X | Caja Co., Ltd del grafito de Nanning

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 13796 (2023) Citar este artículo

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Durante el siglo pasado, comprender la naturaleza de la compresión por choque de la materia condensada ha sido un tema importante. Hace unos 20 años, un láser de femtosegundo surgió como un nuevo factor de shock. A diferencia de las ondas de choque convencionales, una onda de choque impulsada por láser de femtosegundo crea microestructuras únicas en los materiales. Por tanto, las propiedades de esta onda de choque pueden ser diferentes a las de las ondas de choque convencionales. Sin embargo, nunca se ha dilucidado el comportamiento de la red bajo compresión de choque impulsada por láser de femtosegundo. Aquí informamos el comportamiento de la red ultrarrápida en hierro impactado por la irradiación directa de un pulso láser de femtosegundo, diagnosticado mediante difracción de láser de electrones libres de rayos X. Descubrimos que el estado de compresión inicial causado por la onda de choque impulsada por láser de femtosegundo es el mismo que el causado por las ondas de choque convencionales. También encontramos, por primera vez experimentalmente, la desviación temporal de los picos de tensión y ondas de deformación predichos teóricamente. Además, la existencia de un pico de onda plástica entre los picos de las ondas de tensión y deformación es un hallazgo nuevo que no se ha predicho ni siquiera teóricamente. Nuestros hallazgos abrirán nuevas vías para diseñar materiales novedosos que combinen resistencia y dureza en una relación de compensación.

Los estados altamente comprimidos a través de ondas de choque han sido esenciales para comprender diversos fenómenos, como la síntesis de materiales1 y su fortalecimiento2, los impactos de alta velocidad3, la formación de planetas4 y la fusión por confinamiento inercial5. Las propiedades de los materiales, como las mecánicas, ópticas, eléctricas y magnéticas, cambian drásticamente en una escala de tiempo ultracorta cuando se someten a una compresión de choque6,7. Estos estudios han utilizado principalmente explosivos, impactos de placas y láseres de alta potencia como impulsores de choque, principalmente porque dichos impulsores de choque pueden crear transitoriamente un estado de choque termodinámicamente estable y térmicamente equilibrado, es decir, el estado Hugoniot8,9 en el material.

El láser de femtosegundo es una herramienta accionada por choque relativamente nueva que se utiliza desde hace unos 20 años10,11,12,13. La irradiación directa con láser de femtosegundo de una fina película de aluminio produce una presión de choque de 100 a 300 GPa, dependiendo de la intensidad del láser, estimada bajo el supuesto del estado Hugoniot13. La onda de choque impulsada por láser de femtosegundo en el metal provoca deformación plástica y, si el material tiene fases de alta presión, transición de fase de alta presión, dejando rastros únicos, como estructuras de dislocación únicas14,15 y la fase de alta presión del hierro16 que no se puede obtenido mediante técnicas de compresión convencionales. Además, la deformación plástica inducida por la irradiación directa de metales con láser de femtosegundo se ha aplicado para fortalecer los metales como una nueva técnica de granallado con láser sin ninguna capa de sacrificio en condiciones atmosféricas, denominada granallado con láser seco (DLP)17,18, mientras que las técnicas de granallado con láser convencionales El uso de láseres pulsados de nanosegundos requiere superposiciones de sacrificio, como recubrimientos protectores y medios de confinamiento de plasma19,20,21.

Las características de la onda de choque impulsada por láser de femtosegundo, como el perfil de choque y la presión máxima, se han diagnosticado experimentalmente utilizando esquemas de sonda y bomba ultrarrápida10,11,12,13,22, como la interferometría ultrarrápida y la elipsometría dinámica ultrarrápida. Los estudios existentes, excepto el estudio de Evans13, han utilizado un esquema de confinamiento de plasma, es decir, el láser de bomba pasa a través del sustrato de vidrio e irradia la delgada película metálica depositada sobre el sustrato de vidrio, y el láser de sonda irradia la superficie libre de la película. Aunque este esquema genera una onda de choque y sus características se han estudiado exhaustivamente10,11,12, existe la preocupación de que los electrones e iones expulsados del metal durante la etapa inicial de la irradiación con láser de femtosegundo puedan afectar la formación de choque debido al precalentamiento o al plasma. expansión porque la superficie metálica irradiada con láser es la interfaz con el sustrato de vidrio y los electrones e iones expulsados están confinados en la interfaz23,24,25,26. Evans y cols. midieron el comportamiento ultrarrápido de la parte posterior del metal cuando el láser de la bomba se irradió a la superficie libre del metal e informaron que era impulsado por una presión de choque de 100 a 300 GPa asumiendo el estado Hugoniot13. Sin embargo, no está claro si la onda de choque impulsada por la irradiación directa con láser de femtosegundo es aplicable en el estado Hugoniot. Además, las técnicas interferométricas y espectroscópicas ultrarrápidas pueden proporcionar información sobre el comportamiento ultrarrápido de ondas impulsadas por láser a partir de desplazamientos de orden nanométrico con resolución temporal de picosegundos10,11,12,13,22. Sin embargo, no pueden proporcionar información directa sobre el comportamiento a nivel de la red, lo cual es fundamental para comprender el comportamiento elastoplástico y de transición de fase bajo compresión por choque27,28,29,30.

