In-situ-Hochdruck-Röntgenbeugungs- und Raman-Spektroskopie-Studie von Ti3C2Tx MXen

Hintergrund

Nach den intensiven Untersuchungen von Graphen [1] und Übergangsmetalldichalkogeniden (TMDs) [2,3,4,5] über ein Jahrzehnt hinweg haben zweidimensionale (2D) Metallcarbide (MXene) aufgrund ihrer außergewöhnlichen elektrische Eigenschaften [6, 7]. Die Ti₃ C₂ MXene ist ein Schichtmaterial mit Van-der-Waals-Stapelstruktur, bei dem jede Schicht zwei Kohlenstoffatomebenen enthält, die zwischen drei Ti-Atomebenen eingebettet sind. In der Energiebandstruktur von Ti₃ C₂ MXene, das Leitungsband berührt das Valenzband am Γ-Punkt, was anzeigt, dass Ti₃ C₂ MXene ist ein halbmetallisches Material [8]. Interessanter ist die Bandstruktur von Ti₃ C₂ Mxen kann durch die funktionellen Oberflächengruppen (die in der Formel mit „T“ bezeichnet sind) [8] wie –F, –O und –OH [9] leicht geöffnet werden. Diese funktionellen Gruppen werden beim Lösungsätzen von M_{n . erzeugt} AlC_{n + 1} Phase [9], die dann ein Ti₃ . bildet C₂ T_x MXene mit abstimmbaren elektrischen Eigenschaften. Die elektrische Leitfähigkeit von Ti₃ C₂ T_x MXene wurde mit 4,2 × 10 ⁻⁴ . gemessen S/m [10], was den meisten TMDs überlegen ist. Bis heute Ti₃ C₂ T_x MXene haben potenzielle Anwendungen in fortschrittlichen Superkondensatoren [11], Li-Batterien [12], elektromagnetischer Abschirmung [10], antibakteriell [13], . gezeigt und Lichtemission [14].

Neben der hohen elektrischen Leitfähigkeit ist die elastische Eigenschaft von Ti₃ C₂ T_x Auch MXene zieht viel Aufmerksamkeit auf sich. Theoretische Berechnungen sagten voraus, dass dieses ultradünne Carbid einen Young-Modul von bis zu ~ 500 GPa hat [15,16,17]. Lipatovet al. verwendet vor kurzem Nanoindentation, um zu bestimmen, dass der Young-Modul von monolayer Ti₃ C₂ T_x MXene betrug 330 Gpa [18]. Diese Werte sind viel höher als die von MoS₂ [18] und sind vergleichbar mit denen von Monolayer-Graphen [19]. Kürzlich haben Ghidiu et al. maß die Hochdruck-Röntgenbeugungsspektren (XRD) von Ti₃ C₂ T_x MXene bis zu 3 GPa und beobachtete keine Phasenumwandlung [20]. Da jedoch der in Ref.-Nr. [20] war zu niedrig, die Phasenstabilität und Gitterverformung von Ti₃ C₂ T_x bei höherem Druck sind noch unbekannt.

Die Raman-Spektroskopie dient als nützliches zerstörungsfreies Werkzeug zur Untersuchung der Kristallstruktur und der Phononenschwingung von 2D-Materialien wie Graphen [21] und TMDs [2]. Die Zusammensetzung von Ti₂ CT_x [22] und Phasenstabilität von Ti₃ C₂ T_x Mxene bei unterschiedlichen Temperbedingungen [10] kann durch konfokale Raman-Messungen untersucht werden. Vor kurzem wurde die Phononendispersion von Ti₃ C₂ T_x MXene wurde theoretisch von Hu et al. [23, 24] und ermöglicht so ein weiteres Verständnis der Raman-Spektren dieses Materials. Die Hochdruck-Raman-Spektroskopie von Ti₃ C₂ T_x fehlt noch. Darüber hinaus ist die Phononenantwort von Ti₃ C₂ T_x als Funktion des Drucks ist unbekannt.

