張宇文 鄧永和 文大東 趙鶴平 高明

1) (吉首大學物理與機電工程學院,吉首 416000)

2) (湖南工程學院計算科學與電子學院,湘潭 411100)

NiAl納米顆粒具有較高的能量密度和良好的高溫力學性能,鋁吸附原子在不同鎳基表面上的擴散行為與不同擴散機制對鋁在鎳基表面沉積生長的影響有待進一步闡明.本文通過采用肘彈性帶和分子動力學結合嵌入原子勢的方法,系統(tǒng)地研究了單個鋁吸附原子在鎳基表面的擴散行為和納米顆粒團簇在十面體(DEC)、立方八面體(CUB)和二十面體(ICO)結構上的生長.研究結果表明: Al吸附原子在三種Ni基底上表面擴散的交換與跳躍兩種機制,最低的 Ehrlich-Schwoebel(ES)勢壘為 0.38 eV (交換 CUB{111} → 100})、0.52 eV (交換 DEC{111} → 100})和 0.52 e V (跳躍 ICO{111} → 111}),從{111}面擴散到{100}面主要以交換機制為主,而相鄰兩個{111}面之間的擴散則以跳躍機制為主.沉積的鋁原子首先傾向于擴散到臺階邊緣和頂點附近.隨著Al原子數(shù)量的增加,沉積的Al原子開始聚集.對于Ni團簇上的Al原子,在較低溫度下在鎳基底表面沉積Al原子,可以獲得良好的Ni核/Al殼結構.對于二十面體結構基底,其對應的核殼團簇的缺陷數(shù)最小,隨后為十面體結構和八面體結構.隨著生長溫度的增加NiAl納米粒子的表面逐漸開始合金化.

1 引 言

納米粒子指粒子的直徑在1—100 nm之間.納米粒子由于其獨一無二的物理化學性能,在催化、光學、生物診斷等方面有著潛在的應用[1,2],由于金屬之間具有協(xié)同作用,雙金屬納米粒子對比單金屬納米粒子,一些特定的性能得到了很好地提升[2],雙金屬納米粒子一直吸引著材料科學家廣泛的興趣.通常來說,納米合金的性能可以通過改變其尺寸大小、組成成份、原子排布順序等方面進行調節(jié)[3,4].雙金屬納米合金的結構類型主要有混合結構、偏析結構、核殼結構和類洋蔥三層結構,最近開展的實驗和理論研究表明,一些雙金屬系統(tǒng)的團簇優(yōu)先呈現(xiàn)核-殼結構,即金屬A的核被金屬B的薄殼包裹[5?8].

因為有利于系統(tǒng)能量的降低確保穩(wěn)定結構形成,一般而言,原子半徑大的、表面能小的金屬原子傾向于占據(jù)納米粒子的表面.在理論上,當前主要采用靜態(tài)的理論方法研究,如蒙特卡羅[9,10]和全局優(yōu)化方法[11].在實驗上,通過透射電子顯微鏡觀察到了三層的核殼結構Au-Pd體系[7],Henglein[12]采用氫還原和輻射分解方法分別合成了Au核/Pt殼和Pt核/Au殼的納米團簇.通過原子沉積生長理論模擬獲得了Mg核/Al殼、Fe核/Al殼和Pd核/Ag殼納米團簇[2,13,14].

Ni是過渡金屬基催化劑中應用最廣泛的元素,與其他金屬形成雙金屬體系的能力最強,因此研究人員對雙金屬鎳催化劑進行了大量的研究[15].盡管在納米合金的生長方面已經進行很多的理論數(shù)值研究[5,16?18],但是關于基底結構對生長影響的研究卻非常有限.與Al原子相比,金屬Ni原子具有更小的原子半徑和更大的表面能.原子半徑小的占據(jù)有利于釋放團簇內部的應力,從而增強納米粒子的穩(wěn)定性[19].從偏析的理論角度,Al原子應該傾向于納米粒子的表面,形成 Ni-核/Al-殼結構.因此本文選擇NiAl雙金屬體系作為研究對象,探究不同的Ni基底構型對Al原子在Ni團簇表面的生長影響.得到NiAl的形成熱為一個負值,表明NiAl應該傾向于形成混合的合金結構,因此探究不同的基底構型對生長的影響是非常有必要的.在納米尺寸范圍內,對于FCC晶體含有原子數(shù)為923,正二十面體(Icosahedra,ICO923)、截角十面體(Decahedra,DEC923)和截角八面體 (Cuboctahedra,CUB923)這三種幾何結構是能夠穩(wěn)定存在的結構.由于這三種結構具有相同的原子數(shù),但是卻擁有截然不同的幾何結構,并且通過本文所采用的EAM勢[20],采用共軛梯度法對三種基底結構進行能量最小化,計算得出系統(tǒng)的總能量也較為接近(ICO923,–4.14 eV/atom;DEC923,–4.12 eV/atom;CUB923,–4.12 eV/atom),因此適合用來進行比較研究.首先通過對單個Al吸附原子在ICO923,DEC923和CUB923結構的Ni基底表面的擴散行為進行對比研究,隨后從原子的角度分析了不同基底結構對生長的影響.研究結果能夠為實驗上控制和合成特定結構的納米合金提供一定的理論依據(jù).