La difracción de rayos X (DRX) resuelta en el tiempo combinada con descargas impulsadas por láser se ha utilizado ampliamente para observar el comportamiento rápido de la red31,32,33,34. Los rayos X del plasma producido con láser se han utilizado principalmente para estudiar el comportamiento de la red, como las transiciones de fase estructurales. La duración del pulso del láser suele ser inferior a nanosegundos o más para producir un alto flujo de rayos X, lo que da como resultado una resolución temporal insuficiente para observar el comportamiento de la red con una resolución de picosegundos o femtosegundos. El láser de electrones libres de rayos X (XFEL) ha producido con éxito brillantes pulsos de rayos X de femtosegundos35,36. Combinando un XFEL con un pulso de láser óptico, es posible investigar fenómenos de choque con una resolución de femtosegundos30. El XFEL se ha utilizado para investigar estados de compresión de choque producidos por un pulso láser con una duración de pulso de menos de nanosegundos o más30,37,38,39. En este caso, la parte inicial del pulso láser genera el plasma, mientras que el resto del pulso láser mantiene el plasma estable mediante bremsstrahlung inverso, que empuja el material para formar una onda de choque constante, creando así un estado Hugoniot20. Sin embargo, en el caso de la irradiación directa con láser de femtosegundo, no hay interacción entre el plasma de ablación y el pulso láser, ya que la ablación se produce después de que todo el pulso láser se haya depositado en el material40. Por este motivo, las simulaciones han predicho que el mecanismo de formación de las ondas de choque es diferente al de las ondas de choque convencionales41. Debido a que la onda de choque impulsada por el láser de femtosegundo se comporta de manera diferente a las ondas de choque convencionales, se espera que se formen microestructuras únicas en los materiales mediante ondas de choque impulsadas por la irradiación directa del láser de femtosegundo. Sin embargo, el comportamiento reticular de los metales sometidos a una compresión de choque impulsada por esta irradiación directa con láser de femtosegundo nunca se ha investigado y sigue sin resolverse experimentalmente.

En este estudio, utilizamos el XFEL en SACLA36 para investigar el comportamiento de la red ultrarrápida en hierro irradiado directamente por un pulso láser de femtosegundo. Se eligió el hierro como material de referencia para evaluar las propiedades de las ondas de choque impulsadas por la irradiación directa con láser de femtosegundo, porque el hierro es un material importante en los campos industrial y geocientífico y su comportamiento bajo compresión de choque convencional se ha estudiado exhaustivamente33,38,42,43. 44,45,46,47,48,49,50,51,52,53.

Como material objetivo se utilizó hierro policristalino con una pureza del 99,99% (Kojundo Chemical Laboratory Co., Ltd., 10 x 10 mm, 1 mm de espesor). Se recoció a 1123 K a baja presión de 10–2–10–3 Pa durante 1 h para eliminar la tensión residual, y luego se le dio un acabado espejo a su superficie con sílice coloidal. Se midió que el tamaño medio de grano del hierro recocido era de 63 µm utilizando el método de difracción por retrodispersión de electrones.

