GERMINATION DES NANOTUBES DE CARBONE

DEA de Physique des Liquides de l Université PIERRE & MARIE CURIE Florent Métairie Rapport de stage GERMINATION DES NANOTUBES DE CARBONE Laboratoire : Laboratoire d Etudes des Microstructures, ONERA-CNRS, Châtillon Directeur de stage : F. DUCASTELLE Rapporteur : F. LEQUEUX

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Table des matières Introduction 1 1 Généralités sur les nanotubes de carbone 3 1.1 Structure............................................. 3 1.2 Propriétés et applications.................................... 4 1.3 Synthèse des nanotubes..................................... 5 1.4 Observations expérimentales................................... 7 1.5 Objectifs du stage........................................ 9 2 Modèle énergétique 11 2.1 Démarche générale........................................ 11 2.2 Modèle énergétique du Nickel.................................. 13 2.3 Modèle énergétique du carbone................................. 13 2.4 Modèle énergétique du carbure Ni-C.............................. 14 3 Étude de la démixtion 17 3.1 Considérations thermodynamiques............................... 17 3.1.1 Résultats sur l enthalpie libre et le potentiel chimique................ 17 3.1.2 Condition de stabilité chimique............................. 18 3.1.3 Le potentiel chimique d alliage dans la limite des grandes dilutions......... 19 3.2 Méthodes numériques...................................... 19 3.2.1 Calcul de µ par la méthode de Widom......................... 19 3.2.2 Mise en œuvre numérique................................ 20 3.3 Résultats............................................. 22 3.3.1 Fusion........................................... 22 3.3.2 Calcul du potentiel chimique.............................. 24 4 Rôle des défauts structuraux à la surface du catalyseur 25 4.1 Ancrage d une feuille de graphène................................ 25 4.2 Conditions thermodynamiques................................. 27 Conclusion 29

ii TABLE DES MATIÈRES

Introduction Les nanotubes de carbones ont été découverts en 1991 par S. Iijima [1] alors qu il observait les sous-produits de synthèse des fullerènes. Les remarquables propriétés mécaniques et électriques de ces objets les destinent à de nombreuses applications. Cependant, la maîtrise de leur production, en terme de quantité et de géométrie, n est pas encore acquise aujourd hui car le mécanisme de leur formation reste mal connu. En particulier, le rôle du catalyseur métallique dans les premiers stades de la formation des nanotubes n est pas clairement établi. L objectif de ce stage a été de poursuivre les travaux entrepris par Hakim Amara dans la thèse qu il a réalisée au Laboratoire d Etude des Microstructures (LEM) sur ce sujet [2]. Le premier chapitre de ce rapport est une présentation générale des nanotubes de carbone : structures, propriétés physiques, applications envisagées et méthodes de synthèse. On y aborde aussi différentes observations expérimentales sur lesquelles se base notamment le modèle "Vapeur-Liquide-Solide (VLS)" qui donne une explication qualitative de la croissance des nanotubes. A partir de ces résultats, deux axes de travail ont été définis : une étude quantitative de l étape de ségrégation proposée par le scénario VLS et une analyse des conditions d auto-organisation des atomes de carbone sur la surface (111) du métal (en l occurence le Nickel) en présence d une marche. Dans son travail de thèse, H. Amara a développé un code de simulation Monte Carlo basé sur la méthode des liaisons fortes pour décrire les systèmes Nickel-Carbone. Il semblait nécessaire de décrire, au moins sommairement, cet outil très largement employé lors de ce stage. C est pourquoi le modèle énergétique utilisé fait l objet du second chapitre. Les deux derniers chapitres restituent le travail effectué durant les cinq mois passés au laboratoires. Le chapitre 3 débute par un rappel de thermodynamique de la démixtion dans un mélange binaire. Ceci permet d introduire le "potentiel chimique d alliage", grandeur clé dans l étude de ce phénomène. Les méthodes numériques pour y accéder et les résulats obtenus sont ensuite exposés. Le dernier chapitre est consacré à l étude de l influence d une marche cristalline évoquée précédemment.

2 TABLE DES MATIÈRES

Chapitre 1 Généralités sur les nanotubes de carbone 1.1 Structure Comme leur nom l indique, les nanotubes se présentent sous la forme de tubes dont la longueur peut atteindre plusieurs microns pour un diamètre compris entre 1 et 10 nm. La structure s obtient en enroulant sur elle-même une feuille de graphène ( i.e. un réseau plan d atomes de carbone organisé en hexagones). Dans cette opération, on superpose 2 atomes A et B, ce qui détermine le rayon et l angle d enroulement θ (figure 1.1). Fig. 1.1 (a) Feuille de graphène présentant le réseau hexagonal. (b) Enroulement de la feuille de graphène pour former un nanotube monofeuillet.

