Phasenumwandlung in Tantal unter extremer Laserverformung

Scientific Reports Band 5, Artikelnummer: 15064 (2015) Diesen Artikel zitieren

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Die strukturelle und mechanische Reaktion von Metallen ist eng mit Phasenumwandlungen verbunden. Beispielsweise ist das Produkt einer Phasenumwandlung (Martensit) für die außergewöhnliche Bandbreite an Festigkeit und Zähigkeit von Stahl verantwortlich und macht ihn zu einem vielseitigen und wichtigen Strukturwerkstoff. Obwohl es viele Metalle und Legierungen gibt, ist die Entdeckung neuer Phasenumwandlungen derzeit kein alltägliches Ereignis und erfordert oft eine Mischung aus Experimenten, Vorhersageberechnungen und Glück. Hochenergetische gepulste Laser ermöglichen die Erforschung extremer Drücke und Temperaturen, wo solche Entdeckungen liegen könnten. Die Bildung einer hexagonalen (Omega)-Phase wurde in gewonnenem monokristallinem kubisch raumzentriertem Tantal mit vier kristallographischen Orientierungen beobachtet, das einem extremen Druck-, Temperatur- und Dehnungsgeschwindigkeitsregime ausgesetzt war. Dies wurde mit hochenergetischen gepulsten Lasern erreicht. Die Omega-Phase und die Zwillingsbildung wurden durch Transmissionselektronenmikroskopie bei 70 GPa (bestimmt durch ein entsprechendes VISAR-Experiment) identifiziert. Es wird vorgeschlagen, dass die durch den einachsigen Spannungszustand der Stoßkompression erzeugten Scherspannungen eine wesentliche Rolle bei der Transformation spielen. Molekulardynamiksimulationen zeigen die Umwandlung kleiner Knötchen von einer kubisch-raumzentrierten Struktur in eine hexagonal dicht gepackte Struktur unter demselben Spannungszustand (Druck und Scherung).

Phasenübergänge sind für die Bestimmung und Steuerung der Materialeigenschaften von größter Bedeutung. Tantal ist ein kubisch-raumzentriertes (BCC) Modellmetall; Seine hohe Phasenstabilität bei steigendem Druck und steigender Temperatur1 hat es Forschern ermöglicht, die Plastizität ohne Komplikationen im Zusammenhang mit Phasenänderungen zu erforschen.

Dennoch gibt es weiterhin experimentelle und theoretische Auseinandersetzungen über den Hochdruck-Hochtemperatur-Polymorphismus in Tantal. Burakovsky et al.2 führten Ab-initio-Simulationen durch, die die Existenz einer Omega (ω)-Phase im Hochdruck-Temperatur-Bereich von monokristallinem Ta (über ~70 GPa) vorhersagten. Unter Verwendung eines auf der Dichtefunktionaltheorie basierenden Modells und eines verallgemeinerten Pseudopotentials identifizierten Haskins et al.3 einen Größeneffekt für die hexagonale Phase. Shang et al.4 berechneten systematisch Phasenübergangsdrücke für 76 elementare Feststoffe, einschließlich reinem Tantal, und erwähnten einen fcc-hcp-Übergang bei 67,5 und 285 GPa unter Verwendung einer projektorgestützten Wellenmethode innerhalb einer verallgemeinerten Gradientennäherung. Experimentell beobachteten Hsiung und Lassila5,6,7,8 Zwillinge und die ω-Phase in reinem Ta und einer Ta-W-Legierung. Der bcc-zu-hexagonale Phasenübergang erfolgte in der Ta-10 W-Legierung bei etwa 30 GPa und in polykristallinem Ta bei 45 GPa mit einer Belastungsdauer von 1,8 μs. Hsiung und Lassila7,8 schlugen einen Mechanismus vor, der darauf hinweist, dass Stoßdruck zu einer scherbasierten Umwandlung von Tantal von der bcc- in die ω-Phase führt. Die mögliche Existenz der ω-Phase wurde in der Literatur ausführlich diskutiert und es besteht ein erhebliches Maß an Unsicherheit hinsichtlich ihrer Bildung und Stabilität im Zusammenhang mit Verunreinigungen und Korngrenzeneffekten.