El experimento de bomba-sonda se realizó en la escotilla experimental EH3 en la línea de luz BL3 de SACLA35. La Figura 1 muestra una ilustración esquemática de la configuración experimental. Los pulsos láser de bombeo con una longitud de onda de 800 nm, una duración del pulso de 43 fs, una energía del pulso de 60 mJ y una relación de contraste de 10–6 (Coherent Inc., Hidra-100) irradiaron la superficie objetivo con un diámetro de punto de 600 µm. , correspondiente a una intensidad promedio de 4,9 × 1014 W/cm2, que es casi la misma que la intensidad del tratamiento de procesamiento de choque con láser de femtosegundo14,15,16,17,18. El frente de choque se propaga hacia el material normal a la superficie. Los pulsos XFEL con una duración de 10 fs y una energía de fotón de 10 keV con una dispersión de energía de 5 × 10–3 irradiaron la muestra mientras mantenían la superposición espacial con el láser de bomba. El ángulo de mirada entre el haz XFEL y la superficie del objetivo fue de 20°, mientras que el láser de bombeo irradió el objetivo con una incidencia normal. El haz XFEL se cortó con una hendidura de 70 μm (vertical) × 300 μm (horizontal). Por lo tanto, el área de irradiación XFEL sobre la superficie de la muestra es de 204 μm × 300 μm, lo que encaja dentro del área de irradiación con láser de bomba de ϕ 600 μm. La superposición espacial entre los láseres de bomba y de sonda se aseguró mediante el uso de un Ce:YAG, que emite fluorescencia tanto para los láseres de bomba como para los de sonda. El tiempo 0 se ajustó usando la línea de retardo óptico del láser de femtosegundo de modo que el tiempo de la fluorescencia generada por la irradiación XFEL de Ce:YAG se ubicó en el aumento de la fluorescencia generada por la irradiación con láser de femtosegundo de Ce:YAG. Los pulsos XFEL y del láser de bombeo se sincronizaron en el tiempo con una fluctuación de subpicosegundos entre disparos. El tiempo de retardo τ del pulso XFEL del pulso láser de femtosegundo se varió utilizando una línea de retardo óptica a lo largo de la trayectoria del láser óptico. La profundidad de la sonda de rayos X de 10 keV desde la superficie fue de 1,12 μm. Se colocó un detector bidimensional de dispositivo de carga acoplada multipuerto (MPCCD) de modo que la línea normal desde el centro cruzara el punto del pulso láser de bombeo en el objetivo. Los patrones XRD de disparo a disparo se registraron utilizando el MPCCD. El ángulo entre el XFEL incidente y la línea normal del detector fue de 36°. La distancia entre el punto y el detector, calibrada con un objetivo de oro, fue de 138,02 mm.

Ilustración esquemática de la configuración experimental de la bomba láser óptica de femtosegundo y la sonda XFEL. (a) Se enfoca un pulso de bomba láser sobre el punto de 600 µm de diámetro en la superficie del hierro. Un pulso XFEL irradia la muestra manteniendo una superposición espacial con el láser de bomba. Los patrones XRD de disparo a disparo se registran con un detector MPCCD bidimensional. (b) La superficie de la muestra es casi paralela al plano bcc (110) del hierro con una estructura bcc. La dirección de propagación del choque es perpendicular al plano bcc (110), por lo que la tensión σ se aplica perpendicular al plano. El haz de rayos X difractado desde el plano comprimido con el espaciamiento de la red d se registra en un ángulo mayor que el del plano no perturbado con el espaciamiento de la red inicial d0, donde la deformación elástica de compresión εe se expresa por εe = (d0 – d) /d0.

Se realizó microscopía electrónica de transmisión (TEM: JEM-2010; JEOL) con un voltaje de aceleración de 200 kV en hierro impactado con láser de femtosegundo para observar su microestructura y defectos de la red, como dislocaciones. Para realizar TEM, se extrajo una pequeña pieza de la sección transversal de la superficie del hierro y se redujo su espesor utilizando un haz de iones Ga+ enfocado de 30 keV (FB-2000A; HITACHI). La superficie de la muestra se cubrió con tungsteno antes de la fabricación para evitar daños por bombardeo con haces de iones. La densidad de dislocaciones se estimó cuantitativamente utilizando la ecuación de Ham ρ = 2N/Lt, donde ρ es la densidad de dislocaciones, N es el número de intersecciones entre las líneas de dislocaciones y las líneas de la cuadrícula dibujadas en la micrografía TEM, L es la longitud total de las líneas de la cuadrícula, y t es el espesor de la muestra TEM54.

Las figuras 2a a f muestran los patrones de difracción típicos registrados en diferentes tiempos de retardo. La dirección vertical en la figura representa el ángulo en la dirección 2θ, y la dirección circunferencial del anillo de difracción representa el ángulo en la dirección azimutal δ. La Figura 2a muestra el patrón imperturbado registrado antes de la irradiación con láser de bomba. Se observó un claro anillo de Debye-Scherrer, que indica el pico de Bragg para el plano (110) de hierro con una estructura cúbica centrada en el cuerpo (bcc) a 35,62°. El anillo se ensanchó ligeramente a τ = 10 ps (Fig. 2b). En la Fig. 2c, el perfil de este anillo permaneció igual incluso en τ = 50 ps. Sin embargo, se observó un aumento de la intensidad de la línea de base en la región de ángulo más alto del pico de Bragg inicial, que se convirtió en un pico distinto después de τ = 70 ps (Fig. 2d a f). Posteriormente, el pico cambia a un ángulo de difracción más bajo a medida que aumenta el tiempo de retardo.

