Près

Mar 31, 2023

Nature Communications volume 13, Numéro d'article : 3565 (2022) Citer cet article

4277 accès

12 Citations

Détails des métriques

Le facteur de couplage électromécanique, k, des matériaux piézoélectriques détermine l'efficacité de conversion de l'énergie mécanique en énergie électrique ou de l'énergie électrique en énergie mécanique. Ici, nous fournissons une approche fondamentale pour concevoir des matériaux piézoélectriques qui fournissent une amplitude quasi idéale de k, en exploitant l'anisotropie électrocristalline par la fabrication de céramiques à grains orientés ou texturées. La simulation de champ de phase couplé et l'étude expérimentale sur <001> céramiques Pb(Mg1/3Nb2/3)O3-Pb(Zr,Ti)O3 texturées illustrent que k peut atteindre la même amplitude que celle d'un monocristal, bien au-delà de la valeur moyenne de céramique traditionnelle. Pour fournir une compréhension à l'échelle atomique de notre approche, nous utilisons un modèle théorique pour déterminer l'origine physique de k dans les ferroélectriques pérovskites et constatons qu'une forte liaison covalente entre le cation du site B et l'oxygène via l'hybridation dp contribue le plus à l'amplitude de k. Cette démonstration de la valeur k quasi idéale dans les céramiques texturées aura un impact considérable sur la conception de dispositifs piézoélectriques à bande passante ultra-large, à haut rendement, à haute densité de puissance et à haute stabilité.

Les matériaux piézoélectriques permettent la conversion électromécanique entre l'énergie électrique et l'énergie mécanique et inversement. Ils sont largement utilisés dans les capteurs, les actionneurs, les transducteurs, les dispositifs d'imagerie et les récupérateurs d'énergie1,2. Le facteur de couplage électromécanique, k, quantifie l'efficacité du matériau piézoélectrique à assurer la conversion entre l'énergie électrique et l'énergie mécanique et vice-versa. Le paramètre, k2, reflète le rapport de l'énergie mécanique stockée à l'énergie électrique d'entrée, ou le rapport de l'énergie électrique stockée à l'énergie mécanique d'entrée, donné comme suit : k2 = énergie mécanique stockée/énergie électrique d'entrée, ou k2 = énergie électrique stockée/ énergie mécanique d'entrée3. Les matériaux piézoélectriques avec un k élevé fourniront une bande passante maximale réalisable et une densité de poudre maximale avec un rendement élevé, et donc le k est l'un des paramètres les plus importants pour les dispositifs de transduction piézoélectrique3.

Comme autre avantage particulier, la conception des matériaux piézoélectriques à k élevé peut fournir une approche alternative pour augmenter le coefficient piézoélectrique d selon la relation : \(d=k\sqrt{s\cdot \varepsilon }\), où s est la compliance élastique et ε est la permittivité diélectrique3. Cette approche surmonte plusieurs goulots d'étranglement de l'approche traditionnelle via la conception de la composition. Avec l'approche traditionnelle, l'amélioration de la réponse piézoélectrique d est obtenue en augmentant la permittivité diélectrique ε basée sur l'expression, d = 2QPsε, où Ps est la polarisation spontanée, Q est le coefficient électrostrictif et ε est la permittivité diélectrique4. L'augmentation de ε est réalisée en aplatissant le paysage d'énergie libre par rapport à la polarisation (abaissement de la barrière d'énergie pour la rotation de polarisation ferroélectrique), en particulier, au moyen de la conception d'une coexistence multiphase induite par la composition (telle que la limite de phase morphotrope et la transition de phase polymorphe) 5,6 ou l'ingénierie de structures de composition locales (telles que l'ordre à courte portée à l'échelle nanométrique7 et l'hétérogénéité structurelle locale8,9). Les goulots d'étranglement associés à cette approche traditionnelle incluent : (1) L'amélioration de la propriété piézoélectrique d est obtenue au détriment de leur stabilité en température (température de dépolarisation plus basse Td ou température de Curie basse Tc), qui suit une tendance donnée par : d ∝ 1/T1, 10,11 ; (2) L'augmentation de ε diminue le coefficient de tension piézoélectrique g, entraînant une sensibilité réduite en tant que capteur piézoélectrique12 ; (3) Cette approche n'est pas efficace pour améliorer la densité d'énergie des matériaux piézoélectriques, caractérisée par d·g13. Par exemple, même si le d33 des céramiques aléatoires Pb(Mg1/3Nb2/3)O3-PbTiO3 (en abrégé PMN-PT) dopées au Sm peut atteindre 1500 pC N−1 en augmentant le ε33 à 13 000, le d33·g33 est limitée à 19,8 × 10−12 m2 N−1, soit seulement 1/3 de la valeur des céramiques texturées Pb(Mg1/3Nb2/3)O3-Pb(Zr,Ti)O3 (en abrégé PMN-PZT)9,13 ; (4) L'augmentation de d ne peut pas donner lieu à une augmentation significative de k, qui est l'un des facteurs les plus importants pour les dispositifs piézoélectriques comme mentionné ci-dessus ; (5) L'augmentation de la permittivité diélectrique ε en aplatissant le paysage d'énergie libre réduit généralement le champ coercitif Ec, ce qui affaiblit la stabilité du champ électrique (dépolage) et limite l'utilisation de matériau dans les applications à haute puissance. Nous montrons ici que ces défis peuvent être surmontés en concevant des matériaux piézoélectriques à k élevé.

En environ 75 ans d'histoire des matériaux piézoélectriques, un k élevé supérieur à 0,9 n'a été observé que dans des monocristaux d'ingénierie de domaine, plutôt que dans des céramiques polycristallines. Par exemple, les monocristaux PMN-PT et Pb(Zn1/3Nb2/3)O3-PbTiO3 (en abrégé PZN-PT) orientés [001] possèdent un k33 supérieur à 0,914, bien au-delà de la valeur de ~0,7 des céramiques piézoélectriques1. Cependant, la large application des monocristaux est limitée par le coût, la dimension et l'inhomogénéité de la composition. La synthèse de céramiques polycristallines texturées pourrait offrir un meilleur rapport performance/coût, atteignant potentiellement des propriétés piézoélectriques proches de celles des monocristaux mais à un faible coût comme celui des céramiques polycristallines12,13,15,16,17. Des recherches antérieures ont montré que les piézoélectriques texturés orientés <001> peuvent avoir un k plus élevé que ceux de leurs homologues aléatoires13,18,19. Cela nous donne une direction initiale pour répondre à plusieurs questions : quelle est la valeur maximale de k qui peut être atteinte dans la céramique texturée et est-il possible d'obtenir le même k ou même plus élevé dans les céramiques texturées que les valeurs de leurs homologues monocristallins ? La corrélation des grains voisins dans la céramique texturée limite-t-elle le k maximum réalisable ? Cette approche d'augmentation de k par texturation de microstructure présente-t-elle les avantages par rapport à l'approche traditionnelle d'augmentation de la permittivité diélectrique ε par conception de composition comme mentionné ci-dessus ? Afin de répondre à ces questions, nous avons effectué une simulation de champ de phase pour étudier les effets de l'orientation cristallographique et du joint de grain dans les céramiques texturées sur le facteur de couplage électromécanique k. Les résultats de la simulation ont été vérifiés expérimentalement pour confirmer l'augmentation de k dans les céramiques PMN-PZT hautement texturées <001>. Un modèle théorique est développé pour comprendre l'origine physique du couplage électromécanique dans les ferroélectriques pérovskites et déterminer les corrélations clés.

