Materialsynthese bei terapaskalen statischen Drücken

Jun 05, 2023

Nature Band 605, Seiten 274–278 (2022)Diesen Artikel zitieren

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Theoretische Modellierungen sagen sehr ungewöhnliche Strukturen und Eigenschaften von Materialien bei extremen Druck- und Temperaturbedingungen voraus1,2. Bisher wurden ihre Synthese und Untersuchung oberhalb von 200 Gigapascal sowohl durch die technische Komplexität von Ultrahochdruckexperimenten als auch durch das Fehlen relevanter In-situ-Methoden der Materialanalyse behindert. Hier berichten wir über eine Methodik, die entwickelt wurde, um Experimente zur statischen Kompression im Terapascal-Bereich mit Lasererwärmung zu ermöglichen. Wir wenden diese Methode an, um Drücke von etwa 600 und 900 Gigapascal in einer laserbeheizten zweistufigen Diamant-Ambosszelle3 zu erzeugen, eine Rhenium-Stickstoff-Legierung herzustellen und die Synthese von Rheniumnitrid Re7N3 zu erreichen – was, wie unsere theoretische Analyse zeigt, nur 100 % beträgt stabil unter extremer Kompression. Die vollständige chemische und strukturelle Charakterisierung der Materialien, die mithilfe der Synchrotron-Einkristall-Röntgenbeugung an Mikrokristallen in situ durchgeführt wurde, zeigt die Fähigkeiten der Methode, die Hochdruckkristallographie auf den Terapaskalbereich auszudehnen.

Der Zustand der Materie wird stark durch Variationen in der chemischen Zusammensetzung und externen Parametern wie Druck und Temperatur beeinflusst, was eine Abstimmung der Materialeigenschaften ermöglicht. Dies führt zu verschiedenen Phänomenen, die für ein breites Spektrum wissenschaftlicher Disziplinen und technologischer Anwendungen relevant sind, vom grundlegenden Verständnis des Universums bis hin zum gezielten Design fortschrittlicher Materialien. Komprimierung erleichtert bekanntermaßen Metall-Isolator-Übergänge4, Supraleitung5 und neue „Super“-Zustände der Materie6. Jüngste Entwicklungen in der Diamantstempelzellentechnik und insbesondere die Erfindung zweistufiger und toroidaler Diamantstempelzellen (dsDACs und tDACs)3,7,8 haben Durchbrüche bei der Synthese von Materialien und der Untersuchung von Struktureigenschaften ermöglicht Beziehungen bei hohen und ultrahohen Drücken. Jüngste Beispiele sind die Entdeckung eines neuen Stickstoffallotrops9, bp-N, das ein Rätsel in unserem Verständnis des Hochdruckverhaltens von Elementen der Pniktogenfamilie löste, und die Synthese einer Vielzahl neuartiger Übergangsmetallnitride und -polynitride10,11. 12,13,14,15, darunter Metall-anorganische Gerüste11,15, eine neue Klasse von Verbindungen mit offenen porösen Strukturen bei Megabar-Kompression. Die Lösung und Verfeinerung der Kristallstrukturen von Festkörpern, die direkt aus Elementen in laserbeheizten konventionellen DACs10,11,12,13,14,15 bei Drücken von bis zu etwa zwei Megabar12,16 synthetisiert wurden, wurde dank der Synergie unserer beiden Fachkenntnisse möglich bei der Erzeugung von Drücken von mehreren Megabar3,17,18 (Einzelheiten siehe Abschnitt „Ergänzende Informationen“ „Kurzer Überblick über die zweistufige DAC-Technik (dsDAC)“) und bei der Einkristall-Röntgenbeugung (XRD) bei ultrahohen Drücken Pionierarbeit vor ein paar Jahren19,20. Da sich die Hochdruck-Hochtemperatur-Synthese zu einer etablierten Technik zur Materialentdeckung entwickelt hat, besteht seit langem der Wunsch, Untersuchungen auf den TPa-Bereich auszudehnen.

Hier berichten wir über eine Methodik für Hochdruck-Hochtemperatur-Syntheseexperimente, die die Grenzen der Hochdruckkristallographie auf den Terapascal-Bereich erweitert. Um die gewünschten Drücke zu erreichen, haben wir toroidale7,8 und zweistufige3,17,18 Ambossdesigns kombiniert. Eine Rhenium-Stickstoff-Legierung und Rheniumnitrid Re7N3 wurden in drei verschiedenen Experimenten im Re-N-System (Ergänzungstabelle 1) in einem laserbeheizten dsDAC synthetisiert. Ihre vollständige strukturelle und chemische Charakterisierung wurde in situ mittels Einkristall-XRD durchgeführt.

Die dsDACs wurden nach dem unten beschriebenen Verfahren hergestellt. Herkömmliche, einseitig abgeschrägte Diamantambosse vom Boehler-Almax-Typ mit 40 μm großen Kalets wurden mit einem fokussierten Ionenstrahl (FIB) gefräst, um ein toroidales Profil auf der Oberfläche des Kalets zu erzeugen und ein Miniaturkalett mit einem Durchmesser von etwa 10 μm zu formen in seiner Mitte (Extended Data Abb. 1). Als Dichtung verwendeten wir einen Streifen einer 200 μm dicken Re-Folie, der in wenigen Schritten vorgeprägt wurde. Der endgültige Eindruck mit einem Durchmesser von 10 μm (hergestellt unter Verwendung von Ambossen mit toroidförmigem Profil) hatte eine Dicke von etwa 4 μm (der Eindruckvorgang wird in der Legende zu Extended Data Abb. 1 ausführlich beschrieben). In der Mitte der Vertiefung wurde mithilfe von FIB oder einem eng fokussierten gepulsten Nahinfrarotlaser ein Loch mit einem Durchmesser von etwa 6 μm hergestellt, um eine Druckkammer zu bilden. Ein Schema der dsDAC-Baugruppe, montiert in einem BX-90 DAC21, der mit toroidalen Diamantambossen ausgestattet ist, ist in Abb. 1 der erweiterten Daten dargestellt. Um ein dsDAC-Design zu realisieren, wurden zwei transparente nanokristalline Diamanthalbkugeln17 aus einer einzigen Kugel mit einem FIB-gefräst Durchmesser von 12 bis 14 μm, wurden über der Spitze des 10 μm großen Kalets platziert (Extended Data Abb. 1, 2). Die Halbkugeln waren klein genug, um auf den ringförmigen Ambossen zu kleben, aber in einem Fall (dsDAC Nr. 2, Ergänzungstabelle 1) wurde Paraffinwachs verwendet, um sie zu befestigen. Einige Körner eines Rheniumpulvers (99,995 % Reinheit, Merck) wurden in die Druckkammer gegeben, die dann mit Stickstoff (N2) bei etwa 1,4 kbar unter Verwendung der Hochdruck-Gasbeladungsanlage22 am Bayerischen Geoinstitut (BGI) gefüllt wurde , Bayreuth, Deutschland), geschlossen und unter Druck gesetzt.