Patrones de difracción registrados en diferentes tiempos de retardo τ y los correspondientes perfiles unidimensionales. (a) El patrón imperturbado registrado antes de la irradiación con láser de bomba, en estado previo al choque. Un anillo claro de Debye-Scherrer indica el pico de Bragg para el plano (110) de hierro con una estructura bcc a 35,62°. (b) En τ = 10 ps, el anillo se vuelve ligeramente más ancho. (c) En τ = 50 ps, se observa un aumento en la intensidad de la línea de base en la región de ángulo mayor en relación con el pico de Bragg inicial. (d) En τ = 70 ps, aparece un nuevo pico prominente en la región del ángulo superior. (e) En τ = 150 ps, la intensidad del nuevo pico aumenta. (f) En τ = 500 ps, el pico se desplaza a un ángulo más bajo. Este nuevo pico indica el de Bragg para el plano bcc (110) comprimido. (a′–f′) son perfiles unidimensionales correspondientes a (a–f) donde los patrones XRD obtenidos en el detector bidimensional están integrados en intensidad en la dirección δ, 2θ se convierte en espaciado d usando λ = 2dsinθ relaciones, donde λ es la longitud de onda del XFEL, d es un espaciado d de una red, θ es el ángulo de Bragg y la intensidad está normalizada al valor máximo. (g) Perfiles unidimensionales para una serie de tiempos de retardo.

Los perfiles unidimensionales en cada tiempo de retardo se muestran en las figuras 2a' a f', correspondientes a los patrones bidimensionales mostrados en las figuras 2a a f, donde los patrones XRD obtenidos en el detector bidimensional están integrados en intensidad en el La dirección δ y 2θ se convierten en espaciado d usando la relación λ = 2dsinθ, donde λ es la longitud de onda del XFEL, d es un espaciado d de la red y θ es el ángulo de Bragg. Además, la intensidad se normaliza al valor máximo. El espaciado d del plano (110) aumenta ligeramente en τ = 10 ps. La intensidad del pico en el lado de compresión del plano (110) aumenta en τ = 50 ps. A medida que la intensidad aumenta con el tiempo, se transforma en un nuevo pico, que es el pico de Bragg para el plano bcc (110) comprimido por choque. Éste es el objetivo principal de nuestro análisis.

La Figura 2g muestra perfiles unidimensionales para una serie de tiempos de retraso. La intensidad del nuevo pico, que está significativamente comprimida en comparación con el pico inicial, es baja en τ = 50 ps, pero aumenta significativamente de τ = 150 ps a 700 ps y disminuye después de τ = 800 ps.

La Figura 3 muestra el espaciamiento de la red d del plano bcc (110) comprimido por choque y la correspondiente deformación elástica de compresión nominal εe = (d0 – d)/d0 en función del tiempo de retardo τ, donde d0 es el espaciamiento de la red inicial de 2,0268Å. La barra de error muestra el ancho total a la mitad del máximo (FWHM) en el perfil de ajuste. Tenga en cuenta que la dirección normal al plano de la red es casi paralela a la dirección de propagación del choque normal a la superficie. El espaciamiento de la red en la región impactada disminuye drásticamente a 1,88 Å en τ = 50 ps, correspondiente a una deformación elástica de compresión εe del 7,19%. En τ = 10 ps, el pico de la región impactada está ausente y se confirma la expansión de la red. Por lo tanto, la tasa de deformación elástica de compresión \({\dot{\varepsilon}}^\text{e}\) desde el estado inicial hasta 50 ps es 1,96 × 109 s−1.

Evolución temporal del espaciamiento de la red d y la correspondiente deformación elástica εe para un plano bcc (110) comprimido por choque. Se muestran el espaciado de la red d (puntos azules) y la correspondiente deformación elástica de compresión εe. Las barras de error para el espaciado de la red indican el ancho total a la mitad del máximo (FWHM) de los picos de Bragg para el plano bcc (110) comprimido por choque. El espaciado d aumenta en τ = 10 ps, presumiblemente debido a la expansión de la red causada por la rápida transferencia de energía de los electrones en el estado de mayor energía debido a la bremsstrahlung inversa a la red. El espaciamiento de la red disminuye drásticamente a 1,88 Å en τ = 50 ps, correspondiente a una deformación elástica εe del 7,19% a una tasa de deformación de compresión de 1,96 × 109 s−1. Después de τ = 50 ps, el espaciamiento de la red comienza a expandirse. La tasa de expansión es inicialmente alta (− 4,05 × 108 s−1 para 50 ps ≤ τ ≤ 150 ps), mientras que se vuelve moderada después de 150 ps (− 9,29 × 106 s−1 para 150 ps ≤ τ ≤ 1 ns). El FWHM, que refleja la plasticidad, aumenta entre τ = 50 ps y 150 ps y luego disminuye gradualmente.

