シミュレーションによって研究しました。 ） 潜在的。 単結晶 RHEA の場合、密度プロファイルは 2910 ～ 2940 K の温度で 11.25 g/cm3 から 11.00 g/cm3 への急激な低下を示し、すべての原子が重大な局所的な構造再配​​列を開始していることを示しています。 多結晶 RHEA の場合、2 段階の溶融プロセスが見られます。 最初の溶融段階では、まず粒界 (GB) 領域の溶融が、対応するシステムの溶融点よりも比較的低い溶融前温度で発生します。 溶融前の温度では、ほとんどの GB 原子は平衡位置から離れるのに十分な運動エネルギーを持っており、その後 GB に近い粒子原子の再配列が徐々に誘発されます。 融点での第 2 融解段階では、ほとんどの粒子原子が再配列するのに十分な運動エネルギーを持っており、その結果、すべてのペアの化学的短距離秩序が変化します。

高温や高圧などの極限の作業環境で使用される材料は、産業用途として緊急に必要とされています。 たとえば、航空宇宙産業でガス タービン エンジンの効率を向上させるには、エンジンの動作温度を上げることが最も効果的な方法の 1 つです1。 ただし、最も一般的に使用される高温構造材料であるニッケル基超合金は、それ自体の融点が約 1300 °C であるため、最大動作温度が制限されます 2,3。 したがって、材料の融点が十分に高いことが非常に重要です4。 高エントロピー合金 (HEA) は、多主元素合金 (MPEA) とも呼ばれ、4 種類以上の主要元素タイプで構成されています5。 HEA 内では、すべての構成要素が最も均一に分布して配置されており、高硬度 6、高強度と延性の組み合わせ 7,8、良好な疲労耐性 9、高温微細構造と機械的安定性 10、優れた電磁特性 11、優れた耐摩耗性 12 などの優れた材料特性が得られます。耐食性13、耐酸化性14。

すべての HEA の中でも、耐火性高エントロピー合金 (RHEA) は一般に、W、Mo、Ta、Nb、Zr、Re15 などの 1 つ以上の組成の耐火性元素を含んでいます。 耐火物要素を含まない HEA の場合、高温および中温での相安定性の悪さと可塑性の低さが、高温での用途を制限する 2 つのボトルネックとなっています。 したがって、RHEA は優れた耐高温性、高融点 (> 2000 °C)、およびより高い高温強度を示し、高温機器への応用に幅広い可能性を秘めています。 たとえば、2010 年に最初の RHEA、NbMoTaW RHEA が Senkov16 によって製造されました。 NbMoTaW RHEA の 1600 °C での降伏強さは 405 MPa で、1600 °C という使用温度限界は、約 1300 °C のニッケル基高温合金の限界温度よりもはるかに高くなります。 Xia の研究 17 では、MoNbTaVW RHEA 薄膜の熱安定性が研究され、実験結果は、MoNbTaVW RHEA の体心立方固溶体相が 1800 K まで非常に安定であることを示しています。 Zhang の実験研究 18 では、高圧下でのMoNbTaVW RHEAを観察しました。 活発な転位の成長が主に MoNbTaVW RHEA の高強度の原因であることが判明しました。 Yang の研究 19 では、Si/Al パックセメンテーションコーティングを使用することで MoNbTaVW RHEA の耐酸化性を向上させる効果的な方法を発見しました。これにより、高温での MoNbTaVW RHEA の機械的特性も向上します。 Nie の研究 1 では、HfMoScTaZr RHEA は真空アーク溶解装置によって製造されました。 Sc 元素を添加すると、合金の密度が低くなり、HfMoScTaZr RHEA の強度と塑性が大幅に向上しました。 室温、800 °C、1000 °C、および 1200 °C での HfMoScTaZr RHEA の降伏強度は、それぞれ 1778、1118、963、および 498 MPa です。 1200 °C における HfMoScTaZr RHEA の降伏強さは、従来の古典的な超合金であるインコネル 71820 および CMSX-421 の降伏強さの約 4.3 倍および 6 倍です。 組成元素の種類とそれに関連する割合に加えて、HEA または合金の材料特性は結晶化度の程度によって大きく影響されます。 たとえば、Lin の研究 22 では、メルトボールミリング - ホットプレスプロセスを採用して、異なる平均粒径を持つ Cu3−xNixSbSe4 (x = 0〜0.03) 合金を製造しました。 Cu3−xNixSbSe4の微細構造と熱電特性に対する平均粒径の影響を観察した。 結晶粒微細化と Se 欠陥の増加により、Ni 比率が x = 0.03 から 0 に減少すると、格子熱伝導率は室温で 3.3 W m−1 K−1 から 2.4 W m−1 K−1 に減少します。 Sun の研究 23 の実験結果は、CoCrFeMnNi HEA の粒径が 293 K で 105 μm から 650 nm に減少すると、降伏強度が 225 MPa から 798 MPa に 254.7% 増加することを示しています。 同時に、極限引張強さは 798 MPa から 887 MPa に 11.2% 増加します。 バンダリら。 AlCrMoTiV3 の構造的および機械的特性を計算するために密度汎関数理論 (DFT) 法を採用しました。 DFT 予測によると、Al30Cr10Mo5Ti20V35 RHEA は、5.16 g/cm3 の低い密度と 5.56 GPa の高い硬度を持つ最適な元素比率を持っています。