Nach dem Schließen der Zellen in den Druckkammern betrugen die Drücke etwa 50 bis 80 GPa (Extended Data Abb. 3); Die Drücke auf den primären Ambossen lagen unter 10 GPa, gemessen gemäß Referenzen. 23,24. Unsere Erfahrung legt nahe, dass die Zelle auf den primären Ambossen schnell auf etwa 40 GPa unter Druck gesetzt werden sollte, um Stickstoffverluste zu vermeiden. Das Vorhandensein von Stickstoff kann an N2-Vibronen in den Raman-Spektren überwacht werden (Extended Data Abb. 3). Oberhalb von etwa 150 GPa (Extended Data Abb. 3) waren jedoch keine N2-Vibronen in der Druckkammer nachweisbar, da Stickstoff bei einer solchen Kompression intransparent wird und wir das Raman-Signal nicht mehr erkennen können. In dsDAC #2 konnten wir die Entwicklung des Raman-Signals vom sekundären Amboss parallel zu dem vom primären Amboss bei Druckbeaufschlagung beobachten (Extended Data Abb. 4). Die enorme Belastung des Sekundärambosses zeigt sich in der großen Asymmetrie der entsprechenden Raman-Linie, deren Hochfrequenzkante schwer zuverlässig zu bestimmen ist (Extended Data Abb. 4). Daher kann es nicht zur Charakterisierung des Drucks in der Probenkammer verwendet werden. (Wir stellen außerdem fest, dass Raman-Spektren von nanokristallinem Diamant in der Regel etwas schwach und breit sind).

In allen hier beschriebenen dsDAC-Experimenten folgten wir dem gleichen Protokoll. Nach der Druckbeaufschlagung der Zellen auf etwa 120–140 GPa auf den Ambossen der ersten Stufe24 wurden die Proben mit einem Laser erhitzt. Die dsDACs #2 und #3 wurden am BGI mit einem gepulsten Laser (1 μs Pulsdauer, 25 kHz Wiederholungsrate, ca. 25 W auf jeder Seite) erhitzt, wobei der speziell für ultrahohe Drücke entwickelte Aufbau verwendet wurde: das nahe Infrarot Der Laserstrahl (1.070 nm) hat einen Durchmesser von weniger als 5 μm bei Halbwertsbreite (FWHM) und eine optische Vergrößerung von etwa 300×25,26. Die gesamte Druckkammer von dsDAC Nr. 2 wurde etwa 3 Minuten lang auf 2.900 (200) K und die gesamte Druckkammer von dsDAC Nr. 3 etwa 5 Minuten lang auf 3.450 (200) K erhitzt. Nach der Lasererwärmung betrugen die Drücke auf den primären Ambossen von dsDAC #2 und dsDAC #3 etwa 100 GPa bzw. 120 GPa.

Der dsDAC Nr. 1 wurde bei GSECARS (Advanced Photon Source, USA) von beiden Seiten mit einem eng fokussierten Nahinfrarot-Laserstrahl (FWHM von etwa 8 μm Durchmesser) im gepulsten Modus (1 μs Pulsdauer) auf 13 IDD erhitzt. 50-kHz-Wiederholungsrate, ca. 20 W auf jeder Seite) für 5 s bei einer Temperatur von 2.200 (200) K. Pulverbeugungsdaten, die vor der Lasererwärmung erfasst wurden (Erweiterte Daten Abb. 5; bei 13-IDD hatte der Röntgenstrahl eine FWHM von ungefähr 3 × 3 μm2) ergab die folgenden Gitterparameter für Re: für die Dichtung a = 2,5606(5) Å, c = 4,0588(12) Å, V = 23,047(7) Å3 und für die Re-Probe , a = 2,2214(3) Å, c = 3,5609(8) Å, V = 15,21(1) Å3. Diese Parameter entsprechen Drücken von 149(3) GPa auf die Dichtung und 930(5) GPa auf die Probe; Die konservativen Werte werden gemäß der Zustandsgleichung aus Lit. angegeben. 27 (Ergänzungstabelle 1; die Druckunsicherheit entspricht dem statistischen Volumenfehler). Röntgenpulverbeugungsmuster, die nach der Lasererwärmung aufgenommen wurden, zeigen, dass sich die Positionen der Beugungslinien der Re-Dichtung im Rahmen der Genauigkeit der Messungen nicht veränderten und die der Re-Probe sich nur geringfügig veränderten (a = 2,2297(2) Å). , c = 3,5735(5) Å, V = 15,38(1) Å3) entsprechend einem Druck von 895(5) GPa (Lit. 27).

Nach der Lasererwärmung für jeden dsDAC bei 13-IDD bei GSECARS wurden zahlreiche Beugungspunkte beobachtet (Extended Data Abb. 5), die auf Phasenumwandlung(en) und/oder chemische Reaktion(en) in den Proben hinweisen. Die Interpretation der Pulverbeugungsdaten erwies sich jedoch als unmöglich, da die Muster aufgrund des relativ großen Röntgenstrahls und der geringen Probengröße von den Beugungslinien der Dichtung und des untransformierten Re dominiert wurden. Die Qualität der Einkristallbeugungsdaten war so schlecht, dass eine Analyse nicht möglich war.

Die dsDACs mit temperaturabgeschrecktem Material wurden zum ID11 der European Synchrotron Radiation Facility (ESRF, Grenoble, Frankreich) transportiert und sowohl mit Pulver- als auch mit Einkristall-XRD untersucht (siehe Methoden). Trotz der nominell geringen Größe des Röntgenstrahls waren die Reflexionen der Dichtung sogar in den Mustern vorhanden, die in der Mitte der Probenkammer gesammelt wurden. Zweidimensionale (2D) Beugungskarten von Stand-XRD-Bildern zeigten Pulverbeugungen der Re-Dichtung und des untransformierten Materials, die die Analyse der Druckverteilung sowohl innerhalb als auch um die Probe herum ermöglichten (Erweiterte Daten, Abb. 2). In dsDAC Nr. 1 beispielsweise überstieg der Druck an der Grenze zwischen Probe und Dichtung nicht etwa 160 GPa, und der Druck an allen Punkten innerhalb der Probenkammer war mit etwa 900 GPa nahezu gleich (Erweiterte Daten, Abb. 2). Unsere Beobachtungen zur Druckverteilung (Extended Data Abb. 3) in der Probenkammer stimmen mit denen überein, die zuvor für toroidförmige Ambosse7,8 berichtet wurden, und geben den Druckvergrößerungsfaktor (das Verhältnis der Drücke auf den primären und sekundären Amboss) von an etwa 6, in Übereinstimmung mit früheren Veröffentlichungen zu ds-DACs17,28.