Ziel dieses Berichts ist es, Beobachtungen einer Fest-Fest-Phasenumwandlung in monokristallinem Tantal mit unterschiedlichen Orientierungen ([001], [110], [111], [123]) zu beschreiben, die bei sehr kurzer Dauer (~3 ns) schockkomprimiert sind ) und hohe Dehnungsrate (~108 s−1) in einem einachsigen Dehnungszustand. Diese Beobachtungen werden durch Molekulardynamiksimulationen gestützt, was dies zu einem überzeugenden Argument für einen Phasenübergang macht, der im extremen Bereich von hohem Druck, Scherspannung und Dehnungsrate erzeugt wird, die durch die Komprimierung mit hochenergetischen gepulsten Lasern erzeugt werden. Der extreme Spannungszustand wurde durch sechs gleichzeitig einfallende Laserpulse erzeugt, die eine Druckwelle erzeugten, die in eine Kapsel eindrang, in der sich eine Tantalprobe befand (Abb. 1); Einzelheiten finden Sie im Abschnitt „Methoden“.

(a,b) Anordnung zur Schockkomprimierung der Ta-Einkristalle; Beachten Sie die Impulsfalle. (c) berechneter Druck (unter Verwendung von 1-D-LASNEX und Normalisierungsparametern) als Funktion der Tiefe für eine Laserschockenergie von 684 J.

Die Transmissionselektronenmikroskopie (TEM)-Beugungsmuster für Substrukturen wurden mit der Software DIFFRACT simuliert. Der Gitterparameter für BCC Ta beträgt 0,3304 nm; Für die Zwillingsstrukturen in der BCC-Ta-Matrix sind die Gitterparameter gleich. Die kristallographischen Beziehungen zwischen der Zwillingsstruktur und der Matrix finden Sie in Tabelle S1 im Zusatzmaterial.

Bei der Simulation der Beugungsmuster der ω-Phase wurde die von Hsiung und Lassila7,8 identifizierte Struktur verwendet. Es handelt sich um eine pseudohexagonale Struktur mit den Gitterparametern a = b = 0,468 nm, c = 0,2886 nm, α = β = 90° und γ = 120°. Die Positionen der Atome sind (0, 0, 0), (0,6853, 0,3146, 0,5) und (0,3146, 0,6853, 0,5) in Einheitsgitterdimensionen. Die Beziehungen zwischen der ω-Phase und der BCC-Matrix finden Sie im Zusatzmaterial. Am Beispiel einer [110]-Foliennormalen und einer [131]-Zonenachse sind die zusätzlichen Beugungspunkte für Zwillingsbildung und ω im Beugungsmuster in Abb. 2 dargestellt, wobei ihre Größe der Intensität entspricht. Die Zwillingsebene ist die Ebene der Spiegelsymmetrie zwischen den beiden Matrix- und Zwillingsfleckenpaaren () und (), die in Abb. 2(a) dargestellt sind. Abbildung 2(b) ist das simulierte Beugungsmuster mit den Punkten der ω-Phasenunterstruktur (hohle Kreise) in derselben Matrix und Ausrichtung. Es ist klar, dass sich die Verteilung der zusätzlichen Flecken von der der Zwillingsflecken unterscheidet, obwohl es gemeinsame Flecken gibt, wie durch schattierte blaue Kreise angedeutet. Daher kann die schockinduzierte Unterstruktur anhand des in Abb. 2 (c) gezeigten Elektronenbeugungsmusters (Foliennormale = [123] und Zonenachse als [101]) identifiziert werden. Die Unterschiede zwischen bcc, Zwillingsbildung und ω sind klar und die Strukturen können leicht identifiziert werden. Es überrascht nicht, dass die Flecken, die die ω- und Zwillingsstrukturen gemeinsam haben, am hellsten erscheinen, was auf ein gewisses Maß an Koexistenz schließen lässt.