新しい RHEA の開発には、単結晶および多結晶 RHEA の熱挙動を原子スケールで理解することが不可欠です。 経験的アプローチを使用して、高温での原子の配置と拡散を直接観察することは比較的困難です。 したがって、分子シミュレーション手法は、高温または溶融プロセス中の原子の挙動を研究するために重要な役割を果たしています。 たとえば、Rahman の MD シミュレーション結果 24 では、ナノ結晶 Cu0.5Ni0.5 合金の定常状態のクリープ速度が、応力と温度の上昇、および粒径の減少下で劇的に速くなることがわかりました。 格子と粒界の拡散は、ナノ結晶 Cu0.5Ni0.5 合金のクリープ変形メカニズムの重要な要素の役割を果たします。 ジャンら。 は、完全な結晶状態と多結晶状態の両方における 2D 閉じ込めゲルマネンの融解段階を MD シミュレーションによって研究しました 25。 固体から液体への相転移の温度は、結晶モデルと多結晶モデルでそれぞれ約 1670 K と 1540 K です。 Noori の研究 26 では、Al ナノ結晶の融解温度に対する粒径の影響を認識するために MD シミュレーションが利用されました。 彼らの結果は、粒子サイズが小さいほど溶融温度が低くなることを示しています。 予備溶解および粒界領域での溶解は瞬時には起こらず、多結晶Alの溶解は特定の温度ではなく、特定の温度範囲内で発生します。

加熱プロセス中に単結晶および多結晶 RHEA の原子がどのように再配置されるかについての体系的な研究はまだ不足しています。 溶融メカニズムを調査するために、平均粒径 5.2 ～ 25.3 nm の単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA および多結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA を使用しました。 300 ～ 3600 K の MD 加熱シミュレーション。2 番目に隣接する修正埋め込み原子法 (2NN MEAM) ポテンシャルを使用して、Nb、Mo、Ta、W、V 元素間の相互作用をモデル化しました。 加熱プロセスのさまざまな温度でのシステムのエンタルピーと二乗変位を使用して、Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEAの融点を決定しました。 粒界および粒内の異なる元素の動的挙動も調査され、加熱プロセス中の化学的短距離秩序によって任意の 2 つの元素タイプのペア間の親和性の変化が調査されました。

図 2 は、平均粒径 5.2 ～ 25.3 nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の GB 原子分率と GB、粒子、および系の原子結合エネルギーの変化を示しています。 図２から、平均粒径が５．２ｎｍから２５．３ｎｍに増加すると、ＧＢ原子割合が２６．８％から６．２％まで放物線状に減少することが分かる。 図 1 では、CNA の結果によれば、GB およびグレイン内の原子はそれぞれ未定義型と BCC 型に配置されています。 平均粒子サイズが小さくなると、粒子の体積に対する表面積の比率が高くなります。 この結果はナノ粒子にも見られ、表面積と体積の比はナノ粒子が小さいほど高くなります。 したがって、粒子を取り囲むGB原子の割合は、粒子が小さくなるほど著しく増加する。 GB/粒子界面の原子はより高い局所応力とより高い結合エネルギーを持っているため、図2に示すように、粒子サイズが5.2 nmから25.3 nmに増加すると、GB、粒子、およびシステムの原子結合エネルギーは放物線状に減少します。平均粒径 5.2 ～ 25.3 nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA は基本的に類似していますが、粒径 25.3 および 5.2 nm のシミュレーション結果のみについて説明しました。 比較のために、単結晶Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0RHEAの溶融プロセスも調査した。

加熱プロセス用の平均粒径約 5.2 nm の多結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA モデル。 システムのサイズは、x 次元、y 次元、z 次元でそれぞれ約 40.7、40.7、および 40.7 nm です。 原子は、(a) 元素の種類、(b) 共通近傍分析 (CNA) によって識別された粒子および粒界原子、および (c) 粒子識別番号に従って色分けされます。 現在の研究では、平均サイズが 25.3、20.1、15.6、10.0、および 5.2 nm の RHEA を考慮しています。

平均粒径 5.2 ～ 25.3 nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の GB 画分と粒子、GB、および系の結合エネルギーのプロファイル。

Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の Warren-Cowley 化学短距離秩序分析 27 を使用して、異なる元素ペア間の引力と反発を定量化し、加熱プロセス中の局所的な構造再配​​置を監視しました。 参照原子とその最初の隣接原子との化学親和性は、ウォーレン・カウリー短距離秩序パラメーターによって評価され、局所的な短距離秩序を定量化できます。 ウォーレン・カウリー短距離次数パラメーターの定義は、次の方程式に示されています。