Abgesehen von Pulverbeugungsringen zeigen die bei ID11 von bestimmten Stellen im Probengebiet aufgenommenen Beugungsmuster zahlreiche Flecken (Abb. 1). An diesen Positionen haben wir Einkristall-Datensätze bei Drehung des DAC um die ω-Achse von –38° auf 38° mit einem Winkelschritt von 0,5° gesammelt (Methoden). Insbesondere für dsDAC Nr. 1 ergab die Analyse von Einkristall-XRD-Daten das Vorhandensein von Domänen aus zwei Phasen (Ergänzungstabelle 2). Die erste Phase ist hexagonal (Raumgruppe P63/mmc) mit Gitterparametern a = 2,2269(4) Å, c = 3,5702(15) Å und V = 15,33(1) Å3, bestimmt anhand von 64 Reflexionen. Dies wurde so interpretiert, dass Re (Abb. 1, 2) unter einem Druck von 905(5) GPa stand (Ref. 27). Innerhalb der Unsicherheit stimmt das c/a-Verhältnis (1,603(5)) mit dem überein, das für reines Re bei niedrigeren Drücken angegeben wurde3,27. Die Strukturlösung und -verfeinerung zeigte tatsächlich, dass Rhenium bei gepulster Lasererwärmung rekristallisiert (Abb. 2 und Ergänzungstabelle 2), jedoch nicht durch Kohlenstoff oder Stickstoff verunreinigt ist (zumindest in den Mengen, die anhand unserer XRD-Daten nachweisbar waren).

a, Röntgen-2D-Karte, die die Verteilung verschiedener Phasen (rekristallisiertes Re und Re7N3) in der Druckkammer von dsDAC #1 zeigt. Jedes Pixel auf der Karte entspricht einem 2D-XRD-Muster, das am Frelon 4M-Detektor an der ID11-Strahllinie bei ESRF gesammelt wurde (Strahlgröße FWHM etwa 0,45 × 0,45 μm2, λ = 0,3099 Å). Die Karte deckt die gesamte Druckkammer ab (21,5 × 21,5 μm2, Schritte von 0,5 μm in beide Richtungen, 10 Sekunden Erfassungszeit pro Bild). Die gesamte Sammelzeit betrug ca. 8 Stunden. Die Farbintensität ist proportional zur Intensität der folgenden Reflexionen: die (100)-Reflexion der Re-Dichtung für den dunkelblauen Bereich; die (101)-Reflexion von Re für den hellblauen Bereich (innerhalb der Probenkammer); Der eingefügte Farbbalken entspricht der Summe der Intensitäten der (202)- und (420)-Reflexe von Re7N3. b, Beispiel eines so aufgenommenen Beugungsbildes mit Beugungslinien und Flecken von Re (a = 2,2269(4) Å, c = 3,5702(15) Å) und Re7N3 (a = 6,2788(2) Å, c = 4,000(2). ) A). Das in b dargestellte charakteristische Beugungsbild ist in a durch ein weißes Rechteck hervorgehoben. c, d, Die rekonstruierten reziproken Gitterebenen von Re (c) und Re7N3 (d). In c, d sind die Reflexe von Re und Re7N3 durch gelbe bzw. grüne Kreise markiert und die entsprechenden hkl angegeben. Pulverbeugungslinien sind auf die Re-Dichtung und nicht transformiertes Rhenium zurückzuführen. In b–d deuten blaue Kreise und das blaue Rechteck auf parasitäre Reflexionen von Diamantambossen hin.

a, hexagonales Rhenium bei 905(5) GPa in dsDAC #1 (a = 2,2269(4) Å, c = 3,5702(15) Å und V = 15,33(1) Å3). b, Kubische (B1 NaCl-Typ) Rhenium-Stickstoff-Mischkristalllösung ReN0,2 bei 730(4) GPa (a = 3,3994(7) Å, V = 39,28(2) Å3). c, hexagonales Re7N3 (a = 6,2788(2) Å, c = 4,000(2) Å und V = 136,53(11) Å3). In Re7N3 sind die Struktureinheiten NRe6-Prismen mit dem Stickstoffatom im Zentrum. Rheniumatome sind grau und Stickstoffatome blau.

Die zweite Phase, die sich nach dem Erhitzen in der Druckkammer des dsDAC #1 befindet, ist ebenfalls hexagonal (Raumgruppe P63mc) und hat die Gitterparameter a = 6,2788(2) Å, c = 4,000(2) Å und V = 136,53(11) Å3 . Auf der Grundlage von 394 unabhängigen Reflexionen wurde die Struktur dieser Phase gelöst und in isotroper Näherung der atomaren Verschiebungsparameter (Abb. 2 und Ergänzungstabelle 2) auf R1 = 5,7 % verfeinert. Die chemische Zusammensetzung der Phase wurde als Re7N3 verfeinert. Unter Berücksichtigung der Möglichkeit einer Reaktion zwischen Rhenium und Kohlenstoff aus den Ambossen haben wir geprüft, ob die Phase als Karbid (Re7C3) interpretiert werden kann. In diesem Fall wird jedoch der isotrope thermische Parameter von Kohlenstoff negativ, was die Zuordnung der Atompositionen zu Stickstoff unterstützt.