4 Généralités sur les nanotubes de carbone Compte tenu de la symétrie du réseau, θ peut être choisi entre 0 et 30 et on définit alors 3 classes de nanotubes : chaises pour θ = 0, zig-zag pour θ = 30 et chirale pour 0 < θ < 30 (figure 1.2) Fig. 1.2 Les différents types de nanotubes monoparois : (a) chaise, (b) zig-zag et (c) chiral. 1.2 Propriétés et applications Du point de vue électronique, l hélicité du nanotube en fait un bon ou un mauvais conducteur. Il a ainsi été montré, aussi bien théoriquement qu expérimentalement, que la configuration "chaise" confère un caractère métallique. Sur le plan mécanique, les nanotubes présentent une importante résistance à la déformation. Des modules d élasticité de l ordre du 1 TPa ont été mesurés, ce qui dépasse largement (d environ 100 fois) l acier. De nombreuses applications sont envisageables : - composants électroniques (transistors, diodes...), - pointe à émission de champs : intégration dans les écrans plats, utilisation comme sonde pour microscopies de surface (force atomique ou effet tunnel), - renforcement des matériaux composites, - nanocontainers pour stocker ou protéger des composés fragiles en environnement hostile, - muscles artificiels (déformation provoquée par une sollicitation électrique). Le principe de l émission de champ est l extraction, par effet tunnel, d électrons d une pointe métallique soumise à un champ électrique sous vide

1.3 Synthèse des nanotubes 5 1.3 Synthèse des nanotubes Les techniques dites haute température (T > 3000 C) sont basées sur la sublimation de carbone sous atmosphère inerte : arc électrique, ablation laser ou encore l énergie solaire. La voie moyenne température (T 1000 C) est également possible par l intermédiaire de procédés chimiques tels que la décomposition catalytique d hydrocarbures. Arc électrique Cette méthode consiste à faire passer un fort courant électrique entre deux électrodes en graphite. L anode se consume et un dépôt semblable à une toile d araignée et contenant les nanotubes se dépose sur la cathode. Cette technique est peu coûteuse et facile à mettre en œuvre mais difficilement contrôlable. Vaporisation laser Un faisceau laser est focalisé sur une cible obtenue en compactant de la poudre de graphite. Cette technique peut être couplée à des mesures in situ permettant ainsi l étude et la modélisation des conditions de synthèse. L ONERA dispose de ce type de montage (figure 1.3) où la forte puissance du laser continu CO 2 permet de fournir une énergie de 1500 W suffisante pour vaporiser une quantité importante de matière par unité de temps. Fig. 1.3 Réacteur de synthèse laser continu CO 2 de l ONERA [3] Décomposition catalytique Un gaz carboné (monoxyde de carbone, acétylène, méthane...) est décomposé à la surface de particules de catalyseurs métalliques qui sont souvent des métaux de transition (Fe, Ni, Co...). Les nanotubes obtenus sont de qualité graphitique moindre mais poussent plus uniformément.

6 Généralités sur les nanotubes de carbone Quelle que soit la voie de synthèse, les nanotubes peuvent s assembler selon deux modes. Dans le premier, ils s emboîtent coaxialement les uns dans les autres (figure 1.4). On parle alors de nanotubes multifeuillets. Fig. 1.4 Nanotubes multifeuillets. (a) et (b) Représentation schématique d un nanotube bifeuillets (c) Images haute résolution de nanotubes multifeuillets comportant respectivement 5, 2 et 7 feuillets [1]. Dans le second, les tubes monofeuillet se regroupent en fagots qui peuvent compter plusieurs dizaines d unités (figure 1.5). Fig. 1.5 (a) Représentation schématique d un fagot de nanotubes monofeuillets. Images TEM [3] d une section de fagots de nanotubes (b), de nanotubes individuels (c), (d) et de nanotubes monofeuillets organisés en fagot (e), (f) [3].

1.4 Observations expérimentales 7 Quel que soit le procédé, la formation de nanotubes monofeuillets nécessite la présence d un catalyseur métallique (Fe, Co, Ni,...). La principale question soulevée est de définir le rôle exact du catalyseur dans le processus de croissance des nanotubes monofeuillets. 1.4 Observations expérimentales Des examens post mortem des produits obtenus par la voie haute température par microscopie électronique en transmission [4] ont révélé des éléments intéressants pour comprendre la formation des nanotubes. Le catalyseur métallique se retrouve sous forme de gouttelette nanométrique. On observe (figure 1.6), soit une structure en oignon dans laquelle des couches graphitiques concentriques enrobent la particule catalytique, soit l enracinement de nanotubes dans la goutte et la présence de bulles - vraisemblablement des tubes à l état embryonnaire - à sa surface. Fig. 1.6 (a) Structure oignon : encapsulation graphitique de la particule catalytique. (b) Germes de nanotubes monofeuillets à la surface de la particule sous forme de dômes de diamètre moyen d environ 1.4 nm [4] Des analyses de répartition d éléments par cartographie chimique prouvent la migration du carbone à la surface des gouttes et la persistance du métal au centre (figure 1.9). Fig. 1.7 En bas : cartographie chimique pour C, Ni et Ce sur une nanoparticule d un échantillon Ni :Ce (80/20 % atomique). La localisation de chaque élément est représentée par une zone blanche. [4]

8 Généralités sur les nanotubes de carbone S inspirant des phénomènes connus pour les fibres de carbone, Y. Saito [5, 6] a proposé pour les voies de synthèse haute température un modèle baptisé Vapeur-Liquide-Solide (VLS) que J. Gavillet et al. [4] ont par la suite approfondi (figure 1.8). A T > 3000 C le mélange carbone-métal est gazeux. En se refroidissant, il se condense et des gouttelettes de métal concentrées en carbone se forment (a). Une diminution de température s accompagne d une baisse de solubilité du carbone dans le métal liquide. Le carbone ségrège et on observe, soit la formation de couches graphitiques concentriques qui donne lieu à une structure en oignon (b), soit l apparition de bulles (c) qui se poursuit par la croissance des tubes grâce à un apport d atomes de carbone environnants (d). Fig. 1.8 Illustration du modèle VLS [4].