ここで、 \({\alpha }_{ij}\) は、j 型原子を基準とした i 型参照原子の短距離順序パラメータです。 Nij は、i 型参照原子の部分配位数 (CN) です。は予測構造から得られた j 型原子に対する相対値であり、cj と Ni はそれぞれ合金内の j 型原子の割合と i 型原子の平均 CN です。 Ni による cj の値は、最初に隣接する j 型原子に対する参照 i 型原子の理想的な部分 CN であり、この値は Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21 のそれぞれの原子組成分率に完全に依存します。レアレアゼロ。 式の第 2 項。 (1) は、i 型参照原子と最初に隣接する j 型原子の理想 CN (\({c}_{j}{N}_{i}\)) に対する実際の CN (Nij) の比です。 。 この比が 1 より大きい場合、予測構造の i 型原子に対する j 型原子の親和性が理想構造よりも高いことを意味します。 一方、この比率が 1 より小さい場合、予測構造における i 型原子に対する j 型原子の親和性は、理想構造におけるそれよりも低くなります。 比率が 1 に近い場合、予測された構造における i 型原子に対する j 型原子の親和性が理想的な構造における親和性に近いと推測されます。 したがって、短距離次数の正と負の値は、理想的な親和性と比較して、要素タイプのペアの親和性が低いか高いことを示します。 HEA および BMG に関する以前の関連する MD 研究では、Warren-Cowley パラメーターを使用して短距離秩序を定量化し、理想的な均一の対応する元素タイプのペアと比較した元素タイプのペアの親和性を示しました。配布モデル。

図 3 は、300 K での粒径 5.2 および 25.3 nm の単結晶のすべての元素タイプのペアの短距離秩序分布を示しています。これら 3 つの構造内のすべての原子は MaxEnt 理論に従って配置されており、原子間の最小値の距離は動径分布関数 (RDF) の 1 番目と 2 番目のピークを使用して、短距離次数の値を決定しました。 図 3 では、同じ元素タイプのペアの短距離次数の値は 0.8 より大きく、Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA のすべての元素タイプが最も均一な分布で配置されていることを示しています。 異なる要素タイプを持つペアの場合、すべての短距離順序値は - 0.1 より小さく、異なる要素タイプを持つすべてのペアの親和性が同じ要素タイプを持つペアよりもはるかに高いことを示しています。

300 K での (a) 単結晶、(b) 25.3 nm、および (c) 5.2 nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA CSRO 分布。

参照原子の最初の隣接距離は、MD 加熱プロセス中にウォーレン・カウリー短距離秩序パラメーターを計算するために必要であるため、最初と 2 番目のピーク間の最小距離を取得するために、さまざまな温度での RDF が最初に計算されました。 RDF。 これらの距離は、さまざまな温度で参照原子の最初に隣接する原子を取得するための重要な値です。 次に、局所的な短距離秩序変化を反映するために、さまざまな温度におけるすべての元素ペアのウォーレン・カウリー短距離秩序パラメータが決定されました。 図 4a ～ 図 4c は、加熱プロセス中の 25.3 nm および 5.2 nm の単結晶の密度とエンタルピーの変化を示しています。 すべての場合において、エンタルピー（密度）は 300 K から特定の温度まで温度の上昇に伴って直線的に増加（減少）するため、図 4b、c の横軸の最低温度は、密度と密度の変化を明確に示すために高い値から始まります。融点付近のエンタルピー。 単結晶の場合、エンタルピーは温度の上昇に伴って 300 K から 2910 K まで直線的に増加し、その後 2910 K から 2940 K まで急激な増加を示します。その中で単結晶の局所構造は Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA になります。大幅な配置換えが行われます。 したがって、単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の融解温度は 2940 K となり、混合則による予測値約 2946 K に非常に近い31。 2940 から 3110 K まで、エンタルピーは放物線状に減少し、その後温度が 3110 K から連続的に上昇すると、温度の上昇に伴って直線的に増加します。単結晶の図 3 では、同じ元素タイプのペアの短範囲次数の値が示されています。は、融点より前の、同じ元素タイプに対する原子の最も低い親和性を示します。 系の温度が融点 2940 K よりも高い場合、原子は平衡位置から離れるのに十分な運動エネルギーを持ち、より高い結合エネルギーを持つ元素が凝集し始め、その結果エンタルピーが 2940 K から 3110 K に減少します。密度プロファイルでは、300 K から 2910 K まで温度の上昇に伴って直線的に減少し、その後 2910 K から 2940 K で密度が 11.25 g/cm3 から 11.00 g/cm3 に急激に低下しており、系が局所的に大幅な構造再配​​置を受けていることを示しています。 。 図4b、cでは、25.3 nmと5.2 nmのエンタルピープロファイルは、それぞれ2100から2900 Kと1500から2540 Kまで温度の上昇に伴って直線的に増加します。 温度が 25.3 nm の場合は 2900 から 3100 K、5.2 nm の場合は 2540 から 2700 K に連続的に上昇しても、エンタルピーはほとんど変化しません。 これらの温度範囲内では、局所構造が大幅に再配置されます。 密度プロファイルの場合、25.3 nm の 2500 および 3100 K における不連続点と、5.2 nm の 2120 および 2860 K における不連続点は、狭い温度範囲内での密度低下と比較して、より広い温度範囲で局所的な構造再配​​列がスムーズに進行していることを推測します ( 2910–2940 K) 単結晶の場合。 2900 K と 2540 K の温度は 25.3 nm と 5.2 nm の融点とみなします。

(a) 単結晶、(b) 25.3 nm、(c) 5.2 nm の加熱プロセス中の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の密度とエンタルピー プロファイル。 単結晶、25.3 nm、および 5.2 nm の融点は、破線で示すように 2940、2900、および 2540 K です。 2 つの多結晶 RHEA の密度プロファイルの不連続点の温度も破線で示されています。