Le facteur de couplage électromécanique k caractérise la conversion entre l'énergie électrique et l'énergie mécanique et est lié à deux états d'excitation de polarisation différents dans les matériaux ferroélectriques, à savoir, le libre et le contraint. Comme illustré sur la figure 1a, des polarisations plus importantes peuvent être induites par le champ électrique externe, mais l'incrément de polarisation peut être différent dans les deux cas d'excitation. La contrainte de l'échantillon entraîne souvent un changement de polarisation plus petit et donne ainsi lieu à une permittivité diélectrique inférieure, εS, par rapport à l'état libre où la permittivité est εT. Le facteur de couplage électromécanique k peut être déterminé par le rapport de permittivité des deux cas, c'est-à-dire \(k=\sqrt{1-{\varepsilon }^{S}/{\varepsilon }^{T}}\). La permittivité totale dans les ferroélectriques peut généralement être séparée en trois parties, électronique, dipôle et mouvement de paroi de domaine. La contribution électronique provient du déplacement de la couche électronique par rapport à un noyau et est souvent négligeable dans les matériaux ferroélectriques à haute permittivité. La contribution du mouvement de paroi de domaine joue un rôle moins important dans les ferroélectriques polaires ou à une fréquence plus élevée, en particulier pour les céramiques polycristallines où les joints de grains peuvent encore supprimer le mouvement. Par conséquent, la permittivité est principalement apportée par la partie dipôle, c'est-à-dire l'extension et la rotation de la polarisation. Du point de vue énergétique, la permittivité est déterminée à partir de la courbure du profil d'énergie U(p) autour de la polarisation spontanée, et par conséquent, le facteur k est lié au rapport de courbure des deux cas, c'est-à-dire \(k=\ sqrt{1-U\hbox{''}^{T}/U\hbox{''}^{S}}\). À titre d'exemple, le facteur de couplage électromécanique pour les ferroélectriques pérovskites typiques, BaTiO3, est calculé à l'aide de la théorie de la fonctionnelle de la densité (DFT) (Fig. 1b). Comme prévu, le profil d'énergie de BaTiO3 avec cellule unitaire contrainte présente une plus grande courbure autour du moment dipolaire spontané, en raison de la contrainte exercée qui conduit généralement à un déplacement ionique plus difficile. Il convient de noter que k n'est pas déterminé par la permittivité individuelle ou le profil d'énergie, c'est-à-dire qu'une grande permittivité n'est pas la condition nécessaire pour un k élevé.

a Définition du facteur de couplage électromécanique, k. Le paramètre k caractérise la conversion entre l'énergie électrique et l'énergie mécanique, qui est liée à deux états d'excitation de polarisation différents dans les matériaux ferroélectriques, à savoir le libre et le contraint. b Profils d'énergie calculés selon les premiers principes de BaTiO3 avec cellule unitaire libre et contrainte. c Simulé k pour le monocristal PMN-PT rhomboédrique sous le champ électrique avec différentes orientations. d Structures de domaine et e facteur de couplage électromécanique longitudinal correspondant k33 du monocristal, de la céramique aléatoire et de la céramique texturée après la polarisation électrique dans la direction [001].

Un couplage électromécanique géant (k > 0,9) a été observé pour les monocristaux relaxor-PT, et l'amplitude de k dépend de l'orientation20. La figure 1c montre le k simulé pour le monocristal PMN-PT rhomboédrique sous le champ électrique avec différentes orientations. Les permittivités simulées correspondantes εT et εS sont présentées dans la Fig. 1 supplémentaire. Sur la base du modèle microscopique, l'amplitude de k dépend de la compétition entre l'énergie chimique et l'énergie élastique. Puisque les deux énergies dépendent de la polarisation et sont anisotropes, k doit également être anisotrope et donc dépendre de l'orientation du champ électrique. Du fait de la forte contrainte de déformation, le changement de εS est presque négligeable par rapport à celui de εT. Par conséquent, le comportement anisotrope de k sera principalement déterminé par εT. Étant donné que la polarisation de PMN-PT se comporte comme un rotateur plutôt qu'un prolongateur21, la permittivité et donc k seront plus élevés si l'angle entre le champ électrique et la polarisation est plus grand. Comme le montre la figure 1c, le k le plus élevé se produit lorsque le champ électrique est perpendiculaire à la polarisation, tandis que le k le plus bas se produit lorsque le champ électrique est parallèle à la polarisation, ce qui suggère que le mode k15 possède la plus grande valeur de k dans le relaxeur rhomboédrique-PT monocristaux22. Cependant, lors de la polarisation électrique, seules les valeurs de k avec θ ∈ [0,90°] sont autorisées, indiquées par la ligne bleue continue sur la Fig. 1c. Parmi ces valeurs, le k le plus élevé se produit lorsque le champ électrique est dans la direction [001], c'est-à-dire que le monocristal à pôle [001] peut présenter le k33 le plus élevé. Dans les céramiques polycristallines, cependant, comme les orientations des grains sont distribuées de manière aléatoire, le k33 le plus élevé ne peut pas être obtenu comme dans les monocristaux. Néanmoins, le polycristal à texture [001] peut aider à réaliser le k33 le plus élevé en céramique. Pour un polycristal à texture [001], tous les grains sont orientés dans l'axe cristallographique [001] tandis que les autres axes cristallographiques sont complètement aléatoires. Même si le polycristal à texture [001] peut posséder le k33 le plus élevé de la céramique, peut-il être aussi grand que celui d'un monocristal ?