Después de τ = 50 ps, el espaciamiento de la red en la región impactada comienza a expandirse. La tasa de expansión es inicialmente alta, pero se vuelve moderada después de τ = 150 ps. La tasa de deformación elástica correspondiente \({\dot{\varepsilon}}^\text{e}\) es − 4,05 × 108 s−1 de τ = 50 ps a 150 ps y − 9,29 × 106 s−1 después de τ = 150 ps. El ancho del pico aumenta de τ = 50 ps a 150 ps y luego disminuye gradualmente.

La Figura 4 muestra la imagen TEM del hierro comprimido por choque dentro de la profundidad de la sonda del pulso XFEL. Esta imagen muestra dislocaciones de alta densidad del orden de 1015 m-2, mientras que la densidad inicial es del orden de 1012 m-2, lo que indica que se está produciendo una deformación plástica severa.

Imagen de microscopio electrónico de transmisión de hierro comprimido por choque dentro de la profundidad de la sonda del pulso XFEL. La barra de escala tiene una longitud de 200 nm. Esta imagen muestra dislocaciones de alta densidad, que son el rastro de la deformación plástica. La densidad de dislocaciones estimada es del orden de 1015 m-2, mientras que la densidad inicial es del orden de 1012 m-2.

Se considera que el ligero aumento en el espaciado d del plano bcc (110) en τ = 10 ps se debe a la expansión de la red causada por la rápida transferencia de energía de los electrones en el estado de mayor energía debido a la bremsstrahlung inversa a la red24. 40.

La tensión bajo compresión elástica uniaxial se expresa como σx = (C11 + C12 + 2C44) εxe/2, donde x es la dirección de compresión, C11, C12 y C44 son la rigidez elástica y εxe es la deformación elástica a lo largo de la dirección de compresión. Suponiendo que el cambio drástico en τ = 50 ps se debe a la compresión elástica uniaxial como en la compresión de choque convencional, usando C11 = 233,1 GPa, C12 = 135,44 GPa y C44 = 117,83 GPa a 300 K55 y la deformación elástica compresiva εe de 7,19% a τ = 50 ps, la tensión σ cargada normal al plano bcc (110) es 21,7 GPa. Esto es casi dos órdenes de magnitud mayor que el límite elástico bajo compresión estática56. Para confirmar la validez del supuesto de compresión elástica uniaxial, este valor de σ se comparó con el límite elástico obtenido experimentalmente bajo deformación con alta tasa de deformación47. Para el hierro, la tensión precursora elástica máxima σE, que corresponde a la tensión al inicio de la deformación plástica, se midió hasta la tasa de deformación al inicio del flujo plástico \(\dot{\varepsilon }\) de 108 s−1 para obtener la relación σE – βd–1/2 = 2.3 × 10–3 \(\dot{\varepsilon }\) 0.43, donde β = 0.69 y d es el tamaño de grano47. El valor de σE = 23 GPa se obtuvo extrapolando la tasa de deformación \(\dot{\varepsilon }\) de 1,96 × 109 s−1 de τ = 10 ps a 50 ps obtenida en este experimento y sustituyendo d = 63 µm utilizado en este experimento. Estos dos valores coincidieron, lo que indica la idoneidad de la suposición inicial de que el cambio drástico en τ = 50 ps se debe a la compresión elástica uniaxial de la misma manera que la compresión de choque convencional.