2 模擬方法

采用了Purja Pun和Mishin[20]開發(fā)的嵌入原子勢模型并結合分子動力學[21?23]的方法進行了金屬Al原子在不同的Ni基底上的生長模擬.利用該勢能模型能夠精確再現(xiàn)NiAl和Ni3Al相的很多物理性質,并且通過該勢能模型計算NiAl整個相圖的穩(wěn)定性,與第一性原理計算和實驗得到的結果有很好的一致性.使用該勢能模型能夠很好地描述金屬Al原子在Ni基底上的生長行為,關于該勢能模型的詳細細節(jié)請參考文獻[20].Wu等[24]利用該勢能進行了NiAl薄膜在Ni襯底上沉積和退火的分子動力學模擬.

為了去研究Al吸附原子在不同Ni基底構型上的擴散行為,單個金屬Al吸附原子被放在結構分別為 ICO923,DEC923和 CUB923的 Ni基底表面.然后在正則系綜下 (canonical ensemble,NVT),對整個體系逐漸升溫并追蹤Al吸附原子的運動軌跡,隨后使用肘彈性帶方法 (nudged elastic band,NEB),計算出對應擴散路徑的能量勢壘.NEB方法是求解給定初始狀態(tài)和最終狀態(tài)之間過渡的最小能量路徑的有效方法.在NEB方法中,在初態(tài)和末態(tài)之間線性地插入中間圖像鏈,每一幅圖像對應著原子從初始位置到最終位置特定的幾何形狀,這些圖像通過彈性彈簧相互連接,同時進行優(yōu)化,其中初始位置和最終位置保持不變[4,25].在當前的模擬中,分子動力學(MD)模擬采用LAMMPS程序[26]中的NEB方法計算最小能量路徑上的擴散勢壘,在NEB中使用了二十個中間圖像.在擴散過程中,能量最高的圖像對應系統(tǒng)的鞍點Esad,系統(tǒng)的擴散勢壘Ea可以被定義為Ea=Esad–Emin,這里的Emin表示系統(tǒng)初態(tài)或者末態(tài)的能量.

對于單個Al原子在Ni基底(CUB923,DEC923和ICO923結構)上的生長注入模擬是在Lammps軟件中[26]進行的.在生長過程中原子的注入方式是Al原子隨機沉積到Ni基底的表面,其中注入原子的速率為100 ps/atom,所選取的系綜是NVT系綜.系統(tǒng)的運動方程遵循牛頓定律,原子運動的數(shù)值積分算法采用的是具有時間反演對稱的Verlet算法,時間步長?t=1 fs,這與原子振動的時間尺度是相同的,CUB,DEC和ICO結構的殼層數(shù)與原子數(shù)之間的關系如下[27]:

其中l(wèi)表示結構的殼層數(shù),Nl表示的是該結構所包含的總原子數(shù).圖1中顯示了三種不同的基底構型圖 ,即 CUB923,DEC923和 ICO923.圖1(a)顯 示CUB結構由八個{111}面和六個{100}面構成,而圖1(b)中的 DEC結構由十個{111}面和四個{100}面構成,圖1(c)中的ICO結構僅由二十個{111}面構成.對于三種結構,總原子數(shù)和表面原子數(shù)所占的比例與殼層數(shù)的函數(shù)關系如圖2所示,隨著層數(shù)的增加,系統(tǒng)的總原子數(shù)呈指數(shù)增加,然而表面原子所占的比例卻逐漸降低.作為例子,選取殼層大小l=6包含923個原子的Ni基底作為研究對象.在生長模擬過程中,對于殼層數(shù)l=7時可知包含的原子數(shù)為1415,因此當注入的Al原子數(shù)達到500的時候停止注入.

