冲击压缩MgO中取向依赖的结构相变与熔化

《Physical Review X》：Orientation-Dependent Structural Phase Transitions and Melting in Shock-Compressed MgO

　　氧化镁（MgO）是一种典型的强键合离子固体，也是岩石行星地幔和气态巨行星核心的主要预期成分，然而其高压相图和冲击响应尚未被完全理解。本文结合激光驱动衰减冲击和稳态冲击压缩技术，以及纳秒X射线衍射、速度测量和光学高温测量，研究了单晶MgO压缩至600吉帕和13000开条件下的相变。我们观察到B1→B2转变路径及后续熔化行为中存在显著的晶体学取向依赖性。沿[111]方向压缩时，冲击温度演化表现出与平衡B1→B2→液相转变一致的明显平台。相反，沿[110]方向压缩则产生单一温度不连续点，以及表明B2从冲击前沿瞬态无序层中形核的衍射特征。热力学和结构数据的结合表明，在快速单轴压缩条件下，近瞬时的无序化可介导应力弛豫。在572±24吉帕以上，所有取向均收敛于13200±600开处的完全熔化，从而约束了兆巴压力下的B2-液相边界，并确定MgO为在行星内部条件下测量到的最高温度固体。这些结果表明，晶体学取向主导了强压缩离子固体中的相变路径，并为模拟极端行星内部条件下的物质提供了基准。

一、引言

在极端压力和应变率条件下，强键合离子固体中相变的转变路径仍缺乏实验约束。特别是，晶体学取向是否在竞争性固-固转变机制中起选择作用，或在单轴动态压缩下的固-液转变过程中影响熔化动力学，尚未得到系统研究。

氧化镁（MgO）为探讨这一问题提供了理想体系。作为一种典型的B1（NaCl型）离子固体，MgO在兆巴压力下经历重构性相变转变为B2（CsCl型）结构[1]，理论预测了多种原子级转变路径。由于该转变涉及大量原子重排和配位数变化，其起始压力、热力学特征和动态选择路径可能敏感地依赖于加载几何形状和相关的剪切应力环境。因此，理解该转变在冲击压缩下的进行方式，为高压凝聚态物理理论提供了严格的实验检验。

除了作为模型离子固体之外，MgO还是类地幔和气态巨行星核心的主要预期成分[1,2]。在地球下地幔中（约占行星质量和体积的近一半），MgO与FeO形成固溶体，是第二丰富的相[3,4]。环境条件下的B1相在地幔内稳定，但预计在300至600吉帕压力下转变为B2相，这是大型岩石系外行星内部的典型特征[1,4]。该结构转变预计会影响地幔流变学、行星分异和核幔相互作用[4-6]。在高温下，MgO也可能以导电流体的形式存在，对行星磁场产生具有影响[7]。尽管具有重要的地球物理意义，但关于MgO高压相图的理论预测与实验约束之间仍存在显著差异[1]。因此，改进MgO高压相稳定性的实验约束，对于准确模拟地球、大型岩石系外行星[8,9]和气态巨行星[2,10]的形成与演化至关重要。

冲击压缩是达到这些极端条件的强有力方法。它能够沿雨贡纽曲线进行测量，该曲线定义了材料在冲击加载下可达到的可能热力学状态。雨贡纽状态由冲击波前质量、动量和能量守恒所支配[11]。相变是材料在冲击压缩下适应剪切应变的多种机制之一[12-14]。在无相变的情况下，受冲击材料中的温度随压缩增加而稳定升高，以容纳内能的增加。然而，相变会导致原本缓变的雨贡纽曲线发生突变变化，在T-P关系图中表现为台阶或拐折（图1）。在平衡观点（无动力学效应）下，熔化始于雨贡纽曲线首次与固-液相边界相交处。增加冲击压力可进一步到达沿熔化线的固液共存状态，直至完全熔化。然而，当存在时间相关变形时，预计会产生不同的T-P状态[12,15,16]（图1），这些在我们的实验中是可测量的。