Die Struktureinheiten von Re7N3 sind verzerrte trigonale NRe6-Prismen (Abb. 2). Drei Prismen sind durch gemeinsame Kanten verbunden und bilden Triaden, die entlang der 63-Achse gestapelt sind. Jede Triade ist gegenüber den oberen und unteren Nachbarn in den Spalten um 60° gedreht (Abb. 2). Die Säulen sind durch die gemeinsamen Eckpunkte der Prismen miteinander verbunden. Kristallstrukturen, die aus kombinierten Prismentriaden bestehen, sind unter Carbiden, Boriden, Phosphiden und Nitriden bekannt29. Darüber hinaus gibt es eine Reihe binärer Verbindungen mit der A7X3-Stöchiometrie (A und Re7N3-Verbindung. Wir haben festgestellt, dass in Re7N3 die kürzesten und durchschnittlichen Abstände zwischen den nächsten Re-Re-Nachbarn (ungefähr 2,28 Å bzw. 2,37 Å) nur geringfügig länger sind als die Re-Re-Abstände im vorhandenen metallischen Rhenium (ungefähr 2,23 Å). in der Druckkammer zusammen mit dem Nitrid. Ein Vergleich der kürzesten und durchschnittlichen Abstände zwischen den nächsten AA-Nachbarn in den strukturierten Verbindungen vom Th7Fe3-Typ mit den Metall-Metall-Abständen in entsprechenden reinen Metallen bei gleichen Drücken (Extended Data Abb. 6) zeigt tatsächlich eine deutliche Ähnlichkeit. (In einigen Fällen – zum Beispiel bei experimentell untersuchtem Fe7C3 bei 158 GPa (Lit. 31) oder theoretisch vorhergesagtem Fe7N3 bei 150 GPa (Lit. 32) – sind die AA-Abstände in Verbindungen sogar etwas kürzer als in reinen Metallen) . Bemerkenswerterweise folgt der durchschnittliche Re-N-Abstand in NRe6-Prismen in Re7N3 (⟨Re-N⟩ beträgt 1,84 Å) dem gleichen Trend wie für andere strukturierte Verbindungen vom Th7Fe3-Typ, wenn ⟨A–X ⟩ mit ⟨A–A⟩ verglichen wird ( Erweiterte Daten Abb. 6). Unseren experimentellen Daten zufolge variieren die Re-N-Abstände in trigonalen Prismen in Re7N3 zwischen etwa 1,79 Å und 1,94 Å, wie für Drücke von mehreren Megabar erwartet (der kürzeste bisher berichtete Rhenium-Stickstoff-Abstand beträgt etwa 1,96 Å in ReN8·xN2). 134 GPa)11. Wir stellen fest, dass im TPa-Druckbereich die Re-Re-Abstände zwischen Atomen mit denen von Übergangsmetallen der vierten Periode (Cr, Mn, Fe, Ni) vergleichbar werden, von denen bekannt ist, dass sie strukturierte (oder ähnliche) Verbindungen vom Typ Th7Fe3 bilden bei Umgebungsdruck (oder relativ niedrigem Druck)30. Dies könnte ein Hinweis darauf sein, dass eine enorme Verringerung der Re-Größe die Bildung von Re7N3 bei mehreren Hundert GPa fördert, aber die Existenz von Ru7B3 bei Umgebungsdruck30 (bei Ruthenium beträgt der Metall-Metall-Abstand etwa 2,68 Å gegenüber etwa 2,75 Å bei Re) legt nahe, dass der Größenfaktor wichtig, aber nicht unbedingt entscheidend sein kann.

Die Synthese von Re7N3 wurde in dsDAC #2 reproduziert. Die am ID11 am ESRF gesammelten Beugungsdaten zeigen zahlreiche Beugungspunkte, und die Analyse des integrierten Pulverbeugungsmusters bestätigte das Vorhandensein der hexagonalen Phase mit Gitterparametern, die denen für Re7N3 in dsDAC Nr. 1 sehr nahe kommen (Ergänzungstabellen 1, 3 und). Erweiterte Daten Abb. 7). Leider war die Qualität der Beugung für die Analyse der Einkristalldaten unzureichend; Die Verschlechterung der Qualität der Beugungsdaten kann auf einen Druckabfall von etwa 140 GPa auf 100 GPa auf primären Ambossen aufgrund der Lasererwärmung zurückzuführen sein. Dennoch konnten wir für dsDAC #2 den Druck auf die Umgebung ablassen, ohne die Druckkammer völlig zu zerstören, und fanden dort ein Partikel mit einem Durchmesser von fast 2 μm, das aus Re und N im Atomverhältnis von etwa 2:1 bestand (Erweitert). Daten Abb. 8). Dieser Befund liefert einen zusätzlichen Beweis für die Synthese von Rheniumnitrid in dsDAC #2.

Um die Auswirkung der extremen Kompression auf die Stabilität der Re7N3-Verbindung aufzuklären und ihre physikalischen Eigenschaften zu charakterisieren, führten wir elektronische Strukturberechnungen im Rahmen der Dichtefunktionaltheorie durch und untersuchten ihre elektronischen, thermodynamischen und Schwingungseigenschaften (siehe Methoden und ergänzende Informationen). Abschnitt „Berechnungsdetails“). Es wurde festgestellt, dass die optimierten Gitterparameter und Koordinaten der Atome von Re7N3 hervorragend mit dem Experiment übereinstimmen (Ergänzungstabelle 4). Ein bei experimentellen Volumina für Re7N3 berechneter Druckunterschied kann darauf hinweisen, dass die berechnete Zustandsgleichung von Re und/oder Re7N3 bei ultrahohen Kompressionen ungenauer wird, was bei verallgemeinerten Gradientennäherungsberechnungen häufig der Fall ist. Untersuchung der elektronischen Bandstruktur (Ergänzende Informationen, Abschnitt „Elektronische Eigenschaften von Re7N3“ und ergänzende Abbildung 1), elektronische Zustandsdichte (ergänzende Abbildungen 2, 3), Elektronenlokalisierungsfunktion (ergänzende Abbildung 4) und Ladungsdichtekarten (Ergänzende Abbildung 5) zeigen, dass Re7N3 ein Metall ist, das eine Kombination aus metallischer und ionischer Bindung mit einer kovalenten Komponente aufweist.