図 5 は、平均粒径 5.2 ～ 25.3 nm の多結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の融点のプロファイルを示しています。 融点は、エンタルピー プロファイルの傾きが変化し始める温度です。 2940 K の水平破線は、単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の融点を表します。 融点と粒子サイズは対数成長の関係を示すことが明らかです。 粒子サイズの増加による融点の上昇は、粒子が小さいほど顕著になります。 したがって、以下に示す経験式を使用して、はるかに大きな粒径の多結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の融点を評価できます。

ここで、Tm(d)、T0、d はそれぞれ平均粒径 d の場合の融点、単結晶の融点、平均粒径です。 2 つのパラメーター、a と n (d の累乗) は、MD シミュレーションから得られる利用可能なデータを使用したパラメーター化プロセスによって決定されます。 a と n のフィッティング値は - 1.2 と 1.27 であり、曲線フィッティングのプロファイルも図 5 に示されており、はるかに大きな粒径を持つ Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の融点を示しています。徐々に単結晶の価値に近づいていきます。

MD のプロファイルは、平均粒径 5.2 ～ 25.3 nm の多結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の融点を予測しました。 式を使用したカーブフィッティングプロファイル。 (2)も用意されています。 水平の破線は、単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の融点 (2940 K) を表します。

昇温中の二乗変位（SD）プロファイルを使用して、単結晶とNb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEAの粒径25.3および5.2nmの場合の溶融挙動を観察しました。 時間 t における SD の定義は式 1 に示されています。 (3):

ここで、ri (0) は時間 0 における i 番目の原子の位置、ri (t) は時間 t における i 番目の原子の位置を表し、N は系内の原子の総数です。 SD の変化は、参照構造に対する平均原子移動の範囲を調査するための敏感なパラメーターです。 図 6 は、単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の加熱プロセス中のすべての元素タイプの SD 値と平均エンタルピーの変化を示しています。 融点も破線で示されています。 温度が 2940 K の融点を超えると、各元素タイプの SD プロファイルは急激な増加を示します。 図 6 の挿入図は、融点より低い温度でのすべての SD プロファイルを示しており、これらのプロファイルは厳密に一致しており、RHEA 内の原子の集合的な動的挙動を示しています。 融点 2940 K より低い温度で原子が熱振動を受けると、すべての元素タイプの SD 値は温度の上昇とともに増加します。融点以上の温度では、原子は格子サイトから離れるのに十分な運動エネルギーを持っているため、 SD値は劇的に増加します。 2940 K での SD プロファイルの明確な上昇も、単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の融点における重要な局所構造配置を裏付けています。

単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の加熱プロセス中の系、Nb、Mo、W、Ta、および V の二乗変位 (SD) およびエンタルピー プロファイル。 インサートは、融点 2940 K よりも低い温度での SD プロファイルを示しています。

単結晶の図 3 では、同じ元素タイプのペアの短距離次数の値は正で 0.95 より大きいのに対し、異なる元素タイプのペアの短距離次数の値は負であることがわかります。 加熱プロセス中にすべてのペアの短距離秩序値を調査することは非常に複雑であるため、同じ元素タイプと異なる元素タイプのペアの短距離秩序二乗の平均値を使用して、化学反応の変化を監視しました。加熱プロセス中の短距離命令。 単結晶Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEAの場合、図7に示す同じ元素タイプの短範囲次数二乗の平均値は、300 Kから2530 Kまで温度が上昇するにつれて直線的に減少します。単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA のシステム温度が連続的に上昇すると、格子歪みの範囲と熱振動振幅の増加がより顕著になります。 その結果、温度が連続的に上昇すると、最初と 2 番目の RDF ピークの間の距離は近づきます。これは、310 ～ 1500 K の温度での RDF プロファイルの挿入図に見られます。1500 K では、最初と 2 番目の RDF ピークはマージされています。一つのピークに。 温度が 1500 K から 2530 K まで連続的に上昇すると、最初の RDF ピークの幅が広くなります。 また、同じ要素タイプの短距離次数平方の平均値の線形減少にもつながります。 2530 から 2920 K まで、最初の RDF 最小値の値は温度の上昇とともに増加します。 一部の原子は、同じ元素タイプの 2 番目および 3 番目に隣接する原子と接触する機会が高く、同じ元素タイプの平均短距離次数二乗が 2530 K から 2920 K に大幅に減少します。2920 K では、平均同じ元素タイプの短距離秩序二乗が最小値に達し、同じ元素タイプの化学的短距離秩序が、親和性の低いものから優先性のないものへと重大な変化を受けることを示しています。 温度が融点 2940 K から上昇すると、同じ元素タイプの平均短距離次数二乗値が大幅に上昇します。 異なる元素タイプでは、短距離次数二乗の平均値は比較的小さく、2940 K の融点より低い温度では一定のままです。融点を超える温度では、異なる元素の短距離次数二乗の平均値は変化しません。これは、さまざまな元素タイプの短距離秩序も 2940 K を超える温度で重大な変化を受けることを示しています。

単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の同じ元素タイプと異なる元素タイプのペアの平均 CSRO 正方形プロファイル。 挿入図は、融点 2940 K よりも低いさまざまな温度での RDF プロファイルを示しています。