圖2 對于 ICO,DEC 和 CUB 結構,總原子數(shù)和表面原子數(shù)所占的比例與殼層數(shù)的函數(shù)關系Fig.2.For the ICO,DEC and CUB structures,the total atomic number and percent of the surface atoms as a function of the shell number.

3 結果與討論

3.1 表面能和形成熱

表面能(Esurf)定義為一個特定的晶體平面單位面積上的表面多余自由能,是表面物理的基本物理量之一,它決定了晶體的平衡形態(tài),對晶體的形成、粗化和生長起著重要的作用,其計算表達式如下[28,29]:

其中EA是系統(tǒng)為自由表面時的總能量,S是體系自由表面的表面積,Ebulk表示在周期性條件下系統(tǒng)的總能量.在表1中列出了金屬Ni和金屬Al不同晶面的表面能大小以及第一性原理計算的數(shù)據(jù),本工作計算的結果與第一性原理的結果進行對比有很好的一致性.金屬Ni的表面能遠高于金屬Al的表面能,從能量的角度來看,對于NiAl合金,Al原子偏析于表面是有利的.同時計算發(fā)現(xiàn)兩種金屬不同晶面的表面能順序為γ111<γ100<γ110.一般情況下,某個表面原子排布得越密集則表面能越小.對 FCC 結構金屬,其 (111)面是密排面,而(110)面的原子排布最稀疏,因此(111)面的表面能最低.

表1 金屬 Ni和金屬 Al的表面能 (Esurf).列出了對應的第一性原理(FP)[28]數(shù)據(jù)Table 1.The surface energy (Esurf) for the two different material of Ni and Al.For comparison,the first principle(FP) calculations[28] are listed.

表2中列出了 NiAl體系形成 B2結構和L12結構的金屬化合物的形成熱,與對應的實驗數(shù)據(jù)和第一性原理計算結果有很好的一致性,說明我們使用的勢函數(shù)能夠應用于不同濃度比例的NiAl合金,其形成熱的計算公式如下[30,31]:

這里的n和m分別表示A類原子和B類原子的數(shù)目,E(AnBm) 表示化合物AnBm的總能量,其中EA和EB分別為金屬A和B的每原子的能量.通常來說,如果系統(tǒng)的形成熱是一個負值,則體系更容易合金化.

表2 NiAl不同化合物的形成熱 (?H).為了對比列出了對應的第一性原理[32](FP)和其他理論方法[33](EMP) 以及對應實驗結果[34?36] (EXP)Table 2.The calculated heat of formation (?H),structural of NiAl in varying crystal structures.For comparison,the first-principle (FP)[32] and other calculations with empirical methods (EMP)[33] and available experimental values (EXP)[34?36] are also listed.

3.2 單個Al原子在Ni團簇的表面擴散

金屬原子的擴散機制主要分為兩類,一類是跳躍機制,即吸附原子從一個平衡位置跨過能量勢壘進入另外一個新的平衡位置進行擴散;另一類則是交換機制,當吸附原子到達臺階邊緣,它會推出臺階邊緣原子然后占據(jù)其留下的空位,隨后邊界原子成為新的吸附原子在鄰面上進行擴散[37].

為研究單個金屬Al原子在Ni基底(即CUB923,DEC923和ICO923)表面的擴散行為,將單個Al原子添加到Ni基底的{111}面的中心作為擴散的起始點,如圖3所示,我們給出了 Al原子在不同Ni基底表面的擴散路徑.

3.2.1 Al原子在 Ni CUB923表面的擴散行為

在CUB923的表面,Al吸附原子能夠通過交換機制或者跳躍機制從{111}面擴散到{100}面,然而對于Al吸附原子從{111}面擴散到相鄰的{111}面上僅能通過交換機制,這三種類型的擴散路徑如圖3(a)—圖3(c)所示.