Pour les céramiques très texturées, la principale différence avec le monocristal est la corrélation entre les grains voisins en raison de l'existence de joints de grains. La figure 2 illustre l'effet de corrélation de grain sur k33 en effectuant des simulations de champ de phase sur un système à deux grains. La structure de polarisation du système ferroélectrique à deux grains est illustrée à la Fig. 2a. Les k33 et ε33 simulés sont représentés sur les figures 2b, c, respectivement. k33 se trouve être légèrement amélioré en raison de la corrélation entre les deux grains, qui est principalement attribuée à l'amélioration de la permittivité εT. L'effet de corrélation de grain sur la permittivité εT est illustré sur la base de la théorie de Landau, comme le montre la figure 2d. La corrélation des grains fera dévier le chemin de rotation de la polarisation de son point d'équilibre et aplatit donc le profil d'énergie, ce qui augmente la permittivité εT et améliore finalement k33. Plus l'effet de corrélation des grains est important, plus le couplage électromécanique est élevé. Ainsi, sur la base de l'analyse ci-dessus, un grand k33 qui est même supérieur à celui des monocristaux peut être obtenu dans les céramiques polycristallines texturées. Pour examiner plus en détail cette possibilité, des simulations de champ de phase sont effectuées sur les systèmes de céramique monocristalline, de céramique aléatoire et de céramique texturée [001]. La figure 1d montre les configurations de domaine ainsi que les murs de domaine pour les trois systèmes après la polarisation électrique le long de la direction [001], où les flèches noires représentent les composantes de polarisation dans le plan (yz) et les contours de couleur représentent le hors de -composante du plan (x). Lors de la polarisation électrique, il existe quatre directions de polarisation équivalentes dans la phase rhomboédrique. Pour un monocristal, les quatre domaines équivalents qui sont séparés par des parois de domaine 71o et 109o sont bien agencés pour former le motif "en chevron" typique. Pour la céramique aléatoire, les motifs de domaine réguliers n'existent que dans les grains individuels, tandis que la céramique globale ne présente pas de structure de domaine bien organisée. Pour la céramique texturée, dont la taille de grain est plus grande que la céramique aléatoire, le motif de domaine de bande bien aligné est formé, ce qui est analogue aux domaines de bande séparés par des parois de domaine 109o dans un monocristal. L'émergence de structures de domaine de type monocristallin provient de l'axe cristallographique fixe [001] dans les grains avec un facteur de Lotgering élevé. Mais cette condition est relâchée pour les deux autres axes dont les orientations sont réparties aléatoirement, ce qui entraîne des corrélations électriques et élastiques non négligeables entre grains voisins. Cette corrélation entraîne l'émergence de modèles de domaine en forme de bande avec des parois de domaine non-109o. Ces structures de domaine en forme de bande ne sont pas présentes dans les céramiques polycristallines orientées de manière aléatoire. Étant donné que les parois de domaine peuvent également jouer un rôle dans le couplage électromécanique, nous avons examiné l'effet de paroi de domaine sur k en considérant différents nombres de parois de domaine. Les résultats simulés sont présentés dans la Fig. 2 supplémentaire, qui révèle que l'existence de parois de domaine peut légèrement améliorer le couplage électromécanique. Les valeurs simulées correspondantes de k33 sont présentées sur la figure 1e. Comme prévu, la céramique aléatoire présente le plus petit k33, tandis que la céramique texturée [001] possède un grand k33 comparable (et même légèrement supérieur) à celui du monocristal. Ces résultats suggèrent que le facteur de couplage électromécanique ultra-élevé k33 peut être atteint dans la céramique en suivant la conception de texturation proposée.

a Structure de polarisation pour un système ferroélectrique à deux grains, où les orientations des grains sont illustrées par les axes. b K33 simulé en fonction de l'angle de rotation γ entre les orientations de deux grains. c Permittivité simulée εT et εS en fonction de l'angle de rotation γ, où le champ électrique est appliqué dans la direction [001]. d Illustration de l'effet de la corrélation des grains sur la permittivité basée sur la théorie de Landau : la corrélation des grains fera dévier le chemin de rotation de la polarisation de son point d'équilibre et aplatit donc le profil d'énergie, ce qui augmente la permittivité εT et finalement améliore k33.

Pour vérifier expérimentalement la prédiction selon laquelle la céramique texturée <001> peut posséder un grand k comparable à la valeur du monocristal, une céramique PMN-PZT hautement texturée <001> a été préparée par une technique de croissance de grain modélisée avec un volume différent pourcentage de modèles BaTiO3. La figure 3a montre les diagrammes de diffraction des rayons X pour la céramique PMN-PZT aléatoire avec 0 vol% de modèles BaTiO3 et la céramique texturée PMN-PZT avec 3 vol% de modèles BaTiO3, respectivement. Les deux échantillons présentent une phase pérovskite, tandis que la céramique texturée montre une amélioration remarquable des intensités des pics de diffraction {001} par rapport à la céramique aléatoire. Le facteur de Lotgering de l'échantillon texturé est supérieur à 98 %, ce qui indique une orientation de grain préférée [001] forte. La figure 3b montre l'orientation des grains de céramiques PMN-PZT aléatoires et texturées via des cartes de figure de pôle inverse (IPF) mesurées par la technique SEM-EBSD dans le sens de l'épaisseur (Z) (les cartes IPF-X et IPF-Y sont présentées dans la figure supplémentaire 3). Afin d'évaluer le couplage électromécanique, des échantillons de mode longitudinal 33 et de mode transversal 31 avec des dimensions conformes aux normes IEEE ont été préparés, et leurs spectres d'impédance sont représentés sur les Fig. 3c, d. Les k33 et k31 du PMN-PZT texturé <001> sont étonnamment aussi élevés que 0,93 et ​​0,65, respectivement. La figure 3e énumère les k33 de monocristaux orientés représentatifs [001] et de céramiques aléatoires polycristallines. Le k33 des monocristaux <001> est compris entre 0,90 et 0,94, tandis que le k33 des céramiques aléatoires est limité à moins de 0,80. Le k33 du PMN-PZT texturé <001> est le même que la valeur de la contrepartie monocristalline du PMN-PZT. La figure 3f répertorie le k31 de monocristaux orientés représentatifs [001] et de céramiques aléatoires polycristallines. En général, le k31 des céramiques aléatoires est compris entre 0,30 et 0,40. Les k31 et k31(45o) des monocristaux orientés [001] sont d'environ 0,43 et 0,80, respectivement. Ici, k31(45o) est le k31 de l'échantillon monocristallin orienté [001] avec une coupe de 45o, où les orientations des côtés sont [110], [\(\bar{1}10\)] et [001], respectivement. Le k31 de la céramique PMN-PZT texturée est de 0,65, ce qui est légèrement supérieur à la valeur moyenne de k31 et k31(45o) des monocristaux orientés [001]. Cette caractéristique est due à la distribution de l'orientation des grains dans les céramiques texturées <001>, où l'orientation [001] des grains dans les échantillons texturés est bien alignée le long de la direction de l'épaisseur (z, hors du plan de coulée) mais les [100] et [010] les orientations des grains dans les échantillons texturés sont réparties de manière aléatoire dans le plan de coulée, ce qui est lié au fait que l'effort tranchant unidirectionnel a été utilisé pour l'alignement des gabarits. Sur la base de ces observations, on peut suggérer que le k, soit k31 ou k33, dans la céramique texturée dépend uniquement de la direction de la texture et du degré de texture, et n'est pas limité par l'existence du joint de grain. La céramique à texture <001> peut posséder un grand k33 comparable à ceux des monocristaux orientés <001>, ce qui vérifie la prédiction des Fig. 1 et 2.

a Modèles XRD de céramiques PMN-PZT aléatoires et texturées. b Images EBSD de céramiques PMN-PZT aléatoires et <001> texturées. c Spectres d'impédance des céramiques PMN-PZT texturées <001> en mode longitudinal 33, le facteur de couplage électromécanique, k33, est aussi élevé que 0,93. d Spectres d'impédance des céramiques PMN-PZT texturées <001> en mode transverse 31, le facteur de couplage électromécanique, k31, atteint 0,65. e Comparaison de k33 parmi les monocristaux orientés [001], les céramiques aléatoires et les céramiques texturées <001>. f Comparaison de k31 parmi les monocristaux orientés [001], les céramiques aléatoires et les céramiques texturées <001>. Ici, k31(45o) est le k31 de l'échantillon monocristallin orienté [001] avec une coupe de 45o, où les orientations des côtés sont [110], [\(\bar{1}10\)] et [001], respectivement. Les références des données k33 et k31 pour les monocristaux et les céramiques en e, f se trouvent dans la note complémentaire 1.