Beugungsmuster der Foliennormalen [110] und der Zonenachsen [131].

(a) Simulierte Zwillingsflecken (hohle Kreise und tiefgestelltes t), (b) Simulierte Omega-Phasenflecken (rote hohle Kreise). Größere blaue Kreise entsprechen gemeinsamen Beugungsflecken. (c) Experimentelles Beugungsmuster.

Die in unserem Experiment beobachteten Substrukturen treten nach einem Puls mit einer Dauer von ~3,7 ns auf, 1/500 der von Hsiung und Lassila5,6,7,8 verwendeten. Abbildung 3 zeigt die TEM-Dunkelfeldaufnahmen für drei verschiedene Ausrichtungen: [110], [111], [123]. Die entsprechenden Schussenergien und Folientiefen für jede Ausrichtung betragen: [110] 625 J bei ~200 μm unter dem Boden des Kraters; [111] 661 J bei 245 μm unter dem Boden des Kraters und [123] 633 J bei 200 μm unter dem Boden des Kraters. Aus den LASNEX-Simulationsergebnissen geht hervor, dass der entsprechende Druck an dieser Position ~71 GPa beträgt. Die Kreise in den eingefügten Beugungsmustern zeigen die für Dunkelfeldbilder verwendeten Punkte an. Mit der Simulationssoftware kann das Matrixbeugungsmuster identifiziert und durch Zone <131> für [110], Zone <113> für [111] und Zone <011> für [123] monokristallines Tantal angezeigt werden.

Dunkelfeld-TEM-Bilder, die die ω-Phase (helle Bereiche) in (a) [110] monokristallinem Ta zeigen, angetriebene Energie von 625 J (Folie bei 200 μm unter dem Krater, entsprechend einem Druck von ~71 GPa); (b) [111] monokristalline Ta-getriebene Energie von 661 J (Folie bei 245 μm unter dem Krater, entsprechend einem Druck von ~71 GPa); (c) [123] monokristalline Ta-getriebene Energie von 633 J.

Für einen nominalen Schuss von 650 J bei 200 μm unter dem Krater beträgt der entsprechende Druck ~71 GPa.

Vergleicht man die Morphologie der Phase und die Beugungsmuster mit den Ergebnissen von Hsiung und Lassila5,6,7,8, kann man schlussfolgern, dass es sich bei der Unterstruktur um die ω-Phase handelt. Die planaren Grenzen der ω-Phase legen nahe, dass die Grenzflächenenergie eine wichtige Rolle spielt; Es scheint einen Prozess minimaler Energie bei bestimmten Orientierungen zu geben, ein häufiges Phänomen bei Phasengrenzen. Die ω-Domänen haben eine laterale Abmessung von ~ 0,2–0,4 μm (Abb. 3 (a, b)). Diese Platten sind in [123] monokristallinem Ta kürzer und blockiger (Abb. 3 (c)). Hsiung und Lassila5,6,7,8 beobachteten auch die Bildung einer zickzackförmigen ω-Phase, die ihrer Meinung nach auf die Koaleszenz von Omega-Blöcken derselben Variante zurückzuführen war. Diese facettierten Korngrenzen sind charakteristisch für massive Umwandlungen, bei denen sich die Grenze durch einen Diffusionsprozess bewegt, obwohl die Zusammensetzung von Produkt und Ausgangsphase identisch ist. Massive Umwandlungen werden seit den fünfziger Jahren untersucht (z. B. Massalski9) und können auch in reinen Elementen auftreten und sind nicht auf Legierungen beschränkt. Die hier beobachteten Facetten sind denen von Aaronson10 sehr ähnlich.