In diesem Papier haben wir Ti₃ . vorbereitet C₂ T_x dünne Flocken und maßen ihre druckabhängigen XRD- und Raman-Spektren bis zu 26,7 GPa. Die elastischen Konstanten von Ti₃ C₂ T_x wurden aus XRD-Beugungspeakverschiebungen durch die Murnaghan-Gleichung berechnet. Die positiven Grüneisen-Parameter von Phononen außerhalb der Ebene wurden aus ihrer druckabhängigen Raman-Verschiebung und dem Verformungsverhältnis der Gitterparameter erhalten. Die erhaltenen Ergebnisse würden dem weiteren Verständnis des mechanischen und Phononen-Vibrationsverhaltens von Ti₃ . zugute kommen C₂ T_x MXene.

Ergebnisse und Diskussionen

Vor Hochdruckmessungen haben wir zunächst die grundlegenden Materialeigenschaften des abgeblätterten Ti₃ . untersucht C₂ T_x Mxene-Flocken. Ein optisches Bild des abgeblätterten Ti₃ C₂ T_x Auf Si/SiO₂ . abgeschiedene Flocken (300 nm) Substrat ist in Abb. 1a gezeigt. Bei den abgeblätterten Flocken ist ein hellgrüner Kontrast zu beobachten. Wie von Miranda et al. berichtet, ist der optische Kontrast von Ti₃ C₂ T_x Flakes hängt stark von der Flakedicke ab, wobei dickere Flakes immer einen höheren Kontrast aufweisen, während dünne Flakes einen geringen Kontrast aufweisen [25]. Der hellgrüne Kontrast der meisten Flocken in Abb. 1b weist auf ihre geringe Dicke hin. Topografisches Bild eines Rasterkraftmikroskops (AFM) von abgeblättertem Ti₃ C₂ T_x Flocken sind in Abb. 1b dargestellt. Die Flakes im Mapping-Bereich zeigen Oberflächen mit hoher Rauhigkeit, die typisch für Ti₃ . ist C₂ T_x Flocken [26]. Die Dicke einer typischen dünnen Flocke kann anhand ihres Linienprofils (Einschub von Fig. 1b) über die markierte Position in Fig. 1b zu 170 nm bestimmt werden. Ein Rasterelektronenmikroskop (REM)-Bild einer abgeblätterten Flocke ist in Abb. 1c gezeigt. Die laminierte Struktur von Ti₃ C₂ T_x deutlich zu erkennen ist, was auf die erfolgreiche Herstellung von Ti₃ . hinweist C₂ T_x geschichtete Proben [10].

a Optisches Bild von mit Ultraschall abgeschältem Ti₃ C₂ T_x Flocken; b Topografisches AFM-Bild von mit Ultraschall abgeschältem Ti₃ C₂ T_x Flocken, und ein Linienprofil über der markierten gestrichelten Linie wird als Einschub angezeigt, der den Ti₃ . anzeigt C₂ T_x Flockendicke von 170 nm; c REM-Aufnahme von ultraschallgeschältem Ti₃ C₂ T_x Flocken; d XRD-Spektren von Ti₃ C₂ T_x Rohpulver

Wir haben außerdem die XRD-Spektren von rohem Ti₃ . gemessen C₂ T_x Pulver, wie in Abb. 1d gezeigt. Dieses XRD-Muster ist eine Analogie zu früheren Berichten [10]; somit können die markanten Peaks bei 8,95 °, 18,28 ° und 27,7 ° den Beugungen der (002-), (004-) und (006)-Ebenen zugeordnet werden. Im Vergleich zu den markanten Peaks ist die Intensität der Beugungspeaks der Nebenphasen (Anatas TiO₂ (101) bei 25,3°, JCPDS Card No. 71-1116) ist relativ schwach, was auf die hohe Reinheit von Ti₃ . hinweist C₂ T_x Phase im erhaltenen Pulver. Der (002)-Peak tritt in einem Winkel auf, der etwas niedriger ist als der von Han et al. (9,21°) [10]. Das berechnete c Gitterparameter, 19.66 Å, ist größer als der gemeldete Wert (19.2 Å) [10]. Es sollte beachtet werden, dass, da der Zwischenschichtraum durch unterschiedliche Dichten chemischer Gruppen und Ionen wie –F, –OH und Li ⁺ . abgestimmt werden kann, , die c Gitterparameter variiert erheblich von 19,2 Å bis 58,8 Å in verschiedenen Studien [10, 20, 26, 27]. Die c Gitterparameter für unsere Probe liegt sehr nahe am niedrigen Wert, der für Ti₃ . gemessen wurde C₂ T_x Pulver einfach mit HF als Ätzmittel [10].