Le même k de monocristal orienté [001] et de céramiques texturées <001> suggère qu'ils peuvent posséder des configurations de domaine similaires. Il est bien connu que la capacité des domaines à commuter dans les polycristaux ferroélectriques dépend essentiellement de la symétrie cristallographique de la phase ferroélectrique23. Les domaines des céramiques polycristallines aléatoires qui sont tétragonaux ou rhomboédriques sont difficiles à commuter en raison de la contrainte des grains voisins orientés différemment. La texture <001> est requise pour la commutation de domaine non-180o en phase tétragonale23. La figure 4 montre les modèles XRD de champ électrique in situ de céramiques PMN-PZT-3BT texturées <001>. On peut observer que l'échantillon texturé non polaire a une composition MPB avec la coexistence de phases rhomboédriques et tétragonales (Fig. 4a), caractérisée par une division des pics près de 44o. Avec l'augmentation du champ électrique (1er vers le haut), le pic à angle élevé (axe a) est fusionné avec le pic à angle faible (axe c) et devient un pic unique, indiquant que les domaines a dans la phase tétragonale peuvent être entièrement est passé aux domaines c. Cette nouvelle structure de domaine est très stable lors de la suppression du champ électrique (1er vers le bas, Fig. 4b) et de l'application du champ électrique (2ème vers le haut, Fig. 4c). Sur la base de ces observations, on peut suggérer que les domaines non-180o dans les céramiques texturées <001> sont commutables, confirmant en outre que les céramiques texturées <001> pourraient avoir le même facteur de couplage électromécanique k que le monocristal orienté [001].

Modèles XRD de champ électrique in situ de céramiques PMN-PZT-3BT texturées. a Augmenter le champ électrique sur un échantillon non polarisé, noté 1er vers le haut. b Diminuez ensuite le champ électrique à 0, noté 1er vers le bas. c Ensuite, augmentez à nouveau le champ électrique, noté 2ème vers le haut. d Courbes de contour des données XRD in situ de (a). e Courbes de contour des données XRD in situ de (b). f Courbes de contour des données XRD in situ de (c).

L'un des principaux avantages de l'approche de texturation par rapport à l'approche de composition (augmentation de la permittivité diélectrique ε via la composition et la conception de la structure de phase) est que la maximisation de k via le contrôle de l'orientation fournira de meilleures propriétés piézoélectriques et une meilleure stabilité de la température. La dépendance à la température de k33 et \({\varepsilon }_{33}^{T}\) a également été illustrée par une simulation de champ de phase, comme le montre la Fig. 4 supplémentaire. Le \({\varepsilon }_{33} ^{T}\) montre une forte dépendance à la température et augmente de manière significative à mesure que la température approche de la transition de phase en raison de l'aplatissement du paysage d'énergie libre. Cependant, selon \(k=\sqrt{1-{\varepsilon }^{S}/{\varepsilon }^{T}}\), une augmentation aussi significative de εT n'entraînera pas la grande variation de k, en particulier pour le matériau piézoélectrique à k élevé, où le changement de εS est presque négligeable par rapport à celui de εT sous la forte contrainte de déformation.

La figure 5 compare les données expérimentales sur les propriétés diélectriques, piézoélectriques et électromécaniques dépendant de la température des matériaux piézoélectriques conçus par ces deux approches à la fois dans les plages de basse température et de haute température. Pour l'approche de composition, le système PMN-PT a été choisi car son diagramme de phase a été bien établi. Plus précisément, le PMN-35PT et le PMN-28PT dopé à 2,5% en moles d'Eu2O3 ont été sélectionnés comme PMN-PT non dopé et dopé, respectivement. Ces deux compositions sont proches du MPB et montrent les valeurs maximales du coefficient piézoélectrique d. Comme le montre la figure 5a, à température ambiante, la constante diélectrique εr du PMN-PT dopé à l'Eu est nettement supérieure à celle du PMN-PT non dopé, ce qui entraîne un coefficient piézoélectrique d31 plus élevé. Cependant, la constante diélectrique εr et le coefficient piézoélectrique d31 de l'échantillon de PMN-PT dopé à l'Eu montrent une dépendance à la température beaucoup plus forte et ont même des valeurs inférieures à celles du PMN-PT non dopé à des températures cryogéniques. À basse température, la constante diélectrique εr et le coefficient piézoélectrique de d31 pour les échantillons non dopés et dopés sont progressivement fusionnés en raison de la contribution décroissante des nanorégions polaires (PNR)24 ou de l'hétérogénéité locale induite par le dopant de terre rare Eu9.

a Propriétés mesurées dans une plage de basse température de -190 °C à la température ambiante, b Propriétés mesurées dans une plage de haute température de la température ambiante à 250 °C. L'approche de texturation fournit des incréments beaucoup plus grands de d et k ainsi qu'une plage de température plus large (comme indiqué par une transition de phase ferroélectrique-ferroélectrique rhomboédrique à tétragonale TR-T et une transition de phase ferroélectrique-paraélectrique TC) que l'approche de composition traditionnelle, comme indiqué par les flèches verticale et horizontale.