Elektronenrückstreubeugung und Polfigurenanalyse der experimentellen Ergebnisse von Florando et al.11 zeigen, dass Zwillinge in [110]- und [123]-orientierten Einkristallen relativ günstiger auftreten. Der Volumenanteil von ω in diesen drei Ausrichtungen kann auch aus den in Abb. 3 gezeigten TEM-Bildern berechnet werden. Die Scherkomponente (deviatorische Komponente) der Spannung ist signifikant und, da die Alpha-zu-ω-Transformation eine Neuordnung erfordert, ziemlich wahrscheinlich dass die Scherkomponente der Spannung zur Transformation beiträgt. Es wurde festgestellt, dass Scherspannungen einen erheblichen Einfluss auf Reaktionen und Phasenübergänge haben. Dies wurde zuerst von Bridgman12 und später von Teller13 erkannt. Enikolopian14 untersuchte systematisch den Effekt in Polymeren und Chen et al.15 zeigten, dass der Schwellendruck für die exotherme Reaktion zwischen Ti- und Si-Pulvern durch die Überlagerung von Scherspannungen deutlich verringert wurde. Bei der Stoßkompression ist die Scherkomponente sehr wichtig und es ergibt sich folgendes Verhältnis zwischen Scherspannung (τmax) und Druck (p):

Für Tantal ergibt der Nulldruck C11 = 260,9 GPa und C12 = 165,2 GPa (Sang et al.4) ein Verhältnis von 0,49. Wenn eine plastische Verformung und/oder eine Scherumwandlung stattfindet, verringert sich dieser Wert. Auch dieser Wert weist eine Druckabhängigkeit auf.

Die Beziehung zwischen Phasenumwandlungsanteil und Kristallorientierung kann anhand der Scherspannung erklärt werden, die auf die Ebenen ({112}) und Richtungen ([111]) der an der Bildung der ω-Phase beteiligten Umordnungen wirkt. Die Scherspannung kann mit dem von Lu16 beschriebenen Verfahren berechnet werden. Der Zustand der einachsigen Dehnung bei Stoßkompression wird durch den Tensor dargestellt, der nur eine Komponente ungleich Null enthält:

Die Spannungen können aus den Dehnungen durch das verallgemeinerte Hookesche Gesetz berechnet werden:

wobei Cijkl die elastische Steifigkeitsmatrix ist. Diese Matrix bezieht sich auf einen orthogonalen Rahmen mit den Achsen [100], [010] und [001]. Um die aufgelösten Scherspannungen für die anderen Stoßkompressionsrichtungen zu erhalten, muss der Steifigkeitstensor gemäß dem folgenden Transformationsgesetz in das entsprechende Koordinatensystem transformiert werden, wobei die lij die Richtungskosinusse sind, die das neue mit dem alten Koordinatensystem in Beziehung setzen .

Die aus TEM-Aufnahmen gemessenen Transformationsanteile für die vier Stoßkompressionsrichtungen betragen in absteigender Reihenfolge: [110]:0,59; [123]:0,34; [111]:0,24; und [001]: <0,05. Der letztgenannte Transformationsanteil war äußerst gering und lokalisiert. Die maximal aufgelöste Scherspannung für das am besten ausgerichtete {112}[111]-System beträgt: [123]:68,1; [110]:63,9; [110]:51,7 und [001]:50. Die Spannungseinheiten sind ε33GPa und daher muss für jeden Druck die entsprechende Dehnung aus den Rankine-Hugoniot-Beziehungen berechnet und dann in den Ausdruck eingesetzt werden. Die [123]-Orientierung hat die höchste Scherspannung, 0,69 ε33 GPa, und entspricht dem zweithöchsten transformierten Anteil, 0,34, während [001] die niedrigste aufgelöste Scherspannung, 0,50, aufweist und nur einen kleinen Anteil der Phasenumwandlung zeigt, die nicht möglich war in einer früheren Studie quantifiziert werden17. Somit scheint die Scherspannung im {112}[111]-System eine wichtige Rolle zu spielen. Die Umwandlung wurde auch in Polykristallen mit Korngrößen im Mikrometerbereich beobachtet5,6,7,8, jedoch nicht in Nanokristallen18, was darauf hindeutet, dass auch von der Korngröße abhängige Verformungsmechanismen eine starke Rolle spielen könnten. Zu diesem Zeitpunkt konnten jedoch keine Eins-zu-Eins-Übereinstimmungen gefunden werden.