Al吸附原子在Ni CUB923基底兩個相鄰表面之間有三種可能的擴散路徑,對應擴散路徑上的能量勢壘如圖4(a)和圖4(b)所示,圖中的橫坐標已經進行了歸一化處理,其中0.0和1.0分別對應于吸附原子擴散中的初始位置和最終位置,擴散路徑上系統(tǒng)能量的最低點被定義為0.對比于在平面上的擴散,其中一個額外的勢壘在臺階的邊緣存在,即Ehrlich-Schwoebel(ES)勢壘[34].對于吸附原子從{111}面擴散到{100}面通過跳躍和交換機制對應的ES勢壘分別為0.79和0.38 eV.對比可知,跳躍機制的ES勢壘[38]遠高于交換機制,因此吸附原子從{111}面擴散到{100}面應該優(yōu)先發(fā)生交換,當吸附原子從{111}面通過交換機制擴散到相鄰的{111}面時存在一個巨大的ES勢壘[38](1.26 eV),表明吸附原子從{111}面擴散到相鄰的{111}面只可能在高溫下發(fā)生.

圖3 對于 Al 吸附原子在 CUB923,DEC923 和 ICO923 結構的 Ni基底表面上,通過跳躍和交換機制,吸附原子從{111}面向{100}面 或 向 {111}面 擴 散 的 路 徑 (a) Hopping CUB{111} → {100};(b) Exchange CUB{111} → {100};(c) Exchange CUB{111} → {111};(d) Exchange DEC{111} → {100};(e) Hopping DEC{111} → {100};(f) Exchange DEC{111} → {111};(g) Hoping DEC{111} → {111};(h)Exchange ICO{111} → {111};(i) Hoping ICO{111} → {111}.橙色的球表示鋁原子,灰色的球表示鎳原子Fig.3.For the Al adatoms on the surfaces of the Ni CUB923,DEC923,and ICO923,the diffusion path of the adatom from the {111}facet to the {100} facet or to the {111} facet via the hopping and exchange mechanisms: (a) Hopping CUB{111} → {100};(b) Exchange CUB{111} → {100};(c) Exchange CUB{111} → {111};(d) Exchange DEC{111} → {100};(e) Hopping DEC{111} → {100};(f) Exchange DEC{111} → {111};(g) Hoping DEC{111} → {111};(h) Exchange ICO{111} → {111};(i) Hoping ICO{111} → {111}.The orange balls show the Al adatoms and the gray balls show the Ni atoms.

圖4 Al吸附原子在 Ni CUB923 基底表面擴散對應的能量勢壘曲線 (a) {111} → {100};(b) {111} → {111}.擴散路徑如圖3(a)—圖3(c)所示Fig.4.For the Al adatom on the surface of the Ni CUB923,the system energies as a function of reaction coordinate corresponding to the diffusion path shown in Fig.3(a)–Fig.3(c):(a) {111} → {100};(b) {111} → {111}.

3.2.2 Al原子在 Ni DEC923表面的擴散行為

如圖3(d)—圖3(g)所示,Al吸附原子在 Ni DEC923基底兩個相鄰表面之間有四種可能的擴散路徑,其對應系統(tǒng)的能量作為擴散路徑的函數(shù)已經在圖5中給出.如圖5所示,吸附原子在臺階邊緣從{111}面擴散到{100}面,對于交換和跳躍機制,其 ES 勢壘分別為 0.52 和 0.78 eV,結果與在CUB923表面擴散行為類似,即跳躍的能量勢壘高于交換勢壘,應當優(yōu)先發(fā)生交換.然而,對于吸附原子在{111}面與相鄰{111}面之間擴散,交換的勢壘 (0.87 eV)高于跳躍的勢壘 (0.54 eV).這主要與不同面之間的幾何結構有關,在擴散過程中臺階越平滑則跳躍勢壘越小[4].對于DEC結構,兩個相鄰{111}面之間的二面角大于{111}與{100}面之間的二面角,通過幾何結構之間的關系能夠解釋上述所觀察到的現(xiàn)象.

圖5 Al吸附原子在 Ni DEC923 基底表面擴散對應的能量勢壘曲線 (a) {111} → {100};(b) {111} → {111}.擴散路徑如圖3(d)—圖3(g)所示Fig.5.For the Al adatom on the surface of the NiDEC923,the system energies as a function of reaction coordinate corresponding to the diffusion path shown in Fig.3(d)–Fig.3(g):(a) {111} → {100};(b) {111} → {111}.