Pour l'approche de texturation microstructurale, le facteur de couplage électromécanique k peut être considérablement amélioré, conduisant à un incrément important de d. Pendant ce temps, d présente une bien meilleure stabilité à la température que l'approche compositionnelle car k a une sensibilité à la température beaucoup moins importante que εr. Un exemple extraordinaire ici est le PMN-PZT texturé. A température ambiante, la texturation augmente k31 du PMN-PZT de 0,3 à 0,65, en conséquence, augmente significativement d31 de 89 pC N−1 à 568 pC N−1, d33 de 230 à 1470 pC N−1, g33 de 28 × 10− 3 V m N−1 à 50 × 10−3 V m N−1, et d33·g33 de 6,5 × 10−12 m2 N−1 à 73 × 10−12 m2 N−1, respectivement. À basse température, les incréments de d31 et k31 via l'approche de texturation sont également beaucoup plus importants que l'approche de composition, comme le montre la figure 5a. Semblable à la basse température, la texturation augmente remarquablement le k31 du PMN-PZT et augmente le d31 du PMN-PZT dans la plage de haute température, comme le montre la figure 5b. Le PMN-PZT texturé présente des k31 et d31 plus élevés et une plage de température de fonctionnement plus large que le PMN-PT. Pour la céramique aléatoire, l'obtention d'un d élevé à température ambiante sacrifie toujours la stabilité de la température, caractérisée par une faible transition de phase ferroélectrique-ferroélectrique (TR-T) et une transition de phase ferroélectrique-paraélectrique TC. Il convient de mentionner ici que l'orientation ou la texturation des grains n'affectera pas la température de transition de phase. Ici, la légère diminution des températures de transition de phase dans le PMN-PZT texturé est due à la faible température de Curie des modèles BaTiO3 (130 ° C). Ceci peut être résolu en utilisant un modèle PMN-PZT homogène qui a la même composition que celle de la matrice. De plus, comme le montre la Fig. 5 supplémentaire, bien que le dopage Eu augmente considérablement la permittivité diélectrique ε et les propriétés piézoélectriques d, il réduit considérablement le champ coercitif Ec, ce qui affaiblit la stabilité du champ électrique (dépolage) et limite l'utilisation du matériau en haute demande de puissance. Au contraire, la texturation a beaucoup moins d'impact sur le champ coercitif Ec. De plus, comme le montre la Fig. 6 supplémentaire, contrairement au dopage Eu qui augmente la perte diélectrique, tanδ, des céramiques aléatoires PMN-PT à température ambiante de 1,8% à 3,4%, la texturation [001] réduit considérablement tanδ de PMN- Céramique aléatoire PZT à température ambiante de 2,3% à 1,1%. Une tendance similaire a également été observée dans les céramiques PMN-PT à texture [001] où tanδ à la température ambiante diminue de 2,0 % à 0,6 %18. Dans l'ensemble, comme résumé dans la Fig. 7 supplémentaire, notre approche basée sur la texturation microstructurale fournit un k élevé (large bande passante et haute efficacité de transduction d'énergie), un d élevé (grande déformation), un grand d·g (densité d'énergie de transduction élevée) et un g élevé. (grande sensibilité), faible perte sans sacrifier de manière significative la température et la stabilité du champ électrique, ce qui surmonte les goulots d'étranglement susmentionnés présentés par l'approche traditionnelle (augmentation de la permittivité diélectrique ε) basée sur la conception de la composition (dopage et solution solide).

Compte tenu de l'importance du couplage électromécanique, il est crucial de concevoir de nouveaux matériaux ferroélectriques avec un k très élevé. Pour ce faire, les facteurs qui influent sur k doivent être examinés. Ici, nous utilisons un modèle théorique pour comprendre l'origine du couplage électromécanique dans les ferroélectriques pérovskites et explorer les facteurs clés qui contribuent le plus à k. Les détails de la modélisation se trouvent dans la note complémentaire 2. Du point de vue énergétique, les déplacements ioniques décentrés peuvent conduire à une énergie plus faible pour les phases ferroélectriques. Les contours de la figure 6a présentent l'énergie U en fonction du déplacement ionique r et de la déformation du réseau R pour un état ferroélectrique. Habituellement, le déplacement ionique (polarisation) et la déformation du réseau (contrainte) sont couplés, par exemple, un déplacement plus important peut également induire une déformation plus importante. Donc, si la déformation est conservée (Chemin-B), l'énergie UA(r) sera supérieure à l'énergie UB(r) en déformation libre (Chemin-A). Le facteur de couplage électromécanique k est lié au rapport des deux courbures d'énergie, comme le montre la figure 6b.

a Contour d'énergie pour un état ferroélectrique en fonction du déplacement ionique r et de la déformation du réseau R. b Profils d'énergie le long de Path-A et Path-B. c Contours de couleur de la polarisation P, de la permittivité ε, de la piézoélectricité d et du facteur de couplage électromécanique k, en fonction de l'effet des rayons ioniques x et de l'effet de liaison covalente y. x ≡ ρA /ρB implique le rapport de rayon ionique entre les ions A et B, tandis que y ≡ λBc /λB caractérise la force de liaison covalente relative de la liaison BO. La ligne pointillée blanche représente la frontière de transition de phase paraélectrique-ferroélectrique.

L'origine de la ferroélectricité a été discutée pour la première fois par Megaw25 en 1952, puis expliquée informatiquement par Cohen26 40 ans plus tard. Dans les ferroélectriques pérovskites, les forces répulsives à courte portée qui sont principalement causées par le principe d'exclusion de Pauli favorisent la structure idéale tandis que les forces de Coulomb à longue portée (Madelung) favorisent les déplacements ioniques décentrés, la ferroélectricité est donc déterminée par la compétition entre les courtes -interactions à longue portée et à longue portée. La liaison covalente entre le cation B et l'oxygène via l'hybridation dp peut réduire la répulsion à courte portée et ainsi permettre des déplacements décentrés pour créer de la ferroélectricité26. En effet, outre l'hybridation BO, les rayons ioniques peuvent également impacter la compétition énergétique et donc la ferroélectricité. La figure 6c montre la cartographie de la ferroélectricité (P) en fonction du rapport de rayon ionique x et de la force de liaison covalente relative y. Si le rayon ionique de B est comparable à celui de A, il est très difficile d'induire la ferroélectricité même pour une forte liaison covalente BO. Cependant, si le rayon ionique de B est beaucoup plus petit que celui de A, la ferroélectricité peut toujours être induite même sans la liaison covalente BO, où le petit ion B se déplace facilement dans la grande cage des ions O. Sur la base de nos résultats théoriques, une grande polarisation spontanée peut être obtenue en choisissant un grand ion A ou un petit ion B avec une forte hybridation BO.

Étant donné que les rayons ioniques et les liaisons covalentes jouent un rôle important dans la ferroélectricité, leur impact sur le couplage électromécanique est également examiné. Les contours de couleur de la permittivité ε, de la piézoélectricité d et du facteur de couplage électromécanique k, en fonction du rapport de rayon ionique x et de la force de liaison covalente relative y, sont illustrés à la Fig. 6c. Comme prévu, une grande permittivité ε apparaît autour de la limite de transition de phase où le profil d'énergie de U(r) sera plus aplati, et aucune dépendance de polarisation évidente ne peut être trouvée. De même, une grande piézoélectricité d apparaît également près de la frontière de transition de phase où le profil d'énergie de U(R) sera plus aplati, mais cela dépend de la polarisation. Cependant, le facteur de couplage électromécanique k présente un comportement différent : un grand k ne nécessite pas une grande permittivité ou piézoélectricité. Étant donné que la permittivité ou la piézoélectricité est liée au chemin A tandis que le couplage électromécanique est lié à la fois au chemin A et au chemin B, il n'y a pas de relation directe entre eux. Le modèle théorique révèle qu'un k plus grand résulte d'un rayon ionique plus grand de A ou d'un rayon ionique plus petit de B ainsi que d'une liaison covalente BO plus forte. Cependant, un très grand k (> 0,9) préfère l'effet de liaison covalente forte plutôt que l'effet ionique. Ces résultats suggèrent une condition optimale pour les ferroélectriques pérovskites qui possèdent simultanément une grande permittivité, une grande piézoélectricité et un facteur de couplage électromécanique élevé : une liaison covalente BO forte et proche de la frontière de transition de phase. Des études similaires basées sur des mesures expérimentales pour analyser les effets des ions du site A ou du site B sur le facteur de couplage électromécanique ont été rapportées par Yamashita27,28,29,30.