Molekulardynamiksimulationen von geschockten [110]-Tantal-Einkristallen zeigten auch eine bcc-hexagonale Phasenumwandlung oberhalb eines Schwellendrucks von 75 GPa und einer entsprechenden Scherspannung von 13 GPa. Simulationen nutzten ein kürzlich entwickeltes EAM-Potenzial für Ta19. Interessanterweise wurde das Potenzial entwickelt, die Anwendbarkeit auf hohen Druck ohne Fest-Fest-Phasenübergänge auszudehnen, wobei explizit gezeigt wurde, dass die bcc-hcp-Enthalpiebarriere bei einem angelegten hydrostatischen Druck bis zu 460 GPa negativ ist20. Andere Arbeiten, die dieses Potenzial nutzen, haben einen solchen Phasenwechsel nicht einmal entlang bevorzugter Richtungen gezeigt21,22,23. Dies steht im Einklang mit DFT-Simulationen, die keine Übergänge der freien Energie zeigen, wenn der hydrostatische Druck erhöht wird2,24.

Ein erheblicher Volumenanteil hexagonaler Cluster unmittelbar im Anschluss an die Schockfront ist in Abb. 4 (a) zu sehen. Die Cluster entstehen häufig in der Nähe von Zwillingsgrenzen und scheinen an Zwillings-Zwillings-Schnittpunkten häufig vorzukommen. Ihre Größe variiert zwischen 10 und 500 Atomen und erreicht einen Durchmesser von wenigen Nanometern. Ein Beispiel für einen großen Cluster ist in Abb. 4 (b, c) zu sehen, die die Van-der-Waals-Atomradiuspackung bzw. die hexagonale Bindung zeigt. Die Identifizierung der hexagonalen Struktur wurde durch die adaptive Common-Neighbor-Analyse25 ermöglicht, eine Methode, die zur Unterscheidung von Komponenten von Mehrphasensystemen durch einen iterativ definierten Cutoff-Parameter geeignet ist. Abbildung 4(d) zeigt eine Orientierungsbildkarte des Schocks. Die ursprüngliche Kristallorientierung, [110], ist grün gefärbt und Zwillinge sind rot gefärbt, nahe <100>-Orientierungen. Die Stoßfront enthält eine höhere Anzahl an Zwillingen und ein größeres Volumen der hexagonalen Phase im Vergleich zu dem Material weiter hinter der Stoßfront. Es kann vermutet werden, dass Entzwillingungen und stoßinduzierte Versetzungen eine wesentliche Rolle für die Stabilität und den verbleibenden Volumenanteil der hexagonalen Phase spielen könnten.

Molekulardynamiksimulation eines geschockten [110]-Tantalkristalls bei einer Teilchengeschwindigkeit von 1,1 km/s (Stoßdruck nahe 120 GPa).

(a) Hexagonale Phase, gefiltert durch die adaptive Common-Neighbor-Analyse25 und gefärbt nach der Anzahl der Nachbarn. Nahaufnahmen eines hexagonalen Clusters bestehend aus fast 500 Atomen, die (b) Packung und (c) Bindung zeigen (Bildgebung von Ovito35). (d) Orientierungsbildkarte, wobei Grün der <110>-Richtung und Rot der <100>-Richtung entspricht (Bildgebung über MD_render36, implementiert in SPaSM37).