1.5 Objectifs du stage 9 Récemment, Helveg et al. sont parvenus à réaliser des observations en temps réel de la formation des nanotubes de carbones par décomposition catalytique [7]. Le fait essentiel est la présence de marches atomiques sur la surface du nickel dans lesquelles s ancrent les feuillets graphitiques (figure 1.9 ci-dessous). Fig. 1.9 Images et représentations schématiques des étapes successives de la croissances des nanotubes de carbone par décomposition catalytique [7]. 1.5 Objectifs du stage Le modèle VLS semble tout à fait pertinent et on aimerait bien apporter des arguments théoriques qui, pour commencer, justifieraient l étape de ségrégation. C est le premier objectif de ce stage. D autre part, les marches à la surface du catalyseur semblent jouer un rôle clé dans la germination et la croissance des nanotubes. Appronfondir ce point sera le deuxième but. Des simulation Monte Carlo seront réalisées pour tenter de répondre à ces questions. Le chapitre suivant présente le modèle énergétique utilisé à cette fin.

10 Généralités sur les nanotubes de carbone

Chapitre 2 Modèle énergétique Les méthodes ab initio sont inadaptées aux grands systèmes (plus de 100 atomes) qu on souhaite décrire car elles sont trop gourmandes en temps de calculs. Afin d être corrects, des potentiels empiriques doivent revêtir une forme plus ou moins sophistiquée qu il est difficile de justifier. Pour obtenir une description des liaisons chimiques à la fois réaliste et suffisament simple pour traiter de gros systèmes, H. Amara et F. Ducastelle ont adopté une méthode à mi-chemin entre les 2 précédentes. Elle est décrite ci-dessous. Pour plus de détails sur les calculs de structures électroniques, on pourra consulter [8] et [9]. 2.1 Démarche générale On commence par écrire l énergie totale du système comme la somme des énergies de chaque atome : E = atome i laquelle comporte une partie attractive qu on attribue aux électrons de valence et une contribution répulsive due aux interactions des ions habillés de leurs couches internes : E i E i = E el,i + E rep,i On adopte pour le terme répulsif une expression empirique qui sera precisée dans la suite. Le terme attractif quant à lui se calcule avec la mécanique quantique dans l approximation des "liaisons fortes". Il s agit de calculer l énergie des électrons de valence qui évoluent dans le potentiel des ions, chacun d eux intervenant avec un certain nombres d orbitales atomiques. Si on note iλ l état quantique d un électron localisé dans l orbitale λ de l ion i, on recherche les états propres Ψ n et les énergies propres E n de l hamiltonien Ĥ sous la forme d une combinaison linéaire des orbitales atomiques (OA) iλ : Ĥ Ψ n = E n Ψ n Ψ n = iλ c (n) iλ iλ (S ) L énergie électronique des atomes rapprochés est plus basse que celle des atomes séparés. La différence est le terme E el,i que l on cherche. Si l atome apporte N électrons, elle s écrit : E el i = n c (n) iλ 2 E n Nɛ at où ɛ at est l énergie de l électron dans l atome isolé. Le système (S ) peut s écrire sous forme d une matrice dont la taille peut rapidement devenir conséquente (typiquement 500 500 pour une centaine d atomes Quand le nombre d atomes mis en jeu devient grand, les énergies sont très resserrées et forment des bandes. Les c (n) iλ 2 définissent alors la densité d états locale n iλ (E) (Local Density Of States) sur l atome i pour son OA λ.