Die XRD-Spektren von Ti₃ C₂ T_x Flocken, die bei unterschiedlichen Drücken bis 26,7 GPa gemessen wurden, sind in Abb. 2a dargestellt. Es ist zu erkennen, dass die bei unterschiedlichen Drücken gemessenen Spektren einander ähnlich sind, während kein neuer Beugungspeak gefunden werden kann. Dieses Ergebnis weist darauf hin, dass bei einem Druck von bis zu 26,7 GPa keine Phasenumwandlung auftritt. In Abb. 2a verschieben sich alle Beugungspeaks mit zunehmendem Druck zu großen Winkeln, was die Schrumpfung des Ti₃ . anzeigt C₂ T_x Gitter. Eine solche pseudonegative Kompressibilität wurde auch für Ti₃ . beobachtet C₂ T_x [20] und andere niederdimensionale Materialien mit Schichtstruktur, wie Graphit [28], Graphenoxid [29, 30], MoS₂ [31], Ton [32] und Titanate [33]. Der (002)-Peak verschiebt sich von 2,883° auf 3,162°, wenn der Druck von 1,8 GPa auf 26,7 GPa anstieg. Das Verformungsverhältnis des Gitterparameters c , c /c ₀ , als Funktion des Drucks, kann aus der Verschiebung von (002) Peak berechnet werden. Darüber hinaus ist das Verformungsverhältnis von a , a /a ₀ , kann aus der Verschiebung des (110)-Peaks berechnet werden. Wie in Abb. 2b gezeigt, sind die Gitterparameter c und a werden bei einem Druck von 26,7 GPa um 9,1 % bzw. 2,4 % verformt. Im Niederdruckbereich bei ~ 3 GPa ist das Kompressionsverhältnis des Gitterparameters c beträgt 3%. Bei der vorherigen Hochdruck-XRD-Messung von Ti₃ C₂ T_x Flocken, ein etwas größeres c Kompressionsverhältnis von 4% für trockenes Ti₃ C₂ T_x Flocken wurde von Ghidiu et al. [11](Abb. 2b). Dieser Unterschied könnte durch einen größeren Gitterparameter c . induziert werden (25,1 Å) der von Ghidiu et al. verwendeten Stichprobe. [11] in Bezug auf unseren (19.66 Å).

a XRD-Spektren von Ti₃ C₂ T_x bei unterschiedlichen Belastungsdrücken. Beachten Sie, dass die Einheit für den Druck in jedem Spektrum GPa ist. Peaks werden gemäß ref zugeordnet. [26]; b experimentelles (Punkte) und berechnetes Kompressionsverhältnis (durchgezogene Linie) entlang c und a Richtungen. Die durchgezogenen Linien sind die angepassten Ergebnisse unter Verwendung der Gleichung \( r(P)/{r}_0={\left[\left({\delta}_0/{\delta}^{\prime}\right)P+1 \right]}^{\delta^{\prime}} \)

Um die elastischen Konstanten zu erhalten, ist die c und a Kompressionsverhältnisse in Abb. 2b werden unter Verwendung der Murnaghan-Gleichung [34] weiter angepasst.

wo r repräsentiert die Gitterkonstanten entlang c und a Achsen, \( {\beta}_0^{-1}=-{\left(\frac{dlnr}{lnP}\right)}_{P=0}\) ist die lineare Kompressibilität und β ^′ ist die Druckableitung von β .