Wir berichten über die Beobachtung einer Omega-Phasenumwandlung (hexagonal) in raumzentriertem Tantal oberhalb eines Schwellendrucks von 70 GPa innerhalb von 3,7 ns. Der Transformationsdruck ist fast um den Faktor zwei höher und die Zeit um den Faktor 500 niedriger als frühere Beobachtungen von Hsiung und Lassila5,6,7,8, (45 GPa bei tp ~1,8 μs). Die Beziehung zwischen Schockzeit und Transformationsdruck ist analog zu den kinetischen Einschränkungen für die bcc-fcc-Phasenänderung in Eisen, die sich bei höheren Dehnungsraten von 13 GPa auf 20–35 GPa verschiebt26,27,28,29.

Im Gegensatz zu den aktuellen Ergebnissen zeigen Berechnungen für den hydrostatischen Druck, dass der Energieunterschied zwischen der ω- und der β-Phase (BCC) mit dem Druck zunimmt2,24. Dies weist auf die wesentliche Rolle der mit dem Druck verbundenen Scherspannungen bei der Umwandlung hin.

Molekulardynamiksimulationen zeigen die Bildung hexagonaler Transformationsknoten im Nanometerbereich, die mit einer erheblichen Scherverformung im Gitter einhergehen. Die Bedeutung von Scherspannungen wird in den MD-Simulationen bestätigt, bei denen hydrostatische Kompression allein die Transformation nicht bewirken kann.

Reines monokristallines Tantal mit den vier Orientierungen [001], [110], [111] und [123] wurde von MarkeTech Intl, Inc. in zylindrischen Proben mit Abmessungen von 3 mm Durchmesser und 3 mm Höhe erhalten. Die von der Evans Analytical Group in Ta gemessenen interstitiellen Verunreinigungen (Gewichts-ppm) sind O: <10, N: <10, H: 7,6 und C: <10. Die Laserwiederherstellungsexperimente wurden im Labor für Laserenergetik der Universität Rochester (Omega Facility) durchgeführt. Der Versuchsaufbau wurde zuvor zur Gewinnung kubisch flächenzentrierter Metalle getestet30,31,32,33,29 und wird an anderer Stelle ausführlich beschrieben16,17,18. Das Zielpaket besteht aus einer mit Silica-Aerogel gefüllten Kapsel, die nach der Laserschockkomprimierung als Verzögerungsmedium für das Tantal-Zielpaket fungiert (Abb. 1(a)). Die zylindrischen Tantal-Einkristall-Targets, wie in Abb. 1b detailliert dargestellt, wurden hinter einer Tantal-Unterlegscheibe platziert und durch eine Ta-Impulsfalle unterstützt, um reflektierte Zugwellen zu minimieren. VISAR-Experimente (Velocity Interferometer System for Any Reflector) des Antriebs wurden an Kalibrierungsproben von Al-LiF durchgeführt. Daten zur Grenzflächengeschwindigkeit ermöglichten die Ableitung des Drucks über die Zeit unterschiedlicher Belastungsbedingungen und dienten als anschließende Eingabe für hydrodynamische Simulationen mit 1-D-LASNEX. Basierend auf den VISAR-Daten und hydrodynamischen Berechnungen kann das Druckabfallprofil als Funktion der Energie mit ziemlicher Sicherheit ermittelt werden. Für eine Eingangsenergie von 684 J ist der vorhergesagte Zerfall in Abb. 1 (c) dargestellt.