Der dsDAC #3 wurde mit einem Laser auf eine maximale Temperatur von 3.450(200) K erhitzt und die nach dem Erhitzen gemessenen Gitterparameter von Re betrugen a = 2,2803(3) Å, c = 3,622(1) Å und V = 16,31 (2) Å3. Gemäß der Zustandsgleichung27 von Re stand die Probe unter einem Druck von 730(4) GPa (Ergänzungstabelle 1 und Ergänzungsabbildung 6). Die Analyse von Einkristall-XRD-Daten ergab das Vorhandensein einer kubischen Phase (Raumgruppe \({Fm}\bar{3}m\)) mit einem Gitterparameter von etwa 3,40 Å bis etwa 3,41 Å, abhängig von der Stelle, aus der sie stammt Das XRD-Muster wurde aufgenommen. Die Strukturlösung legt nahe, dass die Phase eine Struktur vom Typ NaCl (B1) aufweist (Abb. 2 und ergänzende Abb. 7), wobei eine Position von Re und die andere von einem leichten Element besetzt ist. Versuche, die Kristallstruktur unter der Annahme zu verfeinern, dass die Position des leichten Elements vollständig mit N oder C besetzt ist, führten zu einem unangemessen hohen thermischen Parameter (ungefähr 0,1 Å2). Für die hochsymmetrische Struktur vom NaCl-Typ, die schwere Re-Atome enthält, ist eine gleichzeitige Verfeinerung der Besetzung und des thermischen Parameters eines leichteren Elements nicht sinnvoll, daher haben wir die thermischen Parameter aller Atome auf Gleichheit beschränkt. In dieser Näherung betrug die Zusammensetzung der kubischen Phase ReN0,20 (Ergänzungstabelle 2). Natürlich konnten wir auf der Grundlage der XRD-Daten allein nicht ausschließen, dass das leichte Element Kohlenstoff sein könnte, aber theoretische Berechnungen (siehe Abschnitt „Ergänzende Informationen“ „Neubasierte Lösungsphase“) legen nahe, dass Stickstoff plausibler ist. Eine teilweise Besetzung oktaedrischer Hohlräume der zugrunde liegenden kubisch-flächenzentrierten Packung (fcc) von Re-Atomen durch Stickstoff sagt negative Bildungsenthalpien metastabiler Legierungen voraus (Ergänzungsabbildungen 8, 9 und Ergänzungstabelle 5), wohingegen das Füllen mit Kohlenstoff zu positiven führt Bildungsenthalpien (Ergänzungsabbildung 8 und Ergänzungstabelle 6).

Theoretische Simulationen ermöglichten einen Einblick in die Möglichkeit der Synthese von Re7N3 bei Drücken, die niedriger sind als die in der aktuellen Studie erreichten. Bei 100 GPa liegt die Bildungsenthalpie von metastabilem Re7N3 deutlich über der konvexen Hülle (Abb. 3, Abschnitt „Ergänzende Informationen“ „Thermodynamische Stabilität von Re7N3“ und erweiterte Daten, Abb. 9). Selbst unter Berücksichtigung des ungewöhnlich großen (ungefähr 0,2 eV pro Atom) Metastabilitätsbereichs von Nitriden33 kann diese Verbindung bei 100 GPa nicht als synthetisierbar angesehen werden. Im Gegensatz dazu liegt die berechnete Bildungsenthalpie von Re7N3 bei 730 GPa, obwohl immer noch über der konvexen Hülle, deutlich im Metastabilitätsbereich von Nitriden (Abb. 3, Abschnitt „Ergänzende Informationen“ „Gitterdynamik von Re7N3“ und erweiterte Daten Abb. 9). bei etwa 900 GPa – dem Druck der realisierten experimentellen Synthese – liegt es auf der konvexen Hülle (Abb. 3).

a–c: Die Daten beziehen sich auf theoretisch vorhergesagte34 (schwarze Quadrate) und experimentell bekannte (rote Quadrate, Re3N und ReN213 (P21/c), ReN2 (P4/mbm), ReN1011 (Immm)) konkurrierende Hochdruckphasen in das ReNx-System, berechnet bei Drücken von 100 GPa (a), 730 GPa (b) und 900 GPa (c). hcp, hexagonal dicht gepackt; CG-Typ N, kubischer Gauche-Stickstoff.

Es wurde lange angenommen, dass Drücke von mehr als mehreren Megabar einen tiefgreifenden Einfluss auf die Chemie und Physik von Materialien haben1,2 und zur Bildung von Phasen mit exotischen Kristallstrukturen führen. In dieser Arbeit haben wir gezeigt, dass bei Drücken von über 600 GPa neue Verbindungen in laserbeheizten dsDACs synthetisiert und ihre Strukturen in situ gelöst werden können. Durch die Ausweitung des experimentellen Bereichs der Hochdrucksynthese und Strukturstudien auf den Terapascal-Bereich ebnet unsere Arbeit den Weg für die Entdeckung neuer Materialien und Beobachtungen neuartiger physikalischer Phänomene.

Beugungsdaten wurden an der Strahllinie ID11 am ESRF erfasst. Experimente mit dsDAC #1 wurden unter Verwendung eines Frelon 4M-Detektors, Wellenlänge 0,3099 Å, Strahlgröße 0,45 × 0,45 μm2 bei FWHM durchgeführt; Daten für dsDAC #2 und dsDAC #3 wurden mit dem Eiger2 CdTe 4M-Detektor, Wellenlänge 0,2882 Å, Strahlgröße 0,5 × 0,5 μm2 bei FWHM gesammelt. 2D-Kartierungen von XRD-Standbildern (ohne ω-Oszillationen) wurden mit einer Belichtungszeit von bis zu 10 s durchgeführt; Einkristalldatensätze wurden über eine DAC-Rotation um die ω-Achse von –38° bis 38° mit einem Winkelschritt von 0,5° und einer Erfassungszeit von 10 s pro Schritt erfasst.

Für die Pulverbeugungsstudien wurden die Kalibrierung des Instrumentenmodells und die Integration von Beugungsmustern in der DIOPTAS35-Software unter Verwendung des CeO2-Pulverstandards (NIST SRM 674b) durchgeführt. Integrierte Muster aus Pulver-XRD-Experimenten wurden mit der in der Software JANA200636 implementierten Le-Bail-Technik verarbeitet. Die XRD-Bildgebung der Probenkammer wurde mit dem Programm XDI37 rekonstruiert und eine Karte von Standbildern konvertiert vom „edf“- in das „tif“-Format. Für die Einkristall-XRD wurden die Reflexionsintensitäten und Absorptionskorrekturen in der CrysAlisPro-Software integriert38. Ein Einkristall aus Orthoenstatit (Mg1.93,Fe0.06)(Si1.93,Al0.06)O6 (Raumgruppe Pbca, a = 8.8117(2) Å, b = 5.18320(10) Å, c = 18.2391(3). ) Å) wurde als Kalibrierungsstandard zur Verfeinerung des Instrumentenmodells des Diffraktometers verwendet. Beugungsbilder wurden mit der Freac-Software38 von „edf“ in das native CrysAlisPro-Format „ESPERANTO“ konvertiert. Detaillierte Informationen zu den Integrationsparametern sowie zu den Datenreduktionsausgabedateien und Indikatoren der XRD-Datenqualität finden Sie in Lit. 19. Die Kristallstrukturen wurden mit SHELXT oder der Superflip-Methode in JANA2006 und Olex236,39,40 gelöst. Kristallstrukturen wurden durch Minimierung einstellbarer Parameter nach der Methode der kleinsten Quadrate verfeinert. Wir führten eine isotrope Verfeinerung der atomaren Verschiebungsparameter durch, da der im DAC nur begrenzte Datensatz erfasst wurde. Reflexionen, die durch parasitäre Beugung durch Diamanten und kristallisierte Druckmedien entstehen, wurden während des Verfeinerungsverfahrens eliminiert. Zur Visualisierung molekularer Grafiken wurde die Software Diamond41 verwendet.