12 Modèle énergétique impliquant chacun 5 OA) La diagonalisation telle quelle donnera bien les éléments propres de Ĥ mais au prix d un temps de calcul élévé. On contourne la difficulté en utilisant une technique récursive qui consiste à construire, pour chaque iλ une base orthonormale B = { φ i } dans laquelle Ĥ est tridiagonal et dont le premier élément est φ 1 = iλ : α 1 β 1 β 1 α 2 β 2 0... Ĥ =. 0..... Sous cette forme, la diagonalisation est nettement plus facile (on dispose de bonnes "recettes" numériques pour cela), les poids c (n) iλ 2 et énergies s obtiennent assez rapidement. En effectuant les calculs, on s aperçoit que les coefficients de la matrice convergent. On peut alors se contenter de les calculer jusqu à un certain rang et poser que tous les autres sont égaux aux derniers calculés. Bien sûr, plus on en calculera exactement et meilleure sera la précision sur les E n et les c (n) iλ. On comprend mieux ce que cela signifie quand on démontre que les coefficients de la matrice tridiagonale sont liés aux moments de la densité d états locale (LDOS). Plus on dispose de coefficients, plus on peut calculer des moments d ordre élevé et donc plus on a d informations sur la forme de la LDOS (le moment d ordre 2 donne un ordre de grandeur de la largeur, celui d ordre 3 renseigne sur l asymétrie, celui d ordre 4 permet de savoir s il y a un minimum local...). On peut ausi montrer que pour le calcul du moment d ordre 2n, on a besoin des interactions impliquant des nèmes voisins de l atome i. Cette remarque aura de l importance lors des simulations numériques. Pour construire B, on a besoin de connaître les éléments de matrice jµ Ĥ iλ. En appliquant à iλ l hamiltonien Ĥ = ˆp2 2m + ˆV i + ˆV k k i où le terme ˆp2 2m + ˆV i est l hamiltonien de l électron sur l ion i seul tandis que ˆV k k i potentiel produit par les autres ions, on obtient : Ĥ iλ = ɛ iλ iλ + k i ˆV k iλ correspond au Quand on projette sur jµ, on est amené à considérer différents termes pour lesquels on effectue les approximations suivantes : jµ iλ : on néglige les intégrales de recouvrement (iλ jµ) iµ ˆV k iλ : ce terme, appelé " intégrale de champ cristallin ", sera omis k i jµ ˆV k iλ = iµ ˆV k iλ + jµ ˆV i iλ : dans le 1 er terme du second membre figurent des k i k i,j intégrales à 3 centres qu on néglige aussi car seule l interaction entre plus proches voisins est prise en compte dans l approximation des liaisons fortes. Seul subsiste finalement le second terme, dit " intégrale de saut ". Il dépend de la nature (λ et µ) des orbitales atomiques et de la position relative des 2 ions voisins. C est pourquoi on le note µ ˆV ( r ij ) λ. Dans ce qui suit, on précise les choses pour les 3 interactions Ni-Ni, C-C et Ni-C en discutant le terme répulsif, des intégrales de saut et de l ajustement des paramètres qui apparaissent dans le modèle. on peut justifier l existence d une telle base en faisant appel à une fonction appelée résolvante de la densité d états et à son développement en fraction continue iλ est propre pour ˆp2 2m + ˆV i

2.2 Modèle énergétique du Nickel 13 2.2 Modèle énergétique du Nickel On adopte pour le terme répulsif une somme de potentiels de paires de type Born-Mayer restreinte au plus proches voisins que Ducastelle [10] a proposé d écrire : E rep,i = A jvois. e prij Pour les intégrales de saut µ ˆV ( r ij ) λ, les OA de valence mises en jeu sont les 5 OA d. Des considérations de symétrie permettent d affirmer que si l on choisit r ij e z, il n y a que 3 termes non nuls et ils correspondent à µ = λ. Fig. 2.1 Représentation des termes λ ˆV (r ij ) λ : ddσ pour λ = 3z 2 r 2, ddπ pour λ = yz et zx, ddδ pour λ = x 2 y 2 et xy La disposition des OA suggère que ddδ est plus faible que les 2 autres termes (figure 2.1). Il est d usage de faire l approximation suivante : ddσ = 2ddπ et ddδ = 0. Enfin, la variation en fonction de la distance suit une loi exponentielle empruntée à celle des fonctions d onde : ddλ(r) = ddλ o e qr Dans le cas général r ij e z, Slater et Koster [11] ont montré que µ ˆV ( r ij ) λ se calculait à partir des 3 grandeurs de base ddσ, ddπ, ddδ et des cosinus directeurs de r ij. Au total, 4 paramètres interviennent dans le modèle énergétique du nickel : ddπ o, p, A, q. Ils ont été ajustés pour reproduire au mieux, dans un calcul au 4ème moment, i.e. nécessitant le calcul exact des coefficients (α 1, β 1, α 2, β 2 ), 4 grandeurs caractéristiques du métal : le paramètre de maille, l énergie de cohésion et 2 constantes élastiques. 2.3 Modèle énergétique du carbone Les OA impliquées ici sont 2s, 2p x, 2p y et 2p z. Comme pour le nickel, le calcul des intégrales de saut utilise les cosinus directeurs et cette fois 4 grandeurs de base représentées sur la figure 2.2. Le modèle utilisé ici est celui de Xu et al. (forme et valeurs numériques) [12] pour la loi en distance des intégrales de saut : Θ λ (r) = Θ 0 λ(r 0 /r) n e {n[ (r/rc)nc +(r 0/r c) nc ]} Florent Métairie, Travail de fin d études, Ecole Centrale de Lyon, 2003.

14 Modèle énergétique Fig. 2.2 Les 4 intégrales de saut entre les orbitales s et p. Il est complété par un terme répulsif compliqué : E rep,i = F (φ(r ij )) jvois avec : F (x) = C 1 x + C 2 x 2 + C 3 x 3 + C 4 x 4 + C 5 x 5 φ(r) = φ 0 (d 0 /r) m exp{m[ (r/d c ) mc + (d 0 /d c ) mc ]} où tous les coefficients ont été choisis pour rendre correctement compte de la compétition graphène (sp2)/diamant (sp3) cruciale dans le problème de germination des nanotubes. 2.4 Modèle énergétique du carbure Ni-C La description est faite dans le même esprit que pour le nickel. Le terme répulsif a une forme analogue (Born-Mayer) et 3 nouvelles intégrales de saut, à dépendance exponentielle de la distance, sont nécessaires : pdσ, pdπ et sdσ. L éloignement énergétique important (10 ev) entre le niveau s du carbone et le niveau d du nickel permet de négliger sdσ. Une complication sur le nombre d électrons apparaît du fait du changement de structure de bande lorsqu on passe du nickel pur au carbure NiC. Pour un métal de transition seul, la densité d état a l allure représentée sur la figure 2.3 n(e) nd (n+1)s E f E Fig. 2.3 Représentation schématique de la densité d états d un métal de transition. L énergie de bande est pour l essentiel attribuable aux électrons de la bande d car il y a peu d états dans la bande s ( 1). Dans ce cas, on ne prend en compte que n électrons.