Die geschockten Ziele wurden mit einem Rasterelektronenmikroskop (Phillips XL30 ESEM) und einem Transmissionselektronenmikroskop (Tecnai F20, betrieben bei 200 kV) untersucht. Folien für die Transmissionselektronenmikroskopie (TEM) wurden hauptsächlich mit Techniken des fokussierten Ionenstrahls (FIB; Hitach NB-5000 FIB-SEM) hergestellt, da das Elektropolieren der folgenden drei Ausrichtungen Schwierigkeiten bereitete: [110], [111] und [123]. Die für FIB vorbereiteten Proben wurden in zwei Hälften geschnitten und in Epoxidharz eingebettet. Die Querschnitte wurden mit Al2O3-Paste mechanisch bis auf 0,05 μm poliert und für das FIB-Fräsverfahren mit einer dünnen Ir-Schicht überzogen. Die FIB-Proben verliefen senkrecht zur Stoßausbreitungsrichtung, parallel zur Oberfläche der Ta-Proben und hatten eine Dicke von 50–100 nm. Dieses Schneidverfahren und die Ausrichtung bieten zwei Vorteile: (1) Die geschnittenen Proben haben eine bekannte Ausrichtung; (2) Aus VISAR- und Rechenergebnissen kann der Druck als Funktion der Tiefe berechnet und somit genau auf der Folienebene ermittelt werden. Der Druckabfall wird unabhängig von der Orientierung angenommen. Daher beträgt der Druck für die [110]-monokristalline Ta-Probe, die einem laserinduzierten Stoßimpuls von 625 J ausgesetzt wurde, in einem Abstand von 200 μm unter dem Krater (Kratertiefe beträgt etwa 166 μm) etwa 71 GPa.

Molekulardynamiksimulationen wurden mit dem LAMMPS-Paket34 durchgeführt, wobei die Stoßwelle von einem gefrorenen Kolben angetrieben wurde.

Zitierweise für diesen Artikel: Lu, C.-H. et al. Phasenumwandlung in Tantal unter extremer Laserverformung. Wissenschaft. Rep. 5, 15064; doi: 10.1038/srep15064 (2015).

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Referenzen herunterladen

Diese Forschung wird durch den UC Research Laboratories Grant (09-LR-06-118456-MEYM) und den National Laser Users Facility (NLUF) Grant (PE-FG52-09NA-29043) finanziert. Die Elektronenmikroskopie wurde in der SHaRE User Facility durchgeführt, die im Oak Ridge National Laboratory von der Division of Scientific User Facilities des US-Energieministeriums gesponsert wird. Wir danken für die Nutzung der UCSD Cryo-Electron Microscopy Facility, die durch NIH-Zuschüsse an Dr. Timothy S. Baker und eine Schenkung des Agouron Institute an UCSD unterstützt wird. Die Rechenressourcen wurden vom DOE Office of Science und Office of Advanced Scientific Computing (ASCR) über das Exascale Co-design Center for Materials in Extreme Environments unterstützt.

University of California, San Diego, La Jolla, 92093, CA, USA

CH. Lu, EN Hahn & MA Meyers

Lawrence Livermore National Laboratory, Livermore, 94550, CA, USA

BA Remington & BR Maddox

Fakultät für Exakte und Naturwissenschaften, Nationale Universität Cuyo, Mendoza, 5500, Argentinien

IN Bringa

CONICET, Mendoza, 5500, Argentinien

IN Bringa

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MAM und BAR haben das Projekt vorgeschlagen und alle Arbeiten überwacht. CHL, BM und BAR ermöglichten die experimentellen Tests und führten sie durch. ENH und EMB haben die Simulationen abgeschlossen. CHL, ENH und MAM haben die Zahlen erstellt. Alle Autoren trugen zu den Diskussionen des Papiers bei.

Die Autoren geben an, dass keine konkurrierenden finanziellen Interessen bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Lu, CH., Hahn, E., Remington, B. et al. Phasenumwandlung in Tantal unter extremer Laserverformung. Sci Rep 5, 15064 (2015). https://doi.org/10.1038/srep15064

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Eingegangen: 10. August 2015

Angenommen: 7. September 2015

Veröffentlicht: 19. Oktober 2015

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

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