Bajo compresión de choque convencional, la transición de fase del hierro bcc a hcp comienza en 13 GPa y termina en 20 GPa42,43,44,45,46,47,48,49,50,51,52,53. El espaciado d del plano (101) de la estructura hcp en el estado Hugoniot es 1,8825 Å a 13 GPa y 1,8648 Å a 20 GPa y el del plano (100) es 2,1405 Å a 13 GPa y 2,1205 Å a 20 GPa . Estos picos no se confirman en las figuras 2a' a f', lo que indica que la onda de choque impulsada por láser de femtosegundo no induce la fase de alta presión con la estructura hcp en esta escala de tiempo. El espaciado d del plano bcc (110) es 1,9828 Å a 13 GPa y 1,9643 Å a 20 GPa45. Estos valores concuerdan bien con los valores de espaciado d obtenidos en este experimento en τ = 1 ns y 150 ps, respectivamente. La disminución de la tasa de deformación de expansión elástica y la plasticidad de la estructura bcc después de 150 ps puede verse influenciada por la transición de fase de bcc a hcp. La lenta transición de fase del hierro de la estructura bcc a hcp, a pesar de su naturaleza no difusiva, sigue siendo un problema sin resolver. El tiempo de relajación de esta transición depende de la presión de choque, es decir, con un tiempo de relajación más largo a una presión de choque más baja, por ejemplo, aproximadamente 60 ns a 12 ns para una presión de choque de 17 GPa a 30 GPa44. Como la tensión máxima medida en este experimento fue de 21,7 GPa, la onda de choque requirió un tiempo de relajación de al menos 12 ns para completar la transición de fase de bcc a hcp. Por lo tanto, no se observaron picos de la estructura hcp durante esta medición, pero se pudieron observar más tarde.

El ancho del pico XRD refleja cualitativamente la cantidad de plasticidad o el número de defectos de la red, como las dislocaciones. El comportamiento del ancho del pico, que aumenta de τ = 50 ps a 150 ps y luego disminuye gradualmente, es consistente con la tendencia de plasticidad observada, que también aumenta de τ = 50 ps a 150 ps y luego disminuye gradualmente. Por lo tanto, el comportamiento de la red que se muestra en la Fig. 3 se puede interpretar de la siguiente manera. En τ = 50 ps, se introduce una compresión elástica uniaxial significativamente grande y muchos defectos de red, seguida de una rápida expansión elástica hasta τ = 150 ps y una expansión elástica gradual después de τ = 150 ps con una disminución en el número de defectos de red. . Este comportamiento es cualitativamente consistente con un informe confirmado experimentalmente de que un material comprimido por impacto se comporta inicialmente como un medio puramente elástico, lo que eventualmente conduce a una deformación plástica57,58,59.

La presión de choque necesaria para la nucleación homogénea de las dislocaciones detrás del frente de choque en el hierro es de 8,6 GPa7. La tensión elástica máxima de 21,7 GPa para la onda de choque impulsada por láser de femtosegundo estimada en este experimento fue suficientemente mayor que este valor para permitir la formación de la interfaz60 que permite una nucleación homogénea de dislocaciones detrás del frente de choque impulsado por láser de femtosegundo. Se estimó que la densidad de dislocaciones en la interfaz a una presión de choque de 21,7 GPa era 1,38 × 1016 m-2 (Información complementaria). La energía de deformación elástica μρb2/2 de las dislocaciones fue de 3,3 × 107 J/m3, donde μ es el módulo de corte y b es el vector de Burgers. Aquí, se comparan el estado comprimido más elásticamente en τ = 50 ps y el estado con el mayor ancho de pico en τ = 80 ps. Como las tensiones en τ = 50 ps y 80 ps fueron 21,7 GPa y 18 GPa y las deformaciones elásticas correspondientes fueron 7,19% y 5,29%, respectivamente, la diferencia en la energía de deformación elástica σε/2 fue 3,4 × 107 J/m3, lo que concuerda bien con el valor de la energía elástica de las dislocaciones. La energía de deformación almacenada por la gran compresión elástica a τ = 50 ps se usó para generar dislocaciones, que ocurrieron desde τ = 50 ps a 150 ps, lo que resultó en la formación de las dislocaciones de alta densidad restantes observadas en el hierro irradiado directamente con láser de femtosegundo dentro. la profundidad de la sonda del pulso XFEL, como se muestra en la Fig. 4, donde se estimó que la densidad de dislocación era del orden de 1015 m-2, mientras que la densidad inicial era del orden de 1012 m-2.

Los resultados experimentales muestran que bajo compresión de choque impulsada por láser de femtosegundo, la red estaba en un estado de compresión elástica uniaxial hasta τ = 50 ps, una compresión hidrostática elastoplástica o estado Hugoniot después de τ = 150 ps, y un estado intermedio entre τ = 50 ps y 150 ps. Este resultado concuerda bien con los resultados de simulación MD28, que muestran que cuando Cu fue sometido a ondas de choque con tiempos de subida de 0 y 50 ps, inicialmente estaba en un estado de compresión uniaxial en la dirección de propagación de la onda de choque (unidimensional). compresión), seguido de un estado de compresión hidrostática tridimensional para relajar la deformación de compresión uniaxial. Por lo tanto, el estado de compresión inicial causado por la onda de choque impulsada por la irradiación directa con láser de femtosegundo es el mismo que el causado por las ondas de choque convencionales.