Die angepasste r /r ₀ Kurven von a und c sind in Abb. 2b als durchgezogene Linien aufgetragen. Es ist ersichtlich, dass die experimentellen Ergebnisse sehr gut mit der Gleichungserwartung übereinstimmen. Die beste Anpassung erzeugt β ₀ und β ^′ für c als 67,7 GPa bzw. 25,5. Während für den Gitterparameter a , β ₀ und β ^′ werden mit 387,4 GPa bzw. 72,1 GPa berechnet (Tabelle 1). Für ultradünne 2D-Materialien wie Graphen liegt der Young-Modul (1TPa) sehr nahe am β ₀ von Dickgraphit [19, 28]. Daher β ₀ kann als Ersatz verwendet werden, um die elastische Konstante von Ti₃ . auszuwerten C₂ T_x . Elastizitätsmodul von Ti₃ C₂ T_x wurde kürzlich von Lipatov et al. 330 GPa betragen [18], was mit dem β . übereinstimmt ₀ in unserem Arbeitszimmer. Unsere Messwerte sind auch vergleichbar mit den elastischen Konstanten von Ti₃ C₂ die in anderen Studien berechnet wurden [15, 17] (Tabelle 1). Das β ₀ um c Achse ist größer als die von Graphit (β ₀ = 35,7 GPa), während der β ₀ um a Achse ist kleiner als die von Graphit (β ₀ = 1250 GPa) [28]. Das β ₀ von Ti₃ C₂ T_x ist höher als der Volumenmodul von MoS₂ (270 Pa) [35] und ist auch mit Graphenoxid (210 GPa) [36] vergleichbar, was auf eine hohe Elastizitätskonstante von Ti₃ . hinweist C₂ T_x Mxene unter 2D-Materialien.

Hochdruck-Raman-Spektren von Ti₃ C₂ T_x Proben wurden bei unterschiedlichen Kompressionsdrücken bis zu 25,5 GPa gemessen, wie in Abb. 3a gezeigt. Die bei verschiedenen Dekompressionsdrücken erhaltenen Raman-Spektren sind in Abb. 3b dargestellt. Bei niedrigen Kompressionsdrücken Ti₃ C₂ T_x Mxene weist drei große Raman-Banden bei ~ 210, ~ 500 und 700 cm ⁻¹ . auf . Es sollte beachtet werden, dass die Raman-Spektren von Ti₃ C₂ T_x MXene unterscheiden sich erheblich in verschiedenen Arten von Literatur. Huet al. [23] berichteten von starken Raman-Peaks bei ~ 200 cm ⁻¹ und 720 cm ⁻¹ , während andere Bänder bei 400 cm ⁻¹ waren recht breit gefächert. Han et al. [10] und Zhu et al. [37] beobachtete einen scharfen Peak bei ~ 200 cm ⁻¹ , aber andere Bands waren alle breit. Xueet al. [14] beobachteten nur breite Peaks von 100 bis 700 cm ⁻¹ . Die Raman-Spektren in Abb. 3 unterscheiden sich von denen in Lit. [10, 14, 23, 37]. Dieser Unterschied könnte durch unterschiedliche Typen und Konzentrationen chemischer Gruppen auf Ti₃ . induziert werden C₂ T_x MXene. Die weitere Interpretation dieser verschiedenen Raman-Bänder muss sich an die Phononendispersion von Ti₃ . erinnern C₂ T_x das wurde theoretisch von Hu et al. [23, 24]. Die Raumgruppe von Ti₃ C₂ T_x war P6₃ /mmc [23]. Die Anzahl der Atome (N ) in einer primitiven Zelle von Ti₃ C₂ T_x berechnet zu 7, 7 und 9 für T = −O, −F bzw. −OH, gegeben x = 2. Bei Γ Punkt der ersten Brillouin-Zone werden die folgenden optischen Phononen für verschiedene Ti₃ . vorhergesagt:C₂ T_x MXene:Γ _optisch (Ti₃ C₂ O₂ ) = 6E _g + 3A _1g , Γ _optisch (Ti₃ C₂ F₂ , Ti₃ C₂ (OH)₂ ) = 8E _g + 4A _1g [23]. Die Atomschwingungen verschiedener Raman-aktiver Modi von Ti₃ C₂ F₂ und Ti₃ C₂ (OH)₂ sind in Tabelle 2 schematisch dargestellt. Ihre Häufigkeiten wurden theoretisch von Hu et al. berechnet. [23] und sind in Tabelle 2 aufgeführt. Für Ti₃ C₂ (OH)₂ , gibt es vier Out-of-plane-Modi (A _1g :218, 514, 684 und 3734 cm ⁻¹ ) und vier In-Plane-Modi (E _g :138, 278, 437 und 622 cm ⁻¹ ). Für Ti₃ C₂ F₂ , es gibt drei A _1g Modi (190, 465 und 694 cm ^− 1 ) und drei E _g Modi (128, 231 und 612 cm ^− 1 ) [23].