En résumé, nous proposons une percée dans la conception de céramiques piézoélectriques qui atteint une amplitude quasi idéale de k via l'orientation/texturation des grains. Grâce à la simulation de champ de phase et à la vérification expérimentale par PMN-PZT texturé, il a été constaté que les céramiques texturées peuvent atteindre le même k qu'un monocristal. Le k33 du PMN-PZT hautement texturé <001> est mesuré à 0,93, ce qui comble l'écart entre la céramique et le monocristal. De plus, l'augmentation de k via la texturation fournit une approche alternative d'augmentation de la piézoélectricité, qui surmonte les goulots d'étranglement de l'approche traditionnelle via la conception de la composition. En outre, nous avons utilisé un modèle théorique pour comprendre l'origine physique de k dans les ferroélectriques pérovskites et avons découvert qu'une forte liaison covalente entre le cation B et l'oxygène via l'hybridation dp contribue le plus à k. Ces découvertes fournissent une nouvelle stratégie de conception pour développer la prochaine génération de matériaux piézoélectriques hautes performances avec une piézoélectricité ultra élevée et un faible coût, afin de répondre aux demandes de bande passante ultra large, de rendement élevé, de densité de puissance élevée et de dispositifs piézoélectriques à haute stabilité.

Les céramiques texturées piézoélectriques ont été synthétisées par un processus de croissance de grains modélisé, comme illustré dans la Fig. 8 supplémentaire. méthode de réaction d'état. Un mélange de PbO (99,9 %, Sigma Aldrich, USA), MgNb2O6 (99,9 %, Alfa Aesar, USA), ZrO2 (99 %, Sigma Aldrich, USA) et TiO2 (99,9 %, Sigma Aldrich, USA) a été broyé à billes dans l'éthanol pendant 24 h en utilisant des milieux de broyage ZrO2 (Tosoh USA). Après le processus de séchage, le mélange broyé à billes a été séché et calciné à 750 ° C pendant 2 h. La poudre calcinée a été à nouveau broyée à billes avec un excès de 1,5 % en poids de PbO pendant 24 h. Les gabarits pour la texturation des céramiques PMN-PZT sont des microcristaux [001]PC BaTiO3 (BT) en forme de plaque. Pour synthétiser les modèles [001]PC BT, trois étapes ont été impliquées. Premièrement, des plaquettes de Bi4Ti3O12 ont été synthétisées en faisant réagir du Bi2O3 avec des poudres de TiO2 dans des sels fondus de NaCl et de KCl à 1050 ° C pendant 1 h. Ensuite, des plaquettes de BaBi4Ti4O15 ont été synthétisées en faisant réagir du Bi4Ti3O12 avec du TiO2 et du BaCO3 dans des sels fondus de BaCl2/KCl à 1050 °C pendant 3 h. Enfin, des plaquettes [001]PC BT ont été obtenues par réaction topochimique entre BaBi4Ti4O15 et BaCO3 dans des sels fondus de NaCl et KCl à 950 °C pendant 3 h. Bi3+ dans BaBi4Ti4O15 a été remplacé par le Ba2+ de BaCO3, donnant la matrice BaTiO3 et le sous-produit Bi2O3. Le sous-produit Bi2O3 a été éliminé par de l'acide nitrique dilué. Pour fabriquer des céramiques texturées, des poudres de matrice PMN-PZT avec un liant organique (Ferro 73225, Vista, CA) et des solvants toluène/éthanol ont été mélangés par broyage à billes pour préparer des suspensions céramiques. Ensuite, divers contenus de gabarits ont été ajoutés dans les suspensions sous agitation magnétique et les suspensions ont ensuite été coulées à la vitesse de 40 cm min-1 en utilisant une racle d'une hauteur de 200 µm. Les bandes vertes séchées ont été coupées, empilées et laminées à 75 ° C sous une pression de 20 MPa pendant 15 min. Les échantillons verts ont été chauffés à 400 ° C avec une vitesse de chauffage de 0,3 ° C min-1 et maintenus pendant 2 h pour éliminer le solvant organique et le liant, puis pressés isostatiquement à froid sous 133 MPa pendant 1 min. Les échantillons ont ensuite été frittés à 1150 ° C pendant 10 h dans un courant d'O2 (0,2 L min-1). À titre de comparaison, les céramiques aléatoires PMN-PZT ont été préparées par le même traitement que la céramique texturée PMN-PZT mais sans ajouter de matrices BaTiO3. Les microstructures du modèle BaTiO3, des céramiques aléatoires PMN-PZT et des céramiques texturées PMN-PZT ont été observées par microscopie électronique à balayage (ESEM Q250, FEI, Pays-Bas). Les céramiques PMN-PZT peuvent être trouvées ailleurs13,31.

Les phases cristallographiques des céramiques ont été caractérisées par diffraction des rayons X (XRD, PANalytical Empyrean, Pays-Bas). Le degré de texture pseudo-cubique [001] a été déterminé à partir du diagramme XRD dans la plage 2 thêta de 20 à 60° par la méthode du facteur de Lotgering32. Les propriétés diélectriques des échantillons polarisés en fonction de la température ont été mesurées à l'aide d'un compteur LCR multifréquence (E4980AL, Keysight, USA). Les propriétés piézoélectriques des échantillons en fonction de la température ont été obtenues par la technique de résonance et d'anti-résonance à l'aide d'un analyseur de phase d'impédance/gain (E4990A, Keysight, USA). Le coefficient piézoélectrique d33 a été mesuré par un d33-mètre (YE 2730 A, APC Products, Inc., USA). Les boucles d'hystérésis de polarisation par rapport au champ électrique et les courbes de déformation par rapport au champ électrique ont été mesurées à l'aide d'un testeur ferroélectrique (Precision Premier II, Radiant Technologies, Inc., USA).

Pour effectuer l'étude de simulation du couplage électromécanique dans les céramiques PMN-PT texturées, nous avons adopté le modèle de champ de phase des ferroélectriques polycristallins. Dans ce modèle, la structure des grains polycristallins est caractérisée par le champ matriciel de rotation des grains R(r) et l'état ferroélectrique est décrit par le champ vectoriel de polarisation P(r) dont l'évolution est caractérisée par l'équation de Ginzburg-Landau dépendante du temps. Les détails de la modélisation se trouvent dans la note complémentaire 3. Le facteur de couplage électromécanique est obtenu en simulant εT et εS, où εT est la permittivité diélectrique sans contrainte et εS est la permittivité avec déformation conservée. Pour obtenir la permittivité correspondante, nous appliquons un petit champ électrique ΔE dans la direction de polarisation et mesurons le changement de polarisation induit ΔP.