Con base en estas observaciones, estimamos las deformaciones totales en el hierro comprimido para 0 < τ ≤ 1 ns. La deformación total εT se expresa como la suma de la deformación elástica εe y la deformación plástica εp, es decir, εT = εe + εp. En la región inicial antes de τ = 50 ps bajo compresión elástica uniaxial, εT = εe. Después de τ = 150 ps, \(\varepsilon^{{\text{T}}}\) se expresa como εT = 3εe debido al proceso isotrópico (Información complementaria). La tensión en τ = 50 ps incluía solo un componente elástico de 21,7 GPa. Como el material estaba en estado Hugoniot, se obtuvieron tensiones de 19 GPa a τ = 150 ps y 14 GPa a τ = 1 ns después de τ = 150 ps45.

La Figura 5 muestra la deformación elástica medida y el FWHM del pico de difracción, y la deformación y la tensión totales estimadas a partir de estos datos medidos en función del tiempo, es decir, la distribución temporal de las ondas elásticas, plásticas, de deformación y de tensión, respectivamente. El momento del valor máximo de la distribución temporal de cada onda es el más temprano para las ondas de esfuerzo y elásticas, seguido de la onda plástica y luego de la onda de deformación. Teóricamente se predijo61, pero aquí se muestra experimentalmente por primera vez, que los picos de las ondas de tensión y deformación divergen con el tiempo, ya que cuando el medio se somete a compresión o tensión se producen importantes procesos de disipación y dispersión. Además, el hecho de que el pico de la onda plástica se encuentre entre estos picos de onda de tensión y deformación es un hallazgo nuevo que nunca se ha predicho teóricamente. Los hallazgos de este estudio contribuyen a la comprensión de los complejos mecanismos de la mecánica bajo compresión de choque, como la anomalía de desintegración de precursores y la fluencia dinámica, que han permanecido sin respuesta durante los últimos 50 años57,58,59.

Evolución temporal de la deformación elástica medida (círculos negros y línea discontinua), deformación total estimada (línea continua), tensión estimada (línea roja) y FWHM de picos medidos (círculos y línea azules). El pico de la onda de tensión precede al pico de la onda plástica, como lo indica el ancho del pico del patrón de difracción, seguido por el pico de la onda de tensión. Aunque teóricamente se predijo que los picos de las ondas de tensión y deformación divergirían con el tiempo, esto no se ha informado experimentalmente. Además, es un hallazgo novedoso que el pico de la onda plástica se encuentre entre estas desviaciones, algo que nunca se había predicho ni siquiera teóricamente.

En resumen, utilizando mediciones de difracción XFEL, hemos demostrado con éxito el complejo comportamiento de la tensión, la deformación y la plasticidad en el hierro sometido a la onda de choque impulsada por la irradiación directa con láser de femtosegundo. No es posible determinar directamente a partir de los resultados de este estudio si estos comportamientos son exclusivos del material sometido a la onda de choque impulsada por láser de femtosegundo o si también pueden ser causados por la onda de choque convencional. Sin embargo, vale la pena investigar más a fondo, ya que estos comportamientos ultrarrápidos causados por ondas de choque convencionales no se habían informado antes. Después de τ = 150 ps, el material se encuentra en estado Hugoniot a pesar del proceso de expansión bajo compresión, lo que significa que puede haber otras ondas desconocidas ocultas. Por lo tanto, la onda de choque impulsada por láser de femtosegundo es una herramienta adecuada para investigar la naturaleza detrás y posiblemente dentro del frente de choque. Además, estas características pueden persistir en el material, lo que permite eventos únicos como DLP17,18 y extinción de fase de alta presión16 que no serían posibles con ondas de choque convencionales. Una mayor investigación sobre el comportamiento de la red bajo la compresión de choque impulsada por láser de femtosegundo abrirá nuevas vías para futuras aplicaciones de láseres de femtosegundo como impulsores de choque.

Los conjuntos de datos generados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a solicitud razonable.