図 8a は、4 つの特性温度、2530、2920 (短距離秩序二乗の最小値)、2940 (融点)、および 3110 K におけるすべての元素タイプのペアの短距離秩序分布を示しています。同じ要素タイプのペアの次数の値は約 0.75 で、図 3 に示す対応する値の約 0.98 よりも小さくなります。異なる要素タイプのペアの短範囲の次数の値は、図 3 に示すものと非常によく似ています。 3. 2920 Kでは、すべての短距離秩序ペアの絶対値が非常に小さくなり、同じ元素ペアの短距離秩序値が0に非常に近くなることが図8aからわかります。 2940 K と 3110 K の点では、ほとんどの短距離次数の値は、図 3 に示す 2530 K や 300 K の値と比べてかなりの変化を示します。 . 8b は、300 K と 3110 K の間のすべての短距離次数ペアの差を示しています。図 8b の値は、3110 K での短距離次数の値から、300 K での対応する短距離次数の値を引いたものです。短距離次数差の値は、元素タイプのペアの化学的親和性が弱くなることを表し、負の値は元素タイプのペアの親和性が強くなることを示します。 図 8b では、同じ元素タイプのペアの短距離次数差が負であることがわかります。これは、同じ元素の親和性が融点よりも高い温度で大幅な変化を受けることを示しています。 図 9 は、3110 K での単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA 内の Nb、Mo、W、Ta、および V の原子分布を示しています。Nb、Mo、W、Ta の凝集がわかります。 、V は非常に明白です。 図8bに示すような異なる元素タイプのペアでは、その短距離次数差のほとんどが正であり、これらの元素ペアは融解後の構造再配列後に親和性が低下することを示しています。

(a) 4 つの特性温度、2530、2920 (平均 CSRO 二乗の最小値)、2940 (融点)、および 3110 K における単結晶の CSRO 分布。 (b) 300 と 3110 の間のすべてのペアの CSRO 値の差K.

3110 K における単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA 内の Nb、Mo、Ta、W、V、およびすべての元素の分布。

図 10a、b は、それぞれ 2940 K と 3110 K の融解温度におけるすべての原子の変位ベクトルを示しています。 300 K での構造は、OVITO を使用して原子変位ベクトルを決定するための参照構造として使用されます。 2940 K では、ほとんどの原子の変位ベクトルの長さが熱振動の変位ベクトル長 (青でマーク) よりも長いことがわかり、これらの原子が平衡位置から遠く離れていることがわかります。 3110 K では、すべての原子の変位ベクトルの長さがはるかに長くなり、局所構造が大きく変化します。

(a) 融点 2940 K および (b) 3110 K における単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の原子変位ベクトル。300 K での原子位置を基準位置として使用しました。原子変位ベクトルを計算します。

温度上昇中の粒子およびGB内の原子のSDおよび結合エネルギープロファイルを、粒子サイズが25.3 nmの場合についてそれぞれ図11a、bに示します。 結合エネルギーのプロファイルでは、粒子と GB の値は両方とも、2100 K から 2800 K、2100 K から 2670 K まで温度の上昇に伴って直線的に増加します。その後、粒子と GB の結合エネルギーは 2800 K から 2920 K、および 2670 K から放物線状に増加します。それぞれ2820Kまで。 粒子の場合は 2800 K、GB の場合は 2670 K を超える温度では、SD 値が劇的に上昇し始め、これらの温度で局所的な構造の再配列が発生することを示しています。 GB の構造再配列の温度は粒子の温度よりも相対的に低いことがわかります。 その結果、2820 K では、ほとんどの GB 原子は平衡位置から離れるのに十分な運動エネルギーを持ち、その後これらの GB 原子は GB に近い粒子原子の再配列を徐々に誘発します。 したがって、2820 K の温度は、GB の溶融が完了した溶融前温度とみなすことができます。 粒子の場合は 2920 から 3100 K、GB の場合は 2820 から 3100 K まで温度が連続的に上昇すると、結合エネルギーは温度の上昇とともに減少し、同じ元素タイプの原子が互いに接触する機会が増えることを示しています。 温度 2920 K (エンタルピー プロファイルから得られる融点に非常に近い) は粒子原子の結合エネルギー ピークに位置しており、ほとんどの粒子原子が再配列するのに十分な運動エネルギーを持っていることを示していることに注意してください。 3100 K を超える温度では、粒子と GB の結合エネルギーも温度の上昇に伴って直線的に増加します。

平均粒径 25.3 nm の場合の、(a) 粒子原子と (b) GB 原子の系、Nb、Mo、W、Ta、V の結合エネルギーと二乗変位 (SD) プロファイル。加熱工程。

加熱プロセス中の平均粒径 25.3 nm の場合の平均短距離オーダースクエアプロファイルを図 12 に示しました。さまざまな温度での RDF プロファイルもインサートに示されています。 温度が継続的に上昇すると、最初の RDF 最小値の値が大きくなり、平均短距離次数二乗値が減少することがわかります。 (I) に示すように、短距離次数二乗の平均値の最小値は 2780 K であり、それ以下では、さまざまな元素ペアの短距離次数二乗の平均値はほぼ一定です。 温度が 2780 K から融点 2900 K まで連続的に上昇すると、両方の短距離オーダースクエア プロファイルは温度の上昇に伴って線形増加を示します。 温度が融点から上昇すると、これら 2 つの短距離オーダースクエア プロファイルは、温度の上昇とともに大幅に増加し始めます。 平均粒径 25.3 nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の 2780 (平均短距離秩序二乗の最小値)、2820 (溶融前温度)、2900 における短距離秩序分布(融点)、および 2920 (粒子原子の結合エネルギー ピーク) K を図 13 に示します。 融解前の温度 2820 K では、GB 原子および GB に近い一部の粒子原子は重要な局所構造配置を受けています。これらの原子の短距離の秩序変化につながります。 溶融前温度よりも高い温度での異なる元素ペアの短範囲の秩序値の変化は、平均値が最小になる温度よりも高い温度での単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の変化と非常によく似ています。図8aに示すような短距離オーダースクエア。