2.4 Modèle énergétique du carbure Ni-C 15 3.5 3.0 n(e) 2.5 2.0 1.5 1.0 0.5 0.0-12 -10-8 -6-4 -2 0 Energie (ev) Ef Fig. 2.4 Allure de la densité d états pour un carbure métal/carbone (M/C). Extrait de la thèse de H. Amara [2] Pour le carbure NiC (de structure NaCl), la densité d états a la forme indiquée sur la figure 2.4 On distingue 2 régions : la bande la plus basse en énergie provient des états s du carbone, la bande suivante, au milieu de laquelle se trouve le niveau de Fermi, est due aux combinaisons 2p carbone/3d métal. La bande des états sp métalliques, rejetée à des énergies plus hautes, est non représentée sur la figure. Elle est vide : l électrons de la bande s qu on avait négligé dans le métal pur se retrouve désormais dans la bande 2p/3d et on doit en tenir compte. En résumé, quand un atome métallique n a que des voisins métalliques il apporte n électrons et quand ses voisins sont exclusivement des carbones il en apporte n+1. Dans les cas intermédiaires, Amara et Ducastelle ont choisi une interpolation linéaire. Pour terminer, les paramètres du modèle énergétique sont calés sur l enthalpie de formation du carbure NiC, son paramètre cristallin et son module de compressibilité. Ces grandeurs ont été obtenues par des approches thermodynamiques et ab initio car la métastabilité de NiC sous la forme NaCl les rend inaccesibles expérimentalement. En insérant ce modèle énergétique dans un code de simulation Monte Carlo, on peut espérer accéder aux propriétés thermodynamiques du mélanges Ni-C. En particulier, on pourra déterminer les potentiels chimiques et l enthalpie libre de l alliage en fonction de la concentration en carbone par exemple pour mettre en évidence (ou pas!...) le phénomène de démixtion.

16 Modèle énergétique

Chapitre 3 Étude de la démixtion Les parties qui suivent montre comment se traduit le phénomène de démixtion, i.e. la séparation d un mélange initialement homogène en deux phases de compositions distinctes, au niveau de certaines fonctions thermodynamiques. Inversement, si on parvient à établir l évolution de celles-ci, on peut mettre en évidence une éventuelle démixtion. 3.1 Considérations thermodynamiques 3.1.1 Résultats sur l enthalpie libre et le potentiel chimique L énergie interne U et l entropie S sont des grandeurs extensives donc l enthalpie libre G = U + P V T S l est également. La différentielle de G dg = V dp SdT + i µ i dn i (3.1) montre que ses variables naturelles sont T, P et les N i. On peut donc écrire : G(T, P,...(1 + ɛ)n i...) = (1 + ɛ) G(T, P,...N i...) Un développemnt au 1 er ordre en ɛ donne G(T, P,...N i...) = i ( ) G N i = N i T,P,N j i i µ i N i (3.2) résultat qui, inséré dans (3.1), conduit à la relation de Gibbs-Duhem : N i dµ i = V dp SdT (3.3) i Le cas étudié par la suite sera celui d un mélange à 2 constituants maintenu à T et P constants. Le potentiel chimique, qui est une grandeur intensive, ne peut dépendre des grandeurs extensives N 1 et N 2 qu à travers la combinaison x = N 1 /(N 1 + N 2 ) qui est donc le paramètre "pertinent" dans ce problème d alliage binaire. On choisit donc d écrire (3.2) sous la forme G N 1 + N 2 = g = xµ 1 + (1 x)µ 2 et la relation de Gibbs-Duhem x dµ 1 dx + (1 x)dµ 1 dx = 0

18 Étude de la démixtion 3.1.2 Condition de stabilité chimique Pour qu un mélange de 2 constituants soit chimiquement stable à température et pression constantes, i.e. pour qu il reste homogène, il faut [13] que les potentiels chimiques et les fluctuations des nombres de particules vérifient : ( ) ( ( ) ( ) ) ( ) µ1 δn1 2 µ1 µ2 µ2 + + δn 1 δn 2 + δn2 2 0 N 1 T,P,N 2 N 2 T,P,N 1 N 1 N 2 T,P,N 1 T,P,N 2 Si on considère le premier membre comme un trinôme du 2 nd degré en δn 1 puis en δn 2, il sera bien toujours positif si d une part son discriminant est négatif et si d autre part le coefficient du terme dominant est positif, d où la condition ( ) ( ) µ1 µ2 0 0 (3.4) N 1 T,P,N 2 N 2 T,P,N 1 mais on a vu que le potentiel chimique dépend de x donc en utilisant : ( ) ( ) x N 1 N 1 x = 1 x ( ) N 1 + N 2 x et N 1 N 2 = N 2 on aboutit à : ( ) µ1 x T,P 0 ( ) µ2 x T,P Si on dérive g une première fois compte tenu de la relation de Gibbs-Duhem : puis une seconde fois avec (3.7), on trouve : dg dx = µ 1 µ 2 d 2 g dx 2 = d dx (µ 1 µ 2 ) 0 N 2 x = N 1 + N 2 x 0 (3.5) La fonction g doit donc être convexe, condition équivalente à la croissance de µ = (µ 1 µ 2 ) qu on appelle "potentiel chimique d alliage". Plutôt que de déterminer g, on peut tout aussi bien chercher à calculer µ. Typiquement, on aura démixtion quand g et µ auront l allure suivante Fig. 3.1 Variations de g et µ dans le cas d une démixtion