a Raman-Spektren von Ti₃ C₂ T_x Flocken bei unterschiedlichen Kompressionsdrücken; b Raman-Spektren, die bei verschiedenen Dekompressionsdrücken aufgenommen wurden. Beachten Sie, dass die Druckeinheit in a und b ist GPa

Es sind jedoch die berechneten Phononenfrequenzen von reinem Ti₃ . zu sehen C₂ F₂ oder Ti₃ C₂ (OH)₂ passt nicht zu den experimentellen Raman-Spektren von Ti₃ C₂ T_x in Abb. 3. Da die Oberfläche von Ti₃ C₂ T_x normalerweise durch eine andere Art chemischer Gruppen verknüpft ist, muss eine vollständige Interpretation der experimentellen Raman-Spektren in Abb. 3 die hybridisierten Schwingungsmoden von −F und −OH berücksichtigen [23]. In einer früheren Untersuchung [23] wurden die Raman-Banden bei ~ 200, ~ 500 und ~ 700 cm ⁻¹ wurden ω₂ . zugewiesen , ω₆ , und ω₃ , bzw. Folgen Sie dieser Anweisung, die markanten Raman-Banden bei 205,6, 490,2 und 702,5 cm ⁻¹ von Fig. 3a, b können ω₂ . zugeordnet werden , ω₆ , und ω₃ Modi bzw. Interessanterweise sind diese Modi alle Out-of-Plane-Modi. Andere Raman-Moden sind aufgrund ihrer geringen Intensitäten schwer von ihren benachbarten Moden zu isolieren. Um robuste Daten durch Eliminierung der Unsicherheiten zu erhalten, werden in den folgenden Berechnungen und Analysen nur diese drei Modi berücksichtigt.

In Abb. 3a, b ist auch zu sehen, dass die relativen Intensitäten dieser Moden in der Ebene mit steigendem Kompressionsdruck zunehmen (Abb. 3a). Wenn der Kompressionsdruck ≥ 12,6 GPa beträgt, ein neuer Höchstwert bei ~ 600 cm ⁻¹ (ω₄ ) entsteht und wird zum markanten Gipfel. Beim Dekompressionsprozess werden die Intensitäten dieser ω₄ Modus deutlich abnehmen. Die bei 0 GPa Dekompressionsdruck erhaltenen Raman-Spektren enthalten fast alle Phononenmodi in der Ebene und außerhalb der Ebene. Ein solches Auftreten von Moden in der Ebene bei hohem Kompressionsdruck könnte mit einem Flockenbruch oder einer durch Orientierungsrotation induzierten Polarisation zusammenhängen. Die Forschung zu diesem Effekt ist noch im Gange und wird in Zukunft veröffentlicht.