Die Berechnungen der elektronischen Struktur, der Gesamtenergie und der Kräfte der untersuchten Rheniumnitride wurden im Rahmen der Dichtefunktionaltheorie durchgeführt (siehe Abschnitt „Berechnungsdetails“ mit ergänzenden Informationen). Wir verwendeten Superzellen unterschiedlicher Größe mit einer zugrunde liegenden fcc-Kristallstruktur und verschiedenen Mengen an N oder C, um die kubischen Re-N- und Re-C-Phasen mit einer Struktur vom NaCl (B1)-Typ zu simulieren (siehe Abschnitt „Ergänzende Informationen“ „Re-basierte Lösung“) Phase'). Um den Einfluss des Drucks auf die thermodynamische Stabilität von Re7N3 zu untersuchen, wurden seine Bildungsenthalpie sowie die Bildungsenthalpien für verschiedene Phasen von Rheniumnitrid, die experimentell bekannt10,11,13 und theoretisch vorhergesagt34 waren, berechnet und eine thermodynamische konvexe Hülle erstellt basierend auf den Berechnungsergebnissen konstruiert (Ergänzende Informationen, Abschnitt „Thermodynamische Stabilität von Re7N3“).

Die Phononendispersionsbeziehungen für Re7N3 wurden in harmonischer Näherung bei einem Volumen von 200 Å3 (a = 7,122 Å, c = 4,553 Å) der Elementarzelle, entsprechend P = 102 GPa, sowie bei einem experimentellen Volumen von 136,52 Å3 (a = 6,277) berechnet Å, c = 4,001 Å) der Elementarzelle (Ergänzungstabelle 4), was dem berechneten Druck von 732 GPa entsprach (siehe Erweiterte Daten Abb. 9 und Abschnitt „Berechnungsdetails“ mit ergänzenden Informationen). Da vorhergesagt wird, dass Re7N3 aufgrund des Vorhandenseins imaginärer Frequenzen in dieser Näherung beim Synthesedruck dynamisch instabil ist (Erweiterte Daten, Abb. 9 und Abschnitt „Gitterdynamik von Re7N3“ mit ergänzenden Informationen), haben wir die anharmonischen Effekte von Gitterschwingungen bei endlichen Bedingungen untersucht Temperatur unter Verwendung der Methode des temperaturabhängigen effektiven Potenzials (TDEP)42 mit effektiven interatomaren Kraftkonstanten zweiter und dritter Ordnung, die nach ersten Prinzipien43 berechnet werden. Die Berechnungen basieren auf der Modellierung der potentiellen Energieoberfläche in der Nähe des Gleichgewichts mit einem Hamilton-Operator der Form:

Dabei sind p und m der Impuls bzw. die Masse des Ions i, Ф sind Wechselwirkungsparameter (die effektiven Kraftkonstanten) aufsteigender Ordnung, u bezeichnet die Verschiebung der Ionen (i, j oder k) aus ihren Gleichgewichtspositionen und αβγ sind Kartesische Komponenten.

Wir haben die Spektralfunktion S(q, E) bei 300 K berechnet, die das Spektrum der Gitteranregungen mit der Energie E = ħΩ (Ω ist die angelegte Frequenz) für Mode s mit harmonischer Frequenz ωqs am Wellenvektor q beschreibt (Ref. 44,45). ). S(q, E) bietet Einblick in die Phononenfrequenzen sowie die Stärke von Drei-Phonon-Prozessen über die Verbreiterung in Abb. 9 der erweiterten Daten. Das S(q, E) von Re7N3 ist typisch für einen schwach anharmonischen Festkörper mit Lorentzscher Verbreiterung einzelner Gipfel. Darüber hinaus sind die Linien einigermaßen klar und ohne wesentliche Verbreiterung, was darauf hindeutet, dass die Stärke der anharmonischen Wechselwirkung deutlich im Gültigkeitsbereich der Störungstheorie liegt. Wichtig ist, dass Re7N3 beim Synthesedruck dynamisch stabil ist (es gibt keine imaginären Frequenzen) (siehe Abschnitt „Ergänzende Informationen“ „Gitterdynamik von Re7N3“).

Weitere Informationen zum Forschungsdesign finden Sie in der Nature Research Reporting Summary, die mit diesem Artikel verlinkt ist.

Daten, die diese Arbeit unterstützen, sind bei Zenodo verfügbar, https://doi.org/10.5281/zenodo.5899162. Strukturdatenhinterlegung im Cambridge Crystallographic Data Centre (CCDC), CSD-2143754 (https://doi.org/10.25505/fiz.icsd.cc29yrcd).

Die temperaturabhängige effektive Potentialmethode ist als Paket implementiert, das sich mit der Gitterdynamik bei endlicher Temperatur in Festkörpern befasst. Das Paket wird unter der MIT-Lizenz veröffentlicht, verfügbar auf GitHub, siehe https://ollehellman.github.io. Quelldateien für TDEP 1.1 befinden sich unter https://ollehellman.github.io/lists/files.html.