3.2 Méthodes numériques 19 On va voir dans ce qui suit comment combiner résultats théoriques et résultats numériques. 3.1.3 Le potentiel chimique d alliage dans la limite des grandes dilutions Si la solution était idéale, les potentiels chimiques auraient pour expression : µ 1 = µ o 1 + kt ln x µ 2 = µ o 2 + kt ln(1 x) Pour rendre compte de l écart à l idéalité, on introduit les "coefficients d activité " γ 1 (x) et γ 2 (x) tels que : µ 1 = µ o 1 + kt ln(γ 1 x) µ 2 = µ o 2 + kt ln(γ 2 (1 x)) de sorte que le potentiel chimique d alliage s écrit : µ(x) = (µ o 1 µ o 2) + kt ln x 1 x + kt ln γ 1 γ 2 Quand x 0, le mélange s approche d une solution idéale donc γ 1 /γ 2 1 ce qui conduit à poser : On obtient pour µ l expression approchée : γ 1 γ 2 = 1 + a 1 x + a 2 x 2 +... µ = µ o + kt ln x 1 x + c 1x + c 2 x 2 +... (3.6) L objectif est désomais de calculer numériquement µ pour des systèmes à faibles teneur en carbone pour vérifier (3.8), en espérant qu une extrapolation pour des x plus grands soit valable et permette de déceler (ou pas) une démixtion. 3.2 Méthodes numériques 3.2.1 Calcul de µ par la méthode de Widom Le potentiel chimique d alliage µ peut être vu comme la variation d enthalpie libre à T et P constants quand on remplace un atome de nickel par un atome de carbone puisqu approximativement on a : µ = µ 1 µ 2 G(T, P, N 1 + 1, N 2 1) G(T, P, N 1, N 2 ) En introduisant les fonctions de partitions Z et Z telles que Z = β(ei+p Vi) e G(T, P, N 1, N 2 ) = kt lnz on obtient états i Z = e β(e j +P Vj) G(T, P, N 1 + 1, N 2 1) = kt lnz états j ( ) Z µ = kt ln Z Le calcul de Z /Z repose sur le fait que les configurations i s obtiennent à partir des configurations j et vice versa. Ainsi, à volume donné, pour passer de (N 1 +1, N 2 1) à (N 1, N 2 ), il suffit de choisir un carbone parmi les N 1 + 1 et de le remplacer par un nickel. Autrement dit, un état j peut engendrer N 1 + 1 états En coupant le développement au 1 er ordre en x, on retrouve ce que donne une théorie de champ moyen. On a alors affaire à une solution dite régulière

20 Étude de la démixtion i et si on fait le chemin à l envers on voit que N 1 + 1 états i génèrent un même état j. C est pourquoi on peut écrire Z sous la forme : Z 1 = N 1 + 1 (3.7) états j {i, E j =Ei+ Eij} e β(ei+ Eij+P Vi) Un état i apparaît plusieurs fois dans cette somme, N 2 pour être plus précis, car N 2 substitutions d un Ni par un C sont possibles pour former un état j. En regroupant les termes relatifs à une même configuration i, on transforme (3.9) en Z = 1 β(ei+p Vi) e N 1 + 1 e β Eij = états i 1 N 1 + 1 Z e β Eij j {j,e i=e j+ E ij} Le crochet désigne la moyenne sur l ensemble (canonique) des configurations (N 1, N 2 ) et la somme qui figure à l intérieur comporte N 2 termes qui correspondent au nombre de substitutions de Ni par C possibles. Le remplacement d un C par un C n a aucun effet. On peut néanmoins le prendre en compte dans la somme à condition de poser que la variation d énergie est infinie (ce qui annule l exponentielle et ne change pas la valeur de la somme). On peut ainsi ajouter N 1 termes dans Σ, opération qui conduit à : Z Z = 1 e β E ik N 1 + 1 k N = e β E N 1 + 1 pour aboutir au potentiel chimique d alliage : ( 1 µ = kt ln x + 1 N e β E ) (3.8) 3.2.2 Mise en œuvre numérique étape 1 : convergence vers les états liquides les plus probables Pour obtenir simplement une structure liquide, on peut simuler la fusion d un solide, ici un cristal de nickel CFC contenant quelques atomes de carbone. Plusieurs exigences, imposées par la théorie, doivent être satisfaites : les propriétés auxquelles on s intéresse sont des propriétés en volume. Pour s affranchir de tout phénomène de surface, on utilise des conditions aux limites périodiques le calcul de l énergie électronique d un atome fait intervenir ses seconds voisins (cf. ch.2). Pour une structure CFC, cela exige un minimum de 108 atomes de nickel. µ est calculé dans un régime de grande dilution pour le carbone. Aussi les atomes de carbone doivent-ils être noyés dans le nickel et suffisament éloignés les uns des autres. Avec une boîte de 108 atomes de nickel, l éloignement n est pas bien assuré. Il est donc préférable de travailler sur un système plus grand, 500 atomes. Finalement, la stratégie adoptée est la suivante. On commence par faire fondre un cristal CFC de 500 atomes de nickel contenant un atome de carbone en insertion dans un site octaédrique. Pour avoir des mélanges (un peu) plus concentrés en carbone et sachant que pour le calcul de µ on raisonne à nombre total de particules constant, on part du liquide précédent et on substitue des atomes de nickel par des on part donc d une structure réelle