3.2.3 Al原子在 Ni ICO923表面的擴散行為

由于ICO結構僅由二十個{111}面組成,因此吸附原子只會在相鄰的兩個{111}面之間擴散,如圖3(h)和圖3(i)所示.對應系統(tǒng)的能量作為擴散路徑的函數(shù),如圖6所示.對于跳躍機制,通過計算得到的ES勢壘為0.52 eV,然而對于交換機制,其ES勢壘為 0.73 eV.如上所述,對于 ICO結構,由于相鄰的{111}面之間的臺階相對比較平滑,因此吸附原子在基底表面擴散通過跳躍機制更加有利.

圖6 Al吸附原子在 Ni ICO923 基底表面擴散對應的能量勢壘曲線,擴散路徑如圖3(h)和圖3(i)所示Fig.6.For the Al adatom on the surface of the Ni ICO923,the system energies as a function of reaction coordinate corresponding to the diffusion path shown in Fig.3(h) and Fig.3(i).

3.2.4 擴散行為差異的原因

如上所述,Al吸附原子通過交換或跳躍兩種機制分別在三種不同Ni基底上表面擴散,最低的ES 勢壘分別為0.38 eV (Exchange CUB{111}→{100}),0.52 eV (Exchange DEC{111}→{100})和 0.52 eV(Hoping ICO{111}→{111}).由此可知,對于 CUB 和DEC兩種基底,Al吸附原子的最低ES勢壘所對應的機制為交換機制,這將不利于Ni核Al殼的形成.通過對比三種結構的面間擴散勢壘可知,當Al吸附原子從{111}面擴散到{100}面時,對應的交換勢壘小于跳躍勢壘,當在兩個相鄰的{111}面間擴散時,其對應的交換勢壘大于跳躍勢壘.這種行為的差異除了上述提到的幾何結構原因,還有另外一個重要的原因,即在臺階邊緣處的原子配位數(shù)大小.其中對于{111}面和{100}面之間,臺階邊緣上的原子配位數(shù)為7,而對于兩個相鄰的{111}面之間,臺階邊緣上的原子配位數(shù)為8.擴散勢壘的大小通常由打破吸附原子與基底原子間的成鍵所需要耗費的能量決定[39].當吸附原子在兩個相鄰的{111}面之間進行交換擴散,則需要打破更多的鍵,因此需要更多的能量.

吸附原子在{100}面上的擴散勢壘遠大于在{111}面上的擴散勢壘.最主要的原因是,對于FCC金屬,{111}面相比于{100}面排布得更緊湊,因此{111}面更加平滑,對應的跳躍勢壘更低.通過計算吸附原子在不同的基底表面擴散的能量勢壘的差異,可以預測相比于CUB和DEC基底,在ICO結構基底的表面沉積Al原子將獲得最好的核殼結構.

3.3 Al吸附原子在Ni基襯底的聚集生長

3.3.1 基底結構對生長的影響

系統(tǒng)地研究了金屬Al原子在不同Ni基底表面的擴散機制,進一步分析在不同Ni基底的團簇生長情況是非常必要的.由于在臺階邊緣處有一個較大的ES勢壘[38],為進一步研究不同Ni基底Al原子團簇的生長情況,我們選取的生長的模擬溫度為室溫,即 300 K.根據(jù) Baletto 等[8]的描述,利用納米顆粒表面原子數(shù)和內部原子數(shù)定量描述了雙金屬納米顆粒結構的生長,其中A和B分別表示基底原子和注入原子.和的交叉點定義為核殼團簇的缺陷數(shù)(Ndef),通常來說,Ndef越小形成的核殼結構越好[5].

圖7 T=300 K,在不同的 Ni基底表面生長, 和與沉積的Al原子數(shù)的函數(shù)關系Fig.7.On the different substrates of Ni core,the and as functions of the deposited Al atoms at T=300 K.

為了更加清楚地看到這一生長過程,Al原子在ICO結構的Ni基底表面生長序列如圖8所示.從圖8(a)—圖8(e),對應沉積Al原子的數(shù)量分別為 100,200,300,400 和 500.從圖可知,沉積的Al原子傾向于占據(jù)臺階邊緣和頂角位置,隨著沉積的Al原子數(shù)(Ndep)增加,然后開始聚集成島.這一現(xiàn)象的主要原因是Al原子在擴散過程中相遇,隨后相互成鍵,以此降低系統(tǒng)的能量.隨著注入的Al原子數(shù)超過400,最終得到一個ICO結構的Ni-核/Al-殼納米團簇,如圖8(d)所示.