Mit steigendem Druck von 0,8 GPa auf 25,6 GPa, ω₂ , ω₆ , und ω₃ alle zeigen monoton ansteigende Blauverschiebungen (Abb. 4a–d), die den druckabhängigen Blauverschiebungen von Graphit [28] und MoS₂ . ähneln [31]. Bei 25,6 GPa betragen die Blauverschiebungen dieser drei Modi 66,7, 85,1 und 60 cm ⁻¹ , bzw. Solche druckabhängigen Blauverschiebungen sind viel größer als die von MoS₂ [31]. Um die Raman-Verschiebung vs. Druck zu quantifizieren, wurden die Raman-Shift-Plots in Abb. 4a, b, d mit der folgenden Gleichung [28] angepasst:

Raman-Verschiebungen verschiedener Phononenmoden als Funktion verschiedener Kompressionsdrücke (feste Kugel) und Dekompressionsdrücke (offene Kreise):a 210 cm ⁻¹ , b 504 cm ⁻¹ , c 620 cm ⁻¹ , und d 711 cm ⁻¹ . Durchgezogene Linien sind die Anpassungsergebnisse unter Verwendung der Gleichung \( \omega (P)/{\omega}_0={\left[\left({\delta}_0/{\delta}^{\prime}\right)P+ 1\right]}^{\delta^{\prime}}\)

wo δ ₀ und δ ^′ sind die logarithmische Druckableitung(dlnω /dP )_{P = 0} und die Druckableitung von dlnω /dP , bzw. Die angepassten Ergebnisse sind in Abb. 4a, b, d als durchgezogene Linien aufgetragen. Aufgrund der hohen Unsicherheiten im Tiefdruckgebiet ist der Raman-Modus bei 620 cm ⁻¹ war nicht verbaut. In Abb. 4a, b, d ist zu sehen, dass die angepassten Kurven mit den experimentellen Ergebnissen übereinstimmen, was auf die hohe Genauigkeit des Anpassungsprozesses hinweist. Die erhaltenen Parameter von δ ₀ und δ ^′ sind in Tabelle 3 aufgeführt.

Bei anisotropen 2D-Materialien mit atomarer Dicke, wie MXene und Graphen, werden normalerweise zwei unabhängige Komponenten der Grüneisen-Tensoren mit den Dehnungen assoziiert, die parallel und senkrecht zum c . verlaufen Achse. Der Einfachheit halber haben wir die von Zallen et al. vorgeschlagene Skalierungsbeziehung übernommen. [38], das von Hanfland et al. verwendet wurde, um die druckabhängige Raman-Verschiebung von Graphit anzupassen. [28]

wo r bezieht sich auf die In-Plane- und Out-of-Plane-Gitterkonstanten für Intralayer- bzw. Interlayer-Moden. γ entspricht dem Grüneisen-Parameter, der in anderen Studien definiert wurde [39, 40].

Da beim Komprimierungsprozess nur die Out-of-plane-Moden beobachtet werden, c Gitterparameter in Abhängigkeit vom hydrostatischen Druck ist für die Berechnung ausreichend. Wir haben die Raumabstandsdaten der (002)-Ebene von 0 bis 26,7 GPa in Abb. 2b für die Berechnung des Grüneisen-Parameters γ . übernommen . Der gemittelte \(\overline{\upgamma}\) bis zu 26,7 GPa für ω₂ , ω₆ , und ω₃ wurden mit 1,08, 1,16 bzw. 0,29 berechnet (Tabelle 2). Ähnlich wie beim Graphit ist das kleinere \( \overline{\upgamma} \) von ω₃ im Vergleich zu den anderen beiden Modi deutet darauf hin, dass eine geringere Änderung der Kraftkonstanten an der Bewegung der starren Schicht beteiligt ist [28]. Nach unserem besten Wissen sind die Grüneisen-Parameter von Ti₃ C₂ T_x wurden noch nicht gemeldet. Wir können unsere Daten jedoch immer noch mit anderen 2D-Materialien vergleichen. Zhaet al. berichteten von Grüneisen-Parametern als 4–5 für akustische Phononenmoden von Ti₂ CO₂ [41]. Da die Grüneisen-Parameter der hochfrequenten optischen Moden normalerweise ein oder zwei Ordnungen niedriger sind als die der niederfrequenten Moden [28], sind die Grüneisen-Parameter für optische Phononen von Ti₂ CO₂ kann auf 0,05–0,5 geschätzt werden, was denen unserer Werte für Ti₃ . ähnelt C₂ T_x . Kürzlich haben Peng et al. [42] gaben die Grüneisen-Parameter bei Raumtemperatur als 1.22, 1.20 und 1.15 für MoS₂ . an , MoSe₂ , und WS₂ , die größer sind als unsere Ergebnisse. Unsere Ergebnisse sind auch kleiner als die von Graphen (1,99 für E _2g Modus) [40] und Graphit (1.06 für E _2g Modus) [28]. Dieses Ergebnis weist darauf hin, dass Ti₃ C₂ T_x MXene weist die schwächste Bindungsanharmonizität unter diesen ultradünnen 2D-Materialien auf [42].