3.2 Méthodes numériques 21 atomes de carbone. Les nouvelles structures ainsi obtenues sont ensuite relaxées puisque, a priori, elles ne correspondent pas à des états d équilibre. La fusion comme la relaxation sont réalisées au moyen d une série de boucles Monte Carlo, une boucle comprenant : n d essais de déplacement : un atome choisi au hasard subit un petit déplacement de l ordre de 0, 1 Å, la variation d énergie qui résulte du changement de structure est soumise à un test de Métropolis. Cette opération est répétée n d fois n e tentative d échange : on permute un C et un Ni, on calcule la variation d énergie, on fait un test de Métropolis. Le but de cette opération est de visiter plus de régions de l espace des phases. Vu autrement : en se contentant d essais de déplacement, on finit, certes, par tomber dans un minimum d énergie mais rien ne dit qu il s agisse d un minimum absolu. Avec la permutation Ni/C, on s offre la possibilité de tomber plus bas. n v variations de volume : à pression constante, le volume est libre de varier. On effectute donc des essais de contraction ou de dilatation, la taille de la boîte étant multipliée par un nombre aléatoire compris entre 0, 995 et 1, 005. Le test de Métropolis doit être modifié en ajoutant dans l argument de l exponentielle le terme P V/kT. Cependant, pour P = P atm, V quelques Å 3 et T 1000K, une application numérique montre que exp(p V/kT ) = 1, 00000... donc on peut laisser tomber ce facteur. Les valeurs retenues de façon empirique pour n d, n e et n v sont : n d = 250 n e = 1 n v = 5 étape 2 : Calcul de la moyenne e β E L étape précédente a permis de déterminer les configurations les plus probables donc les seules qui apporteront une contribution notable au calcul de la moyenne. On réalise alors un grand nombre N de boucle Monte Carlo et au terme de chacune d elles on calcule la variation d énergie E asociée à la substitution de chacun des N atomes par C ( E = si C C, E < si Ni C). Il ne reste plus qu à faire : e β E = 1 N N N p=1 q=1 e β Epq Rappel : si E < 0, la nouvelle configuration est acceptée ; si E > 0 on tire un nombre x au hasard entre 0 et 1, la nouvelle configuration est acceptée si exp( E/kT ) < x

22 Étude de la démixtion 3.3 Résultats 3.3.1 Fusion La comparaison de la structure initiale et de la structure obtenue en fin de simulation permet de se rendre compte de l avancement de la fusion : Fig. 3.2 Etats initial (à gauche) et final (à droite). Mais pour vérifier que la fusion a bien été complète, il faut aller plus loin que cette seule visualisation. Deux autres contrôles ont été effectués : la convergence de l énergie et du volume au cours de la simulation Monte Carlo est obtenue mais cela a nécessité un nombre de pas important - environ 6000 - comme en atteste les figures 3.2 et 3.3. De plus, une discontinuité d énergie et de volume semble se dessiner entre le 4000ème et le 5000ème pas MC, ce qui est caractéristique d une fusion, transition du 1 er ordre. Fig. 3.3 Variation de l énergie au cours de la fusion.

3.3 Résultats 23 Fig. 3.4 Variation de la taille de la boîte au cours de la fusion. En abscisse, il y a 5 fois plus de points que de pas Monte Carlo car un pas MC comprend 5 essais de variation de volume l analyse de voisinage, qui consiste à déterminer le nombre moyen de particules qui entourent un atome en fonction de la distance à celui-ci, montre bien la transition de l état cristallin vers l état liquide. Dans l état ordonné, les voisins sont situés à des distances bien précises, ce qui se manifeste par une série de pics. Dans l état liquide la répartition des atomes est beaucoup plus dispersée. La fusion se traduit par un élargissement des pics jusqu à leur disparition et par un décalage vers la droite dû à la dilatation. Fig. 3.5 Evolution du voisinage au cours de la fusion. En rouge : état cristalin initial. En bleu : état intermédiaire. En noir : état final

24 Étude de la démixtion 3.3.2 Calcul du potentiel chimique Le calcul de µ selon la formule (3.10) utilise une moyenne sur un nombre N configurations. Plus grand sera N, meilleure sera la précision sur cette moyenne. En raison du temps de calcul, on a limité N à 100. Les résultats obtenus sont présentés dans le tableau () : nombre d atomes C fraction atomique x en C µ (ev/atome) 1 1, 996.10 3-6,83 2 3, 992.10 3-6,72 3 5, 988.10 3-6,86 4 7, 984.10 3-6,92 5 9, 98.10 3-6,67 Déception : le potentiel chimique d alliage ne présente manifestement pas la croissance attendue en fonction de la fraction atomique en carbone. Diverses causes peuvent être trouvé à cet échec : - le calcul de la moyenne n a pas été réalisé sur un nombre suffisant de configurations (N ) trop petit, - une précision insuffisante sur l estimation de µ quand, pour augmenter la composition x, on ajoute un seul atome de carbone, - le nombre d atomes encore trop faible pour assurer une vraie dilution.