圖8 T=300 k,Al原子在 Ni ICO923 基底上的生長序列(a) Ndep=100;(b) Ndep=200;(c) Ndep=300;(d) Ndep=400;(e) Ndep=500.橙色和灰色的球分別表示 Al原子和Ni原子Fig.8.Growth sequence of Al atoms growth on the ICO923 of Fe at T=300 k: (a) Ndep=100;(b) Ndep=200;(c) Ndep=300;(d) Ndep=400;(e) Ndep=500.The orange and gray balls show the Al atoms and the Ni atoms,respectively.

3.3.2 溫度對生長的影響

為進一步探究溫度對生長的影響,選取NiICO923作 為 生 長 的 基 底,在 300,500,700 和900 K 下,通過沉積 Al原子在 Ni基底的表面,如圖9所示.和作為沉積原子數(shù)的函數(shù),隨著沉積原子數(shù)的增加,對應的逐漸線性地減少而逐漸增加,最終注入到一定的原子數(shù),二者進行交叉.隨著生長溫度的增加,NNisurf下降的速率也逐漸增加,同時和交叉點大小,即缺陷數(shù)Ndef也隨著增加.

如圖9 所示,生長溫度為 300,500,700 和 900 K時,對應的缺陷數(shù)Ndef分別是 30,60,110 和 158.說明當生長的溫度逐漸升高,Al吸附原子擁有更高的能量,更加容易進入Ni核里面與金屬Ni原子成鍵,而不是與自身成鍵.與之前計算NiAl的形成熱為負值一致.

圖9 在 T=300,500,700 和 900 K,Al原子在 Ni ICO923基底表面生長, 和 作為沉積的Al原子數(shù)的函數(shù)Fig.9.At T=300,500,700 and 900 K,for the growth of Al atoms on the ICO923 of Ni,the and as functions of the deposited Al atoms.

圖10 異質配位數(shù) (NAl-Ni)隨溫度的變化,插圖對應于每個生長溫度下最終構型.橙色的球表示Al原子,灰色的球表示Ni原子Fig.10.The variation of hetero-coordination number (NAl-Ni)with temperature,and the inset correspond to the final configuration at each growth temperature.The orange and gray balls show the Al atoms and the Ni atoms,respectively.

通過計算NiAl原子的異質配位數(shù)NAl-Ni的大小來表征NiAl合金化的程度[40],如圖10所示.隨著溫度的升高,NAl-Ni逐漸增加,表明合金化程度越強,NiAl鍵的數(shù)量越來越多,插圖對應于不同生長溫度下NiAl納米粒子的最終構型.隨著溫度的升高,NiAl納米粒子的表面逐漸開始合金化.然而,值得注意的是,NiAl納米粒子的核內部仍然是純Ni原子,如圖10中對應的截面圖.

4 結 論

本文從擴散與納米團簇生長動力學的角度,采用肘彈性帶和分子動力學結合嵌入原子勢的方法,系統(tǒng)地研究了單個鋁吸附原子在鎳基表面的擴散行為和納米顆粒團簇在十面體(DEC)、立方八面體(CUB)和二十面體(ICO)結構上的生長.研究結果表明: Al吸附原子在三種Ni基底上的表面擴散的交換或跳躍機制,擴散勢壘的大小與臺階邊緣的光滑度和基底的原子配位數(shù)有關.最低的Ehrlich-Schwoebel (ES)勢 壘 為 0.38 eV (交 換CUB{111} → 100}),0.52 eV (交換 DEC{111}→100})和 0.52 eV (跳 躍 ICO{111} → 111}).從{111}面擴散到{100}面主要以交換機制為主,而相鄰兩個{111}面之間的擴散則以跳躍機制為主,沉積的鋁原子首先傾向于擴散到臺階邊緣和頂點附近.

隨著Al原子數(shù)量的增加,沉積的Al原子開始聚集.對于Ni團簇上的Al原子,在較低溫度下在Ni基底表面沉積Al原子,可以獲得良好的Ni核/Al殼結構.相對于CUB和DEC基底,ICO基底對應的核殼團簇缺陷數(shù)較小.隨著生長溫度的升高,NiAl雙金屬表面逐漸合金化.