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Wir danken S. Petitgirard (ETH Zürich, Zürich, Schweiz) für seine Hilfe bei der FIB-Vorbereitung von Proben. Wir danken A. Kurnosov, D. Wiesner, S. Übelhack und S. Linhardt für technische Unterstützung. DL dankt der Alexander von Humboldt-Stiftung und der Deutschen Forschungsgemeinschaft (DFG, Projekt LA-4916/1-1) für finanzielle Unterstützung. ND und LD danken dem Bundesministerium für Bildung und Forschung (BMBF, Fördernr. 05K19WC1) und der DFG (DFG-Projekte DU 954-11/1, DU 393-9/2 und DU 393-13/2) für finanzielle Unterstützung Unterstützung. ND dankt dem Strategic Research Area in Materials Science on Functional Materials der schwedischen Regierung an der Universität Linköping (Fakultätsstipendium SFO-Mat-LiU Nr. 200900971). MB dankt der Deutschen Forschungsgemeinschaft für die Unterstützung (DFG-Projekt BY112/2-1). Der European Synchrotron Radiation Facility wird für die Bereitstellung von Strahlzeit an der Material Science-Strahllinie ID11 gedankt. Teile dieser Arbeit wurden am GeoSoilEnviroCARS (Universität Chicago, Sektor 13), Advanced Photon Source (APS), Argonne National Laboratory, durchgeführt. GeoSoilEnviroCARS wird von der National Science Foundation – Earth Sciences (EAR – 1634415) unterstützt. Für diese Forschung wurden Ressourcen der Advanced Photon Source genutzt, einer Benutzereinrichtung des Office of Science des US-Energieministeriums (DOE), die vom Argonne National Laboratory im Auftrag des DOE Office of Science unter der Vertragsnummer betrieben wird. DE-AC02-06CH11357. Die theoretische Analyse der chemischen Bindung wurde von der Russian Science Foundation unterstützt (Projekt Nr. 18-12-00492). Unterstützung durch die Knut and Alice Wallenberg Foundation (Wallenberg Scholar Grant Nr. KAW-2018.0194), die schwedische Regierung für strategische Forschungsbereiche in der Materialwissenschaft zu Funktionsmaterialien an der Universität Linköping (Fakultätsstipendium SFO-Mat-LiU Nr. 2009 00971), die schwedische Regierung E-Science Research Center (SeRC), Zuschuss-Nr. des Schwedischen Forschungsrats (VR). 2019-05600, das VINN Excellence Centre Functional Nanoscale Materials (FunMat-2) Stipendium 2016–05156 und die Swedish Foundation for Strategic Research (SSF) Projekt-Nr. Wir danken EM16-0004. Die Berechnungen wurden im Supercomputer-Cluster „MISIS“ der NUST und mit Ressourcen durchgeführt, die von der schwedischen Nationalen Infrastruktur für Informatik (SNIC) bereitgestellt wurden und teilweise vom schwedischen Forschungsrat durch die Fördervereinbarung Nr. finanziert wurden. 2016-07213.

Open-Access-Förderung der Universität Bayreuth.

Bayerisches Geoinstitut, Universität Bayreuth, Bayreuth, Deutschland

Leonid Dubrovinsky & Saiana Khandarkhaeva

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Saiana Khandarkhaeva, Dominique Laniel und Natalia Dubrovinskaia

Deutsches Elektronen-Synchrotron (DESY), Hamburg, Germany

Timofey Fedotenko

Institut für Anorganische Chemie, Universität zu Köln, Köln, Deutschland

Maxim Bykow

Europäische Synchrotronstrahlungsanlage, Grenoble, Frankreich

Carlotta Giacobbe, Eleanor Lawrence Bright und Pavel Sedmak

Center for Advanced Radiation Sources, The University of Chicago, Chicago, IL, USA

Stella Chariton & Vitali Prakapenka

Labor für Materialmodellierung und -entwicklung, Nationale Universität für Wissenschaft und Technologie „MISIS“, Moskau, Russland

Alena V. Ponomareva, Ekaterina A. Smirnova und Maxim P. Belov

Abteilung für Theoretische Physik, Fachbereich Physik, Chemie und Biologie (IFM), Universität Linköping, Linköping, Schweden

Ferenc Tasnádi, Nina Shulumba, Florian Trybel, Igor A. Abrikosov und Natalia Dubrovinskaia

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LD und ND haben das Werk entworfen. LD, SK, DL bereiteten Hochdruckexperimente vor. LD, SK, TF, MB, DL, CG, ELB, PS, SC und VP führten Experimente durch. LD, SK, DL und SC verarbeiteten experimentelle Daten. AVP, EAS, MPB, F. Tasnádi, NS, F. Trybel und IAA führten theoretische Analysen durch. Das Manuskript wurde von LD, ND und IAA unter Mitwirkung aller Autoren verfasst. Alle Autoren haben zu den aufeinanderfolgenden Entwürfen Stellung genommen und der endgültigen Fassung des Manuskripts zugestimmt.

Korrespondenz mit Leonid Dubrovinsky oder Igor A. Abrikosov.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Nature dankt den anonymen Gutachtern für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit.

Anmerkung des Herausgebers Springer Nature bleibt hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten neutral.

a: Einseitig abgeschrägte Original-Diamantambosse vom Typ Boehler-Almax mit 40-μm-Kalets (vor dem Fräsen). b, Graustufen-Bitmap zum Fräsen. c, Das Frästiefenprofil. d, handgefertigte ringförmige Kalette. e, Querschnittsschema der dsDAC-Anordnung (nicht maßstabsgetreu): eine Dichtung (grau) mit der Druckkammer (dunkelgrau; die Probe ist gelb), eingeklemmt zwischen den beiden toroidalen Diamantambossen (hellblau), die mit Halbkugeln aus nanokristallinem Material ausgestattet sind Diamant (weiß); Die Druckkammer hat einen Durchmesser von 6 µm und eine Höhe von 4 µm. Die Dichtung wurde wie folgt vorbereitet: Wir verwendeten Streifen einer 200 μm dicken Re-Folie. Um eine Vertiefung mit einer Dicke von etwa 4 μm zu erzeugen, folgten wir einem mehrstufigen Verfahren. Zunächst wurde die Re-Folie mithilfe eines Paars einfach abgeschrägter Diamanten mit 80-μm-Kalets auf eine Dicke von ~20 μm vorgeprägt. Dann wurde in der Mitte der Vertiefung ein Loch mit einem Durchmesser von etwa 30 μm per Laser gebohrt und die Vertiefung zwischen denselben abgeschrägten Diamanten erneut unter Druck gesetzt. Dies führte zu einem Verschluss des Lochs und einer Verringerung der Dicke der Vertiefung. Dieser Vorgang wurde einige Male wiederholt, bis eine Dicke von etwa 7 µm erreicht war. Die Dichtung wurde in einen BX-90 DAC montiert, der mit einem ringförmigen Diamantamboss ausgestattet war, und mit ihren 10-μm-Miniaturkügelchen auf eine Dicke von ~4 μm eingedrückt. Ein Loch (ca. 6 μm Durchmesser) in der Mitte der ca. 10 μm großen Vertiefung wurde mithilfe von FIB oder einem eng fokussierten gepulsten Nahinfrarotlaser hergestellt, um eine Druckkammer zu bilden.

a, Dreidimensionale Darstellung eines Diamantambosses mit einem durch FIB gefrästen toroidalen Profil auf der Oberfläche eines herkömmlichen, einfach abgeschrägten Diamantambosses vom Boehler-Almax-Typ mit einer Kalette von 40 μm. Eine Halbkugel aus transparentem nanokristallinem Diamant (NCD)17, die aus einer einzigen Kugel mit einem Durchmesser von 12 bis 14 μm FIB-gefräst wurde, wurde über der Spitze platziert, um ein zweistufiges DAC-Design zu realisieren. Zwei Ambosse dieser Art wurden zusammengedrückt, wie im Schema in Extended Data Abb. 1 gezeigt. b, Druckprofil entlang des Querschnitts durch die Mitte von dsDAC #1 nach gepulster Lasererwärmung. Beugungsmuster wurden an jedem Punkt mit einer Stufe von 0,5 μm an der ID11-Strahllinie bei ESRF gesammelt und der Druck wurde gemäß der Zustandsgleichung aus Lit. bestimmt. 27 unter Verwendung der aus Pulverbeugungsdaten ermittelten Gitterparameter von Re.