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Descargar referencias

Los autores desean agradecer a Y. Kohmura, Y. Isshiki, R. Kashiwabara, N. Matsuyama, H. Uranishi, K. Nakatsuka, Y. Kondo, S. Iketani, Y. Sato, M. Yamashita, R. Shiraishi, M .Yoshida, R. Takekuma, Y. Mori, N. Egashira, Y. Komatsubara, S. Inoue, N. Asaoka, A. Higuchi, S. Fujisawa, M. Hotta, Y. Tanaka, Y. Nagai y los ingenieros Al personal de SACLA por su apoyo a los experimentos. También deseamos agradecer a J. Wark por sus útiles debates. Los experimentos XFEL se realizaron en el BL3 de SACLA con la aprobación del Instituto de Investigación de Radiación Sincrotrón de Japón (JASRI) (Propuestas Nos. 2012A8053, 2012B8048, 2021B8031 y 2022A8031). Este estudio fue financiado en parte por la subvención n.º JPMXS0118068348 del programa insignia MEXT Quantum Leap (MEXT Q-LEAP), la subvención JSPS KAKENHI n.º 19K22061 y 20H02048, el programa central a central de JSPS sobre la Alianza Internacional para la Ciencia de Materiales en Estados Extremos con Láser de Alta Potencia. y Programa de estrategia prioritaria de láser de electrones libres de rayos X (MEXT), la Fundación Amada, la Fundación Educativa Light Metal, Inc., la Fundación de Becas de Estudios Científicos de Osawa y la Fundación Mazak.

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Tomokazu Sano, Tomoki Matsuda, Akio Hirose, Mitsuru Ohata, Tomoyuki Terai, Tomoyuki Kakeshita, Toshimori Sekine, Kazuo A. Tanaka, Norimasa Ozaki y Ryosuke Kodama

SANKEN, Universidad de Osaka, Ibaraki, Osaka, 567-0047, Japón

Tomokazu Sano, Yuji Sano y Tomonao Hosokai

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Yuichi Inubushi, Takahiro Sato, Kohei Miyanishi, Makina Yabashi, Tadashi Togashi, Kensuke Tono y Toshinori Yabuuchi

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Kazuto Arakawa

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Yusuke Ito

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Takuo Okuchi

Escuela de Graduados en Ciencias e Ingeniería Avanzadas, Universidad de Hiroshima, Higashihiroshima, Hiroshima, 739-8511, Japón

Tomoko Sato

Centro de Investigación Avanzada en Ciencia y Tecnología de Alta Presión, Shanghai, 201203, China

Toshimori Sekine

Instituto de Nanomateriales Industriales, Universidad de Kumamoto, Kumamoto, 860-8555, Japón

Tsutomu Mashimo

Instituto Kansai de Ciencia Fotónica (KPSI), Institutos Nacionales de Ciencia y Tecnología Cuánticas (QST), Kizugawa, Kyoto, 619-0215, Japón

Nobuhiko Nakanii

Escuela de Graduados en Ciencias, Universidad Metropolitana de Osaka, Osaka, 558-8585, Japón

Yusuke Seto

Escuela de Graduados en Ingeniería, Universidad de Tohoku, Miyagi, 980-8579, Japón

Masaya Shigeta

Sector de Investigación en Ciencias Nucleares, Organismo de Energía Atómica del Japón, Sayo, Hyogo, 679-5148, Japón

Takahisa Shobu

Instituto de Ciencias Moleculares, Institutos Nacionales de Ciencias Naturales, Okazaki, 444-8585, Japón

Yuji Sano

Toshiba Energy Systems & Solutions Corporation, Kawasaki, Kanagawa, 212-0013, Japón

Yuji Sano

Instituto de Iniciativas de Investigación Abiertas y Transdisciplinarias, Universidad de Osaka, Suita, Osaka, 565-0871, Japón

Takeshi Matsuoka

Instituto de Ingeniería Láser, Universidad de Osaka, Suita, Osaka, 565-0871, Japón

Kazuo A. Tanaka, Norimasa Ozaki y Ryosuke Kodama

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TS, TM, YI, TS, KMMY, TT, KT, OS, KA, YI, YT, TO, TS, TS, NN, YS, TS, YS, TH, TM, TY, KAT, NO y RK realizaron el experimento . TS, AH, MO, TT, TK, TS, TM y MS realizaron el trabajo teórico. Todos los autores discutieron los resultados y comentaron el manuscrito.

Correspondencia a Tomokazu Sano.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Sano, T., Matsuda, T., Hirose, A. et al. Observación con láser de electrones libres de rayos X del comportamiento de la red ultrarrápida bajo compresión de choque impulsada por láser de femtosegundo en hierro. Informe científico 13, 13796 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-40283-6

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Recibido: 07 de febrero de 2023

Aceptado: 08 de agosto de 2023

Publicado: 31 de agosto de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-40283-6

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