图1. MgO的定性相图，显示B1、B2和液相。我们的衰减冲击实验可以检测由相变引起的T-P斜率变化（红线），从而约束B1-B2和B2-液相边界。在冲击加载下，平衡熔化导致沿熔化线的固体（S）和液体（L）相分数演化。分子动力学模拟表明，在动力学抑制系统中，剪切应力可通过形成瞬态无序态来释放，其T-P条件沿液相雨贡纽曲线的低压延伸线（虚线）分布[12,15,16]。

以往对MgO的冲击压缩研究仅限于单晶沿[100]轴的单轴加载[1,7,17-19]。为研究晶体学加载方向是否可能导致静水压力条件下的预测[19-22]与实验观察之间的差异，我们对[111]和[110]取向的单晶MgO进行了冲击压缩实验。这些实验达到数百吉帕和数千开的条件，同时测量温度、密度、光学性质、晶体结构和微观结构。我们的结果将MgO雨贡纽曲线上的完全熔化确定在13200开和572吉帕，确立了其作为行星内部压力下已知最高温度固体的地位。值得注意的是，我们在9000-13000开和350-600吉帕范围内观察到MgO中显著的取向依赖响应。

二、实验

我们在罗切斯特大学激光能量学实验室的Omega-EP装置上使用多千焦激光脉冲，在光学透明的MgO单晶样品中产生衰减或时间稳态冲击。使用纳秒速度干涉测量法[23]和条纹光学高温测量法（SOP）[24]确定冲击波前速度（Us）、反射率（R）和辐射亮度随时间的变化，由此推断出P和T [见图2(b)-2(d)、3(c)和3(d)]。我们用下标“s”表示在冲击波前进行的测量。利用先前的雨贡纽数据关联Us和Up，我们将T表示为压力P的函数[17]。

图2. 衰减冲击的P-T状态测量。(a) 一个1纳秒高功率激光脉冲聚焦在1.1毫米光斑内，对靶组件进行单轴压缩，并在整个MgO样品中产生连续冲击状态P。由于烧蚀压力源在发射冲击后迅速关闭，可达的雨贡纽压力状态随冲击传播距离而降低。图示为四个时刻的快照。在冲击波前后方，温度因从较早时刻更高P状态的绝热释放而升高[17]。(b) 三种MgO取向的T-P关系图[17]。(c) MgO [111]和(d) [110]单晶样品的速度测量（上面板），条纹移动与冲击速度Us成正比。冲击波前反射率在T约6500开处消失，这需要在后期进行模型拟合（黑色虚线）以确定T值（详见参考文献[17]和补充材料S3A节[25]）。高温测量数据显示在下面板，包括平均SOP计数（青色）和计算得到的T（红色）（详见补充材料[25]的方法和其他数据）。底部轴标签标记事件：冲击波进入和离开石英层（t1，t2），以及在MgO中观察到的T拐折（J1，J2）。

图3. 稳态冲击实验中P和相的测量。(a) 一个10纳秒激光脉冲单轴压缩[111]或[110]取向的MgO单晶。(b) 在冲击传播期间，一个2纳秒、8.3千电子伏特的X射线脉冲探测冲击压缩的MgO，并产生体积积分的XRD信号，以透射几何记录在图像板探测器上[50]。数据以角空间绘制，德拜-谢乐锥周围的方位角（η）为纵轴，衍射角2θ为横轴。在此视图中，布拉格峰（如来自Ta参考层的峰，绿色虚线）呈现为垂直线。沿底部轴显示η平均线形，箭头指示与压缩B1和B2相相关的XRD信号（MgO [110]在462吉帕）。来自未压缩石英窗的劳厄衍射和其他噪声特征被屏蔽（见补充材料[25]）。(c) 速度测量约束样品压力，(d) 高温测量数据给出T的测量值。

在衰减冲击几何中，高功率纳秒激光照射导致时间上不支持的冲击，将MgO单轴压缩至太帕压力和30000开，然后沿雨贡纽曲线以3倍压力因数衰减[图2(a)]。这些测量提供了单次实验中覆盖MgO B1、B2和液相预测稳定场范围的连续雨贡纽记录。我们展示了三次MgO [110]取向和四次MgO [111]取向样品的衰减冲击实验结果。我们观察到两种取向都存在显著但截然不同的T热异常，如图2(c)和2(d)所示。