Chapitre 4 Rôle des défauts structuraux à la surface du catalyseur Sur ce thème, deux pistes ont été explorées : les aspects géométrique et énergétique de l interaction d une marche de nickel avec du graphène, les conditions thermodynamiques d auto-organisation d atomes de carbones mis en présence au voisinage d une marche de nickel. Le but est d apporter par la simulation des justifications aux observations expérimentales. 4.1 Ancrage d une feuille de graphène Helveg et al. ont montré que les feuilles de graphène se terminent dans le creux des marches qui se forment sur la surface du nickel. Ce genre de site semble donc particulièrement réactif. Ceci est d ailleurs assez prévisible puisque c est à cet endroit que les atomes de nickel présentent le plus de liaisons pendantes. Ce comportement a été simulé par une méthode Monte Carlo en considérant une marche monoatomique sur la surface (111) du nickel à proximité de laquelle est déposée sans précautions spéciales une petite flaque de graphène (figure 4.1) Plus précisément : - l échantillon de nickel comporte 3 plans atomiques et la nappe de graphène 12 hexagones, - des conditions aux limites périodiques dans le plan de l échantillon ont été utilisées, - l ensemble a été thermalisé à 800K puis a subi une rampe de température jusqu à 5K. Fig. 4.1 Vue de profil de la marche et de la feuille Après un léger soulèvement, la feuille de graphène vient clairement s encastrer dans la marche. C est cette surface qu Helveg et al. ont mis en évidence

26 Rôle des défauts structuraux à la surface du catalyseur Le modèle énergétique et sa mise en œuvre numérique présentés au chapitre 2 offrent la possibilité, et c est là un de ces avantages, d une étude énergétique locale. On a pu ainsi comparer les énergies des états initial et final des atomes de nickel situés au niveau de la marche et des atomes de carbone aux extrémités de la feuille (figure 4.4). Fig. 4.2 En rouge l énergie des atomes de C ou Ni lorsqu ils sont seuls. En bleu, la stabilisation énergétique lorsqu ils sont mis en présence L ancrage de la feuille dans la marche se traduit par une stabilisation énergétique, aussi bien pour les atomes de nickel que de carbone présents à cet endroit, ce qui confirme une recombinaison des liaisons pendantes.

4.2 Conditions thermodynamiques 27 4.2 Conditions thermodynamiques Ici aussi, le système considéré est une marche monoatomique sur la surface 111 d un échantillon de nickel. Cependant, on réalise une simulation Monte Carlo Grand Canonique qui consiste à procéder, en plus de ce qui est fait dans une simulation Monte Carlo usuelle, à des essais d insertion et d extraction d atomes de carbone dans une région choisie de la structure de nickel. Les paramètres que l on impose sont la température et le potentiel chimique du carbone. Ci-dessous figurent les résultats obtenus pour les températures 500 et 1500K eainsi que différents potentiels chimiques ( 6 ; 5, 25 ; 4, 75 ev/at) Fig. 4.3 Simulation Grand Canonique a T=500 K Fig. 4.4 Simulation Grand Canonique a T=1500 K

28 Rôle des défauts structuraux à la surface du catalyseur On tire deux conclusions : - l auto-organisation est visblement un processus thermoactivé puisque pour une même gamme de potentiel chimique, rien ne passe pour T = 500K alors qu on observe la formation d une structure graphitique à T = 1500K, - le potentiel chimique du carbone doit être suffisamment élevé pour que la graphitisation se produise.

Conclusion Les simulations ont bien mis en évidence le rôle des marches à la surface du métal. Leur présence stabilise la formation des feuillets de graphène. L approche locale liaisons fortes a révélé le gain en énergie des atomes de nickel et de carbone présents au niveau de la marche. Les simulations Monte Carlo Grand Canonique ont clairement montré l apparition d une feuille de graphène au contact de la marche pour certaines valeurs de température et du potentiel chimique du carbone. Il reste encore à faire le lien entre ces valeurs et les propriétés purement volumiques du mélange Ni-C, en particulier le potentiel chimique d alliage. Le calcul numérique de ce dernier a échoué. Les sous-routines d échange et de variations de volume ajoutées au code de simulation Monte Carlo lors de ce stage ne semblent pas mises en cause car la fusion est bien reproduite. La sous-routine destinée au calcul du potentiel chimique d alliage semble elle aussi fonctionner correctement car l ordre de grandeur trouvé pour µ ( -6 ev/atome) n est pas abberant. On cherche actuellement, d une part à prolonger la simulation pour le calcul de la moyenne nécessaire à la détermination de µ, d autre part à étudier l influence de la taille du système et le comportement aux compositions en carbone plus élevées.

30 Rôle des défauts structuraux à la surface du catalyseur

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