Les calculs pour les ferroélectriques pérovskites BaTiO3 ont été effectués dans le cadre de la théorie de la fonctionnelle de la densité (DFT) en utilisant le Vienna Ab initio Simulation Package (VASP)33,34,35,36. La méthode d'onde augmentée par projecteur de base d'onde plane (PAW)37,38 a été utilisée dans l'approximation de densité locale (LDA)39. L'algorithme de gradient conjugué est utilisé pour l'optimisation de la structure avec l'énergie de coupure de l'onde plane de 500 eV et un schéma 8 × 8 × 8 Gamma k-points, et tous les atomes sont libres de se déplacer jusqu'à convergence avec des forces entre eux <10−3 eV/Å. Le tenseur de charge effectif de Born Z* est calculé à l'aide de la théorie des perturbations fonctionnelles de densité (DFPT)40. Le moment dipolaire électrique pour une cellule unitaire est déterminé par \({{{{{\bf{p}}}}}}=e\sum {{{{{{\bf{Z}}}}}}}_ {\alpha }^{* }\cdot {{{{{{\bf{u}}}}}}}_{\alpha }\), où uα est le déplacement de l'atome α. Les charges effectives de Born calculées dans la phase cubique sont : \({Z}_{{Ba}}^{* }=2,76\), \({Z}_{{Ti}}^{* }=7,47\) , \({Z}_{O\perp }^{* }=-2.17\) et \({Z}_{O\parallel }^{* }=-5.89\).

Les données à l'appui des conclusions de cette étude sont disponibles sur demande auprès des auteurs correspondants.

Zhang, SJ & Li, F. Monocristaux ferroélectriques relaxeurs-PbTiO3 à haute performance : statut et perspective. J. Appl. Phys. 111, 031301 (2012).

Annonces d'article Google Scholar

Zhang, S. et al. Avantages et défis des cristaux ferroélectriques relaxeurs-PbTiO3 pour les transducteurs électroacoustiques - Une revue. Programme. Mater. Sci. 68, 1–66 (2015).

Article CAS Google Scholar

Uchino, K. Ferroelectric Devices, 2e éd. (CRC Press, Inc., 2009).

Lignes, ME & Glass, AM Principes et applications des ferroélectriques et des matériaux connexes (Clarendon Press, 1979).

Liu, WF & Ren, XB Grand effet piézoélectrique dans les céramiques sans plomb. Phys. Rév. Lett. 103, 257602 (2009).

Annonces d'article Google Scholar

Saito, Y. et al. Piézocéramique sans plomb. Nature 432, 84–87 (2004).

Article ADS CAS Google Scholar

Bokov, AA & Ye, ZG Progrès récents dans les ferroélectriques relaxeurs à structure pérovskite. J. Mater. Sci. 41, 31–52 (2006).

Article ADS CAS Google Scholar

Li, F., Zhang, SJ, Damjanovic, D., Chen, LQ & Shrout, TR Hétérogénéité structurelle locale et réponses électromécaniques des ferroélectriques : apprentissage des ferroélectriques relaxeurs. Adv. Fonct. Mater. 28, 1801504 (2018).

Article Google Scholar

Li, F. et al. Piézoélectricité ultra élevée dans les céramiques ferroélectriques par conception. Nat. Mater. 17, 349-354 (2018).

Article ADS CAS Google Scholar

Zhang, SJ, Xia, R., Lebrun, L., Anderson, D. & Shrout, TR Matériaux piézoélectriques pour applications à haute puissance et haute température. Mater. Lett. 59, 3471–3475 (2005).

Article CAS Google Scholar

Wu, JG, Xiao, DQ & Zhu, JG Matériaux piézoélectriques sans niobate de potassium et de sodium : passé, présent et futur des limites de phase. Chim. Rév. 115, 2559–2595 (2015).

Article CAS Google Scholar

Yan, Y., Zhou, JE, Maurya, D., Wang, YU et Priya, S. Coefficient de tension piézoélectrique géant dans un matériau PbTiO3 modifié à grains orientés. Nat. Commun. 7, 13089 (2016).

Article ADS CAS Google Scholar

Yan, YK et al. Densité d'énergie géante dans les céramiques piézoélectriques Pb(Mg1/3Nb2/3)O3-PbZrO3-PbTiO3 texturées [001]. Appl. Phys. Lett. 102, 042903 (2013).

Annonces d'article Google Scholar

Park, SE & Shrout, TR Comportement piézoélectrique et déformation ultra-élevée dans des monocristaux ferroélectriques à base de relaxeurs. J. Appl. Phys. 82, 1804–1811 (1997).

Article ADS CAS Google Scholar

Messing, GL et al. Croissance granulaire modélisée de céramiques piézoélectriques texturées. Crit. Rev. Solid State 29, 45–96 (2004).

Article CAS Google Scholar

Li, P. et al. Propriétés piézoélectriques ultra-élevées dans les céramiques texturées sans plomb à base de (K,Na)NbO3. Adv. Mater. 30, 1705171 (2018).

Article Google Scholar

Maurya, D., Zhou, Y., Yan, YK et Priya, S. Mécanisme de synthèse de céramiques piézoélectriques sans plomb à grains orientés Na0.5Bi0.5TiO3-BaTiO3 avec réponse piézoélectrique géante. J. Mater. Chim. C 1, 2102-2111 (2013).

Article CAS Google Scholar

Yan, YK, Wang, YU & Priya, S. Comportement électromécanique des céramiques Pb(Mg1/3Nb2/3)O3-PbTiO3 texturées [001]. Appl. Phys. Lett. 100, 192905 (2012).

Annonces d'article Google Scholar

Yang, S. et al. Céramiques ferroélectriques texturées avec des facteurs de couplage électromécaniques élevés sur une large plage de températures. Nat. Commun. 12, 1414 (2021).

Zhang, SJ, Li, F., Luo, J., Sahul, R. & Shrout, TR Relaxor-PbTiO3 monocristaux pour diverses applications. IEEE T. Ultrason. Ferr. 60, 1572-1580 (2013).

Article Google Scholar

Davis, M., Budimir, M., Damjanovic, D. & Setter, N. Ferroélectriques rotatifs et prolongateurs : importance du coefficient de cisaillement pour les propriétés piézoélectriques des cristaux et céramiques de domaine. J. Appl. Phys. 101, 054112 (2007).

Annonces d'article Google Scholar

Li, F., Zhang, S., Xu, Z., Wei, X. & Shrout, TR Propriété critique dans les monocristaux relaxor-PbTiO3 - réponse piézoélectrique de cisaillement. Adv. Fonct. Mater. 21, 2118-2128 (2011).

Article CAS Google Scholar

Li, JY, Rogan, RC, Ustundag, E. & Bhattacharya, K. Commutation de domaine dans les céramiques ferroélectriques polycristallines. Nat. Mater. 4, 776–781 (2005).

Article ADS CAS Google Scholar

Li, F. et al. L'origine de la piézoélectricité ultra-élevée dans les cristaux de solution solide relaxeurs-ferroélectriques. Nat. Commun. 7, 13807 (2016).

Article ADS CAS Google Scholar

Megaw, HD Origine de la ferroélectricité dans le titanate de baryum et d'autres cristaux de type pérovskite. Acta Crystallogr. 5, 739–749 (1952).

Article CAS Google Scholar

Cohen, RE Origine de la ferroélectricité dans les oxydes de pérovskite. Nature 358, 136-138 (1992).