为验证衰减冲击数据并进一步约束MgO相图，我们还进行了时间稳态冲击实验，除速度测量和高温测量外，还加入了原位纳秒X射线衍射（XRD）[1] [图3(b)]。XRD提供了单一雨贡纽点处晶体结构、密度和微观结构的直接探针。来自压缩样品的所有XRD峰均可归属于B1和B2相。由于信噪比有限，我们无法分辨液态MgO的弱散射。为确定XRD快照期间样品中的冲击压力分布，我们查询了一维辐射流体动力学模拟的输出，该模拟被调校以复现石英参考板中测得的Us历史（见补充材料S4节[25]）。我们展示了12次MgO [111]样品和9次[110]样品的稳态冲击实验结果，覆盖295-611吉帕压力范围。

在我们的实验中，样品受到单轴压缩。尽管全文使用的“压力”一词暗示静水压缩状态，但我们不能排除偏应力的存在，这在我们测量中以及所有先前的雨贡纽测量[7,19,51-54]中会导致更高的纵向应力值，从而产生更高的报告压力。在Fowles[55]使用Lévy-von Mises屈服准则[56]的分析中，该应力偏差对应于屈服强度的三分之二。然而，MgO的高压强度是未知的。

三、结果

A. 晶体取向相关的T响应

在图4中，多次衰减冲击实验平均的T-P数据与稳态冲击XRD实验确定的P-T状态进行对比。两种MgO取向的冲击温度演化存在显著差异。我们注意到稳态冲击温度与衰减冲击温度总体一致，表明取向相关的T响应并非衰减冲击构型的人为假象。

图4. T-P状态。(a),(b) B1、B2和液相预测稳定场以虚线为界[19]。恒定压力冲击实验确定的T-P状态（圆形符号）与[111]（上部，红色）和[110]（下部，蓝色）样品的衰减冲击测量叠加。Root等人[19]的平衡量子分子动力学（QMD）雨贡纽模型以黑色点划线表示。编号的黄色三角形在正文中讨论。在较低压力下，光学衰减长度增加，T测量穿透到衰减冲击波前以外的更高T状态（对T约15000开过渡为浅色；见补充材料[25]）。对于两个最低压力的稳态冲击数据（空心圆），未测量T，但假定等于衰减冲击值。（上部侧面板）原位XRD显示MgO [111]的B2-(001)反射中η织构演化（红色箭头），从高度织构（η方向局域化；左图）转变为粉末状（η方向扩展；右图）衍射，压力与熔化起始一致。在T约13000开时晶体散射强度显著降低也表明接近完全熔化。（下部侧面板）MgO [110]的B2-(001) η织构显著不同，其特征是在远低于预期熔化压力的压力下就呈现粉末状分布。关于[111]和[110]样品的XRD数据全面总结见补充材料图S1和S2[25]。

1. MgO [111]衰减冲击和XRD数据

对于MgO [111]，T-P数据呈现两个明显的温度平台[图4(a)]。我们将第一个平台的出现（点T1）解释为B1-B2转变，第二个平台（点T2）为熔化转变（初始至完全熔化，如图1所示）。点T1处的相变对应于Root等人[19]预测的B1-B2相边界。这里我们观察到温度平台而非理论预测的温度拐折。根据我们对MgO [100]数据的分析[17]，冲击态在低于某压力下的相对高光学透明度（光学衰减长度接近某值）使得来自波阵面后方更高温度区域的热辐射能够到达探测器[图2(a)]。这有助于抹平与B1–B2相变相关的温度异常。在较高压力下，衰减长度足够小（某值），以至于测得的热辐射来源于冲击波阵面后方的小区域。在这里，我们观察到T（温度）出现一个平台，从点1到点2，正如预期的那样，如果冲击诱导熔化遵循平衡行为。

稳态冲击实验与原位X射线衍射相互印证了MgO [111]数据中温度异常的解释，即B1–B2相变和熔化转变[图4(a)]。在295(20) GPa时仅观察到压缩的B1-MgO。B2相首次出现于343(20) GPa，将B1–B2转变置于295(20)和343(20) GPa之间。这个压力范围与低T平台[图4(a)中的点1]的起始以及Root等人[19]预测的平衡B1–B2边界一致。