Bei Drücken über ~160 GPa wird das Raman-Signal von Stickstoff nicht mehr nachweisbar. Die Drücke wurden gemäß Lit. bestimmt. 24. au, beliebige Einheiten.

Der Druck wird aus der Rautenlinien-Raman-Verschiebung24 bestimmt. Die Drücke auf den primären Amboss sind links dargestellt. Die Spitzen bei ~1.600 cm−1 sind die Drücke auf den Körper des sekundären Ambosses. Die Werte auf der rechten Seite geben Schätzungen der Drücke aus der verbreiterten Raman-Linie des sekundären Ambosses wieder (die Pfeile zeigen Beispiele für Positionen, die durch Analyse der ersten Ableitungen der Spektren gefunden wurden). Eine zuverlässige Bestimmung des Drucks in der Kammer aus der Raman-Verschiebung der Diamantlinie der sekundären nanokristallinen Diamantambosse ist nicht möglich.

Daten gesammelt bei 13-IDD (Advanced Photon Source, USA; Strahl-FWHM, 3 × 3 μm2). a, Die Mitte der Druckkammer des komprimierten ds-DAC. c, Re LP (niedriger Druck): a = 2,5606(5) Å, c = 4,0588(12) Å und V = 23,047(7) Å3, also 149(3) GPa gemäß der Zustandsgleichung aus Lit. 27 oder 173(3) GPa gemäß Lit. 3; Re HP (Hochdruck): a = 2,2214(3) Å, c = 3,5609(8) Å und V = 15,21(1) Å3, also 930(5) GPa27 oder 1298(10) GPa3. b, Nach gepulster Lasererhitzung bei 2.200 (200) K während 5 s. d, Re LP: a = 2,5577(3) Å, c = 4,1095(12) Å und V = 23,282(7) Å3, bei 140(3) GPa27 oder 162(3) GPa3; Zu HP: a = 2,2297(2) Å, c = 3,5735(5) Å und V = 15,38(1) Å3, bei 895(5) GPa27 oder 1.250(10) GPa3; Re7N3: a = 6,3086(4) Å, c = 4,0048(7) Å und V = 138,04(4) Å3. Strukturdaten für Re7N3 wurden den Ergebnissen der Einkristall-XRD-Datenanalyse entnommen.

a, b, Vergleich der kürzesten (a) und durchschnittlichen A–A-Abstände zwischen den ersten Nachbarn (b) in A7X3-Verbindungen mit Metall-Metall-Kontakten in entsprechenden reinen Metallen (A) bei gleichen Drücken. c, Korrelation zwischen durchschnittlichen ⟨X–A⟩-Abständen in XA6-Prismen und ersten Nachbarn ⟨A–A⟩-Abständen. Die roten Sechsecke entsprechen Re7N3, wie in dieser Arbeit beschrieben; Daten für orthorhombisches Fe7C3 bei 158 GPa stammen aus Lit. 35, Daten für vorhergesagtes Fe7N3 bei 150 GPa stammen aus Lit. 32, alle anderen Daten stammen aus Lit. 30.

Die Daten wurden bei ID11 (ESRF, Grenoble, Frankreich, Strahl FWHM 0,5 × 0,5 μm2) bei 646 GPa gesammelt (siehe Ergänzungstabelle 1). a, 2D-Beugungsbild zeigt Beugungspunkte von Re7N3 und Ringe von hexagonal dicht gepacktem (hcp) Re bei verschiedenen Drücken. b, Verfeinerung des Pulverbeugungsmusters mit Le-Bail-Anpassung, implementiert in der JANA2006-Software. Die Werte der Gitterparameter sind in der Ergänzungstabelle 3 angegeben.

Die Probe enthält Re und N in atomaren Verhältnissen von ~2:1. a, REM-Bild; b, Beispiel für EDX-Spektren. Bilder und Spektren wurden mit einem ZEISS SEM, Leo Gemini 1530, mit einer Schottky-Feldemissionskanone und einer Beschleunigungsspannung von 20 kV aufgenommen.

a, Theoretischer Druck P = 102 GPa. b, Experimentelles Volumen 136,52 Å3, was einem theoretischen Druck von ~730 GPa entspricht. c, Schwingungsspektralfunktion bei P ≈ 730 GPa und T = 300 K, berechnet mit der Methode des temperaturabhängigen effektiven Potentials (TDEP). Die Ergebnisse zeigen, dass Re7N3 in der harmonischen Näherung beim Synthesedruck instabil ist (imaginäre Frequenzen werden unterhalb der Nullfrequenzlinie angezeigt). Durch die Einbeziehung anharmonischer Effekte von Gitterschwingungen wird die dynamische Instabilität bei P = 730 GPa beseitigt (alle Zweige sind real).

Ergänzende Informationen enthalten Abschnitte mit Beschreibungen zu „Berechnungsdetails“, „Elektronische Eigenschaften von Re7N3“, „Re-basierte Lösungsphase“, „Thermodynamische Stabilität von Re7N3“, „Gitterdynamik von Re7N3“ und „Kurzer Überblick über den zweistufigen DAC (dsDAC). ) Technik'; Ergänzende Abbildungen. 1–9, Tabellen 1–7 und Referenzen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Dubrovinsky, L., Khandarkhaeva, S., Fedotenko, T. et al. Materialsynthese bei terapaskalen statischen Drücken. Natur 605, 274–278 (2022). https://doi.org/10.1038/s41586-022-04550-2

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Eingegangen: 29. Dezember 2020

Angenommen: 15. Februar 2022

Veröffentlicht: 11. Mai 2022

Ausgabedatum: 12. Mai 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41586-022-04550-2

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