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend haben wir die Gitterverformung und die Phononenantwort von Ti₃ . gemessen C₂ T_x dünne Flocken bei unterschiedlichen hydrostatischen Drücken bis zu 26,7 GPa. Unter einem Druck von 26,7 GPa wurde keine Phasenumwandlung beobachtet. Alle Phononenmoden zeigen mit steigendem Druck eine positive Frequenzverschiebung. Die positiven Grüneisen-Parameter von drei Phononen außerhalb der Ebene werden zu 1,08, 1,16 und 0,29 berechnet. Unsere Ergebnisse verbessern das Verständnis der mechanischen und thermischen Eigenschaften von Ti₃ C₂ T_x bei hohen Drücken.

Methoden

Ti₃ C₂ T_x Pulver wurde nach einem Verfahren hergestellt, über das in Referenz [43] berichtet wird. Kurz gesagt, Ti₃ AlC₂ Pulver (Forsman, 10 g) wurde mit HF-Lösung (160 ml) bei Raumtemperatur 5 h lang geätzt. Das erhaltene Ti₃ C₂ T_x Das Pulver wurde in DI-Wasser dispergiert und bei einer Leistung von 700 W mit Ultraschall abgeschält. Die resultierende Lösung wurde nach 24 Stunden Lagerung getrennt. Die erhaltene Lösung der oberen Schicht wurde für weitere Raman-, Rasterkraftmikroskop- (AFM) und Rasterelektronenmikroskop- (REM) Analysen verwendet. Röntgenbeugungsspektren (XRD) bei Umgebungsdruck wurden unter Verwendung eines Röntgenbeugungsmessers (Rigaku, MiniFlex600) gemessen. SEM-Bilder wurden unter Verwendung eines Rasterelektronenmikroskops (Hitachi, Su1510) erhalten. In-situ-Hochdruck-XRD-Messungen wurden in der Shanghai Synchrotron Radiation Facility mit einer Dichtungs-Hochdruck-Diamantambosszelle (DAC) bei Raumtemperatur durchgeführt. Um eine hydrostatische Umgebung um die Probe zu erzeugen, verwendeten wir Methanol/Ethanol/Wasser (16:3:1) als Druckübertragungsmedium. Der Druck wurde durch die druckabhängige Spektralverschiebung der scharfen Rubinfluoreszenz-R1-Linie bestimmt. Die Probe wurde in ein Edelstahldichtungsloch (100 μm Durchmesser) mit einer Diamantküvette (400 μm Durchmesser) platziert. Hochdruck-Raman-Streuungsmessungen wurden mit einem Renishaw inVia Raman-Spektrometer mit einer Anregungswellenlänge von 532 nm durchgeführt. Die topographischen Messungen wurden mit einem AFM-Instrument (Bruker, Innova) durchgeführt.

Die Anpassung der Beugungspeakpositionen und der Raman-Peakverschiebungen wurde auf dem OriginPro-Paket durchgeführt. Eine benutzerdefinierte Funktion, y = (A1 × x + 1) ^A2 , wurde verwendet, indem A1 und A2 als Anpassungsparameter eingestellt wurden. Die richtige Anpassung kann leicht durch eine Simplex-Methode erreicht werden.

Abkürzungen

2D:

Zweidimensional

AFM:

Rasterkraftmikroskop

DAC:

Diamant-Ambosszelle

SEM:

Rasterelektronenmikroskop

TMDs:

Übergangsmetalldichalkogenide

XRD:

Röntgenbeugung