Article ADS CAS Google Scholar

Yamashita, Y. Grands facteurs de couplage électromécanique dans le système de matériau binaire pervoksite. Jpn. J. Appl. Phys. 33, 5328-5331 (1994).

Article ADS CAS Google Scholar

Yamashita, Y., Harada, K., Hosono, Y., Natsume, S. & Ichinose, N. Effets des ions du site B sur les facteurs de couplage électromécanique des matériaux piézoélectriques Pb(B'B")O3-PbTiO3. Jpn .J. Appl. Phys. 37, 5288–5291 (1998).

Article ADS CAS Google Scholar

Yamashita, Y., Hosono, Y., Harada, K. & Ichinose, N. Effet de la masse moléculaire des ions du site B sur les facteurs de couplage électromécanique des matériaux piézoélectriques pérovskites à base de plomb. Jpn. J. Appl. Phys. 39, 5593–5596 (2000).

Article ADS CAS Google Scholar

Yamashita, Y., Hosono, Y., Harada, K. & Yasuda, N. Présent et futur des monocristaux piézoélectriques et importance des cations du site B pour une réponse piézoélectrique élevée. IEEE T. Ultrason. Ferr. 49, 184-192 (2002).

Article Google Scholar

Liu, D., Yan, YK & Zhou, HP Synthèse de la plaquette à l'échelle du micron BaTiO3. Confiture. Céram. Soc. 90, 1323-1326 (2007).

Article CAS Google Scholar

Logtering, FK Réactions topotactiques avec des xxures ferrimagnétiques ayant des structures cristallines hexagonales-IJ Inorg. Nucl. Chim. 9, 113–123 (1959).

Article Google Scholar

Kresse, G. & Furthmüller, J. Schémas itératifs efficaces pour les calculs d'énergie totale ab initio utilisant un ensemble de base d'ondes planes. Phys. Rév. B 54, 11169–11186 (1996).

Article ADS CAS Google Scholar

Kresse, G. & Hafner, J. Dynamique moléculaire ab initio pour les métaux liquides. Phys. Rev. B 47, 558–561 (1993).

Article ADS CAS Google Scholar

Kresse, G. & Furthmüller, J. Efficacité des calculs d'énergie totale ab-initio pour les métaux et les semi-conducteurs à l'aide d'un ensemble de base d'ondes planes. Calcul. Mater. Sci. 6, 15-50 (1996).

Article CAS Google Scholar

Kresse, G. & Hafner, J. Simulation de dynamique moléculaire ab initio de la transition métal liquide-amorphe-semi-conducteur dans le germanium. Phys. Rév. B 49, 14251–14269 (1994).

Article ADS CAS Google Scholar

Blöchl, PE Méthode d'onde augmentée du projecteur. Phys. Rév. B 50, 17953–17979 (1994).

Annonces d'article Google Scholar

Kresse, G. & Joubert, D. Des pseudopotentiels ultradoux à la méthode des ondes augmentées par projecteur. Phys. Rév. B 59, 1758–1775 (1999).

Article ADS CAS Google Scholar

Perdew, JP & Zunger, A. Correction d'auto-interaction aux approximations fonctionnelles de densité pour les systèmes à plusieurs électrons. Phys. Rév. B 23, 5048–5079 (1981).

Article ADS CAS Google Scholar

Baroni, S., de Gironcoli, S., Dal Corso, A. & Giannozzi, P. Phonons et propriétés cristallines associées de la théorie des perturbations fonctionnelles de la densité. Rév. Mod. Phys. 73, 515–562 (2001).

Article ADS CAS Google Scholar

Télécharger les références

YY et H. Leng reconnaissent le soutien financier de la DARPA par le biais du numéro de prix HR00111920001. LG et YW reconnaissent l'Extreme Science and Engineering Discovery Environment (XSEDE). XL reconnaît le soutien de la National Science Foundation par le biais du numéro de prix DMR-1936432. H. Liu reconnaît le soutien financier du Bureau de recherche de l'armée par le biais du numéro de prix W911NF1620010. SP reconnaît le soutien de la National Science Foundation par le biais du CREST Center for Renewable Energy and Advanced Materials (CREAM) numéro de prix HRD 1547771.

Département de science et génie des matériaux, Pennsylvania State University, University Park, PA, 16802, États-Unis

Yongke Yan, Hairui Liu, Haoyang Leng, Xiaotian Li et Shashank Priya

Département de science et génie des matériaux, Université technologique du Michigan, Houghton, MI, 49931, États-Unis

Liwei D. Geng & Yu U. Wang

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

YY, LG, YW et SP ont conçu l'idée. YY a conçu l'expérience et mené la caractérisation. LG et YW ont réalisé la simulation de phase de champ et la modélisation atomique. H. Liu et H. Leng ont participé à la préparation des échantillons. XL a assisté à la mesure électrique. YY, LG, YW et SP ont rédigé le manuscrit. Tous les auteurs ont contribué aux discussions et à la révision du manuscrit.

Correspondance à Yongke Yan, Liwei D. Geng, Yu U. Wang ou Shashank Priya.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

Nature Communications remercie le(s) relecteur(s) anonyme(s) pour leur contribution à la relecture par les pairs de ce travail.

Note de l'éditeur Springer Nature reste neutre en ce qui concerne les revendications juridictionnelles dans les cartes publiées et les affiliations institutionnelles.

Libre accès Cet article est sous licence Creative Commons Attribution 4.0 International License, qui permet l'utilisation, le partage, l'adaptation, la distribution et la reproduction sur n'importe quel support ou format, tant que vous donnez le crédit approprié à l'auteur ou aux auteurs originaux et à la source, fournissez un lien vers la licence Creative Commons et indiquez si des modifications ont été apportées. Les images ou tout autre matériel tiers dans cet article sont inclus dans la licence Creative Commons de l'article, sauf indication contraire dans une ligne de crédit au matériel. Si le matériel n'est pas inclus dans la licence Creative Commons de l'article et que votre utilisation prévue n'est pas autorisée par la réglementation légale ou dépasse l'utilisation autorisée, vous devrez obtenir l'autorisation directement du détenteur des droits d'auteur. Pour voir une copie de cette licence, visitez http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Réimpressions et autorisations

Yan, Y., Geng, LD, Liu, H. et al. Couplage électromécanique quasi idéal dans des céramiques piézoélectriques texturées. Nat Commun 13, 3565 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-31165-y

Télécharger la citation

Reçu : 08 avril 2021

Accepté : 07 juin 2022

Publié: 22 juin 2022

DOI : https://doi.org/10.1038/s41467-022-31165-y

Toute personne avec qui vous partagez le lien suivant pourra lire ce contenu :

Désolé, aucun lien partageable n'est actuellement disponible pour cet article.

Fourni par l'initiative de partage de contenu Springer Nature SharedIt

Journal des matériaux électroniques (2023)

En soumettant un commentaire, vous acceptez de respecter nos conditions d'utilisation et nos directives communautaires. Si vous trouvez quelque chose d'abusif ou qui ne respecte pas nos conditions ou directives, veuillez le signaler comme inapproprié.