平均粒径 25.3 nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の同じ元素タイプと異なる元素タイプのペアの平均 CSRO 正方形プロファイル。 テキスト (I) と (II) は、2780 K での同じ元素ペアの平均 CSRO 二乗の最低値と 2900 K での融点を示します。

平均粒径 25.3 nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の 4 つの特性温度、2780 (平均 CSRO 二乗の最小値)、2820 (溶融前温度)、2900 (溶融温度) における CSRO 分布点）、2920（粒子原子の結合エネルギーピーク）K。

GB の溶融プロセスと平均粒径 25.3 nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の粒子を調査するには、原子変位ベクトル 2820 (溶融前温度)、2920 (20 K)融点より高い）、図14a〜cに示す3100 Kが使用されました。 300 K における構造の原子位置を基準として使用し、ベクトルはベクトルの長さに応じて色分けされました。 図 14a では、ほとんどの GB 原子はより大きな変位ベクトル サイズ (赤でマーク) を持ち、GB 原子に近い一部の粒子原子も GB 原子の影響を受けます。粒子の中心にあるもの（青でマーク）。 図14bに示すように2920 Kでは、より多くの粒子原子が大きな変位ベクトルを持ち、粒子のコアに向かって溶融が起こります。 3100 Kでは、図14cの変位ベクトルは、平均粒径25.3 nmのNb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA内のすべての原子が平衡位置を離れ、系が溶融状態にあることを示しています。

(a) 2820 K、(b) 2920 K、(c) 3100 K における原子変位ベクトルはそれぞれ 25.3 nm。 300 K での原子位置を変位ベクトルの基準位置として使用しました。

平均粒径が5.2 nmの場合の、温度上昇プロセス中の粒子およびGB原子のSDおよび結合エネルギープロファイルをそれぞれ図15a、bに示します。 温度の上昇に伴うSDと結合エネルギーの変化は、図11a、bに示すように、粒径25.3 nmの場合の変化と非常によく似ています。 平均粒径が小さい場合、2460 K の予溶融温度は 25.3 nm の約 2820 K よりも低くなります。

平均粒径 5.2 nm の場合の (a) 粒子原子と (b) GB 原子の系、Nb、Mo、W、Ta、V の結合エネルギーと二乗変位 (SD) プロファイル。加熱工程。

加熱プロセス中の平均粒径 5.2 nm の場合の平均短距離オーダースクエアプロファイルを図 16 に示しました。さまざまな温度での RDF プロファイルもインサートに示されています。 温度が継続的に上昇すると、最初の RDF 最小値の値も大きくなり、平均短距離次数二乗値の減少につながります。 (I) に示すように、短距離次数二乗の平均値の最小値は 2340 K であり、それ以下では、さまざまな元素ペアの短距離次数二乗の平均値はほぼ一定です。 温度が 2340 K から溶融前温度の 2460 K まで連続的に上昇すると、両方の短距離秩序正方形プロファイルは温度の上昇とともにわずかに増加します。 この温度範囲内では、ほとんどの GB 原子は再配列するのに十分な運動エネルギーを持っていますが、ほとんどの粒子原子は平衡位置で熱振動を伝え続けます。 2460 K の溶融前温度から 2540 K の溶融温度まで、平衡位置から離れる GB 原子は、平衡位置から離れる GB 原子に近い粒子原子にさらに影響を与えます。 その結果、これら 2 つの短距離秩序平方プロファイルは温度の上昇とともに大幅に増加し、この RHEA の短距離秩序が大幅に変化することが明らかになりました。 平均粒径 5.2 nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の 2340 (短距離秩序二乗の最小値)、2460 (溶融前の温度)、および 2540 における短距離秩序分布（融点と粒子原子の結合エネルギーピーク）K を図 17 に示します。融解プロセス中の異なる元素ペアの短距離次数変化は、25.3 nm の場合の図 13 に示したものと非常によく似ています。

平均粒径 5.2 nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の同じ元素タイプと異なる元素タイプのペアの平均 CSRO 正方形プロファイル。 テキスト (I) と (II) は、2340 K での同じ元素ペアの平均 CSRO 二乗の最小値と 2540 K での融点を示します。

平均粒径 5.2 nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の 2340 (平均 CSRO 平方の最小値)、2460 (溶融前の温度)、および 2540 (融点と粒子原子の結合エネルギーピーク）Ｋ．

2460 K（融解前の温度）、2540 K（融点と粒子原子の結合エネルギーピーク）、および2700 Kでの原子変位ベクトルを図18a〜cに示します。 2000 K での構造は、原子変位ベクトルを計算するための基準として使用されました。 300 K における構造の原子位置を基準として使用し、ベクトルはベクトルの長さに応じて色分けされました。 図18aでは、GB原子とGBに近い粒子原子は、粒子の中心（青でマーク）の変位ベクトルサイズと比較して、より長い変位ベクトルサイズ（赤と緑でマーク）を持っています。 図１８ｂに示すように、２５４０Ｋでは、より多くの粒子原子が大きな変位ベクトル長を有し、粒子のコアに向かって溶融が起こる。 2700 Kでは、図18cの変位ベクトルは、平均粒径5.2 nmのNb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA内のすべての原子が平衡位置を離れ、系が溶融状態にあることを示しています。

粒径 5.2 nm の場合の原子変位ベクトル (a) 2460 K (溶融前の温度)、(b) 2540 K (融点および粒子原子の結合エネルギーピーク)、(c) 2700それぞれK。 300 K での原子位置を変位ベクトルの基準位置として使用しました。

この研究では、2NN MEAM ポテンシャルを使用した MD シミュレーションを使用して、平均粒径 5.2、10.0、 15.6、20.1、25.3nm。 MaxEnt 理論は、すべての Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の構造を構築するために使用されました。 多結晶Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEAの場合、平均粒径が25.3 nmから5.2 nmに減少すると、GB原子割合は6.2から26.8%まで放物線状に増加します。 300 K では、同じ要素タイプのペアの短距離次数の値は 0.8 より大きく、すべての要素タイプが最も均一な分布で配置されていることを示しています。 異なる要素タイプのペアの場合、すべての短距離順序値は - 0.1 より小さく、これらのペアの親和性が同じ要素タイプのペアよりもはるかに高いことを示しています。 加熱プロセス中、単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の密度プロファイルは、2910 K から 2940 K まで 11.25 g/cm3 から 11.00 g/cm3 への急激な低下を示し、その範囲内でエンタルピーは最大値に達します。 これは、すべての原子が 2940 K で重要な局所的構造再配列を開始することを示しており、単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の原子が溶融プロセス中に集合的な挙動を示すことを示唆しています。 温度が 2940 K から上昇すると、エンタルピーはまず 3110 K まで低下し、3110 K からは温度の上昇に伴って直線的に増加します。系の温度が 2940 K の融点よりも高い場合、原子は放出するのに十分な運動エネルギーを持っています。それらの平衡位置が変化し、より高い結合エネルギーを持つ元素が凝集し始め、その結果エンタルピーが 2940 K から 3110 K に減少します。

多結晶Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0RHEAの溶融機構については、2段階の溶融プロセスが提案されている。 第 1 段階の溶解は GB の溶解であり、次に第 2 段階の溶解は粒子の溶解です。 最初の融解段階では、GB 構造再配列の温度は粒子の温度よりも比較的低く、この温度は融解前の温度であり、この温度ではほとんどの GB 原子が平衡位置から離れるのに十分な運動エネルギーを持ち、その後これらの GB 原子がGB に近い粒子原子の再配列を徐々に誘発します。 25.3 nm と 5.2 nm の粒子の予備溶解温度は 2820 K と 2460 K であり、予備溶解温度は平均粒子サイズに大きく依存すると推測されます。 融点での第 2 融解段階では、ほとんどの粒子原子が再配列するのに十分な運動エネルギーを持っており、その結果、すべてのペアの短距離の秩序変化が生じます。

CNA 分析結果は、GB 原子の局所構造が不定型の CNA 結果で非晶質であることを明確に示しており、GB 原子の割合は粒径の増加とともに減少します。 アモルファス構造の平均結合エネルギーは、粒子内の結晶構造の平均結合エネルギーよりも高くなります。 その結果、粒子サイズが大きくなるにつれて結合エネルギーが減少し、融点が高くなります。 MDシミュレーションにより得られた融点によれば、多結晶Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0RHEAの融点と粒径は対数成長の関係にある。 平均粒径 d nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の融点 Tm(d) は、次の式で求められます。

300 K と融点の間の短距離秩序差については、単結晶 RHEA と多結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の場合は非常に似ています。 同じ元素タイプのペアの短距離次数差は負であり、同じ元素タイプ間の親和性が融点よりも高い温度で大きく変化し、Nb、Mo、W、Ta、および V の凝集が生じることを示しています。異なる元素タイプのペアの場合、その短距離次数差のほとんどは正であり、これらの元素タイプのペアは、融点より高い温度での構造再配列後に親和性が低下することを意味します。

2 番目に隣接する修正埋め込み原子法 (2NN MEAM) を使用して、Nb、Mo、T、W、および V 原子間の相互作用を記述しました。 表 1 はすべての単一要素のパラメータをリストしており 32、表 2 と表 3 は、密度汎関数理論 (DFT) 計算によって準備された参照データによってパラメータ化された 2NN MEAM ポテンシャルのすべての要素間および三元要素パラメータを示しています。 CASTEP パッケージはすべての DFT 計算に使用され、RPBE のパラメーター化を伴う一般化勾配近似 (GGA) が使用されました 33。 電子ステップの場合、自己無撞着場計算におけるエネルギー許容誤差は 1.0 × 10–6 eV でした。 イオンステップでは、エネルギー、力、および原子変位許容差は、それぞれ 1.0 × 10-5 eV、3.0 × 10-2 eV/Å、および 1.0 × 10-3 Å でした。 要素間 2NN MEAM パラメータを取得するために、NbMo、NbTa、NbW、NbV、MoTa、MoW、MoV、TaW、TaV、および WV 元素ペアの B2 構造が、パラメータ化のための DFT 計算の参照構造として使用されました。 2NN MEAM の可能性。 B2 構造の結合エネルギーに加えて、次の参照構造の結合エネルギーもパラメータ化プロセスに使用されました。

1 つの原子空隙を持つすべての B2 構造の結合エネルギー。 (100)、(110)、および (111) 面の結合エネルギーと、すべての B2 構造の一般化積層欠陥エネルギー (GSFE)。

DFT計算により最適化されたNb-Mo-Ta-WV HEA構造。

最適化された Nb-Mo-Ta-WV HEA を使用すると、[11-1] 方向に沿った (112) 面、[010] 方向に沿った (110) 面、および (111) 方向に沿った (111) 面の対応する GSFE プロファイルの構造が得られます。 [1-10] 方向、および [11-1] 方向に沿った (112) 面。

NPT アンサンブルでの分子動力学シミュレーションによって生成された構造の結合エネルギー。 MD シミュレーションは 2.5 fs のタイム ステップで 100 ステップ実行され、300、600、および 900 K の温度はすべてのケースで 0 GPa で考慮されました。

表 2 および表 3 にリストされている適合要素間パラメーターを使用して、DFT 計算によるエネルギーとすべての Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA 参照構造の 2NN MEAM ポテンシャル間の誤差 (300 のそれぞれの温度で 20) 、600、900K）は−5％〜＋5％以内です。 さらに、等温・等圧（NPT）アンサンブル（300 K および 0 GPa）での BCC 単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の MD シミュレーションを 50 ps 実行しました。 BCC 単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の構造は、100% 局所的な BCC 構造を維持します。 予測密度は約 11.9 g/cm3 で、関連する実験値の 12.3 g/cm316 に非常に近いです。 さらに、現在の 2NN MEAM パラメータを使用した単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の予測融解温度は 2940 K であり、これも Senko の研究での予測値約 2946 K に非常に近いです 31。 したがって、表 2 および 3 にリストされている 2NN MEAM ポテンシャルの要素間パラメータが Nb-Mo-Ta-WV システムに影響を与えることを示しています。

ATOMSK パッケージ 34 は、平均粒径 25.3、20.1、15.6、10.0、および 5.2 nm の多結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の構造を構築するために採用されました。 図 1 は、平均粒径 5.2 nm の多結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA を示しています。 システムのサイズは、x 次元、y 次元、z 次元でそれぞれ約 40.7、40.7、および 40.7 nm です。 図 1a ～ 図 1c の原子は、それぞれ元素の種類、共通近傍分析 (CNA)35 によって特定された粒子および粒界原子、および粒子識別番号に従って色分けされています。 表 4 は、平均粒径 5.2 ～ 31.9 nm の Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA の粒子数と総原子数をまとめたものです。 総原子数は約 4,113,600 ですが、場合によって原子数は若干異なります。 1,024,000 個の原子を含む単結晶 Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA も表 4 にリストされています。

モンテカルロ (MC) 法によって実装された最大エントロピー (MaxEnt) 理論 36 を使用して、各構成元素がすべての Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA 内で最も均一な分布を受け、その結果、最大構成エントロピー状態が得られました。 参照原子の各最近傍原子の元素の種類は、参照原子の元素の種類と同じではありません。 すべての原子は MaxEnt 理論によって配置されているため、各元素タイプはすべての Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEA ケース全体で最も均一に分布しています。

単結晶および多結晶Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0 RHEAの熱的挙動を300から3600KまでのMD昇温プロセスによって研究した。加熱プロセスは10Kずつ温度を上昇させ、各昇温で処理した。その後温度が上昇する前に、10 ps で緩和プロセスが伴いました。 昇温過程における自由応力下で一定の温度を維持するために、TtN 法が利用されました37。 この方法では、Parrinello-Rahman 可変形状サイズ アンサンブルと Nosé-Hoover サーモスタットを組み合わせます。 加熱シミュレーションでは、すべての次元で周期境界条件 (PBC) が使用されました。 すべての MD シミュレーションの実行には、Plimpton らによって開発された大規模原子/分子超並列シミュレーター (LAMMPS) が利用されました 38。 OVITO パッケージ 39 は、すべてのシミュレーション結果のすべての視覚化と後処理を行うために使用されました。

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国立中山大学機械電気機械工学科、高雄、804、台湾

Shin-Pon Ju、Chen-Chun Li、Hai-Ting Shih

高雄医科大学医薬応用化学科、高雄市、807、台湾

Shin-Pon Ju

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S.-PJ は主要な原稿テキストを書き、すべてのシミュレーションの主要なコードを準備しました。 C.-CL は図を作成するために DFT および MD シミュレーションを実施しました。 1、2、3、4、5、6、7、8、9、10、11、12、13、14、15、16、17および18; H.-TS は原稿の改訂のために DFT および MD シミュレーションを実施しました。 著者全員が原稿をレビューしました。

新ポンジュさんへの対応。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

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転載と許可

ジュ、SP、リー、CC。 &シー、HT。 多結晶Nb20.6Mo21.7Ta15.6W21.1V21.0耐火性高エントロピー合金の原子が溶解プロセス中にどのように再配列するか。 Sci Rep 12、5183 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41598-022-09203-y

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受信日: 2021 年 10 月 23 日

受理日: 2022 年 3 月 2 日

公開日: 2022 年 3 月 25 日

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-09203-y

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