在图4(a)的侧面板中，我们追踪了B2-(001)反射随压力增加的演变。XRD信号在方位角（χ）上的局域化是高取向序或微结构织构的特征。对于高达519 GPa的压力（左上方面板），B2相的衍射信号高度局域化于χ，表明存在大尺寸取向晶粒。在588和611 GPa（右上方面板），B2衍射信号变得更像粉末样（在χ上扩展），我们将其解释为在固液共存区内晶粒尺寸减小和晶粒重新取向。在611(31) GPa处，散射晶体强度的强烈降低——与较低压力下的B2散射相比——也表明B2相接近完全熔化。这个压力范围与从衰减冲击数据推断的完全熔化条件重叠。

2. MgO [110]衰减冲击和XRD数据
对于MgO [110]，我们观察到截然不同的行为，这在热辐射图像[图2(d)]和T与P关系的比较[图4(b)]中显而易见。只观察到一次大的1300 K温度突变，随后温度随压力增加平稳上升。温度突变后T测量[图4(b)中的点1]的斜率与液体内的Hugoniot斜率一致。我们的[110] MgO衰减冲击数据类似于Ye等人[17]报道的[100]取向数据[图5(a)]以及其他研究[7,18]。在其他材料系统中也观察到单一温度突变[57]，并被解释为对近乎瞬时冲击压缩的非平衡响应[58]。我们对强取向依赖的T响应（[111]对比[110]/[100]）的解释在第四部分B中讨论。

图5. MgO的P-T相图。上方面板：MgO [110]和[111]的T数据分别以蓝色和红色曲线显示，[100]数据来自参考文献[17]，以绿色显示。预测的B1、B2和液相稳定域由灰色虚线轮廓标出[19]。Root等人[19]的平衡QMD Hugoniot模型以黑点划线显示。低压B1熔化拟合[59]以黑色点线显示。压力（下轴）与标记的超级地球/地球质量比的核幔边界（CMB）条件相关（上轴）[60]。我们实验约束的B2熔线（粗黑曲线）将完全熔化置于约640 GPa和约11000 K。插图：MgO熔线与其他材料的熔线对比[57,61–64]。曲线的实线部分由实验约束，然后外推到高压（虚线）。下方面板：MgO [111]、[110]和[100]的XRD衍生的结构范围，每条垂直线代表图4中显示的实验结构测量，或参考文献[1]中的[100]数据。

沿MgO [110]压缩的XRD与[111]数据也显著不同。在372(20) GPa时仅观察到压缩的B1-MgO，并且高度局域化于χ（图4，左下方面板）。B2相首次出现于425(20) GPa，将B1–B2转变置于372(20)和425(20) GPa之间，比[111]高约80 GPa。与[111] MgO不同，[110] MgO中的B2-(001)反射在探测的整个压力范围内表现出较弱、粉末样的织构[图4(b)，右侧面板]。对于[110]压缩，B2起始压力与衰减冲击数据中的单一温度突变[图4(b)中的点1]一致。之前曾在MgO [100]样品中观察到类似的T演变和XRD织构行为[1]。本研究所有XRD数据的体压力和相分配，连同Wicks等人[1]的[100]数据，显示在图5的下方面板中。

B. 对B2液相熔化的实验约束
在图5中，MgO [111]和[110]的T数据与之前的[100]数据[17]一起绘制。我们将完全熔化点解释为这三条曲线在约640 GPa和约11000 K处的收敛，此时晶体取向的差异消失。在此压力以上，所有取向的T曲线重叠。这个点与[111]取向MgO中第二个温度平台的结束[图4(a)中的点4]、冲击波阵面反射率的损失（见图S10A [25]）以及611(31) GPa处最后一个B2 XRD信号的观察非常吻合。三个取向的T值在我们的测量极限（约700 GPa和约30000 K）内保持极好的一致性，从13000到30000 K没有温度异常（见补充材料图S5D [25]）。

MgO [111]的T和XRD数据与Root等人[19]的平衡QMD计算紧密对齐。我们使用Simon-Glatzel拟合提供了一个实验约束的B2液相熔线：
P = P_t + a(T - T_t)^b，其中P_t = 266 GPa，T_t = 9635 K，a = 0.009 GPa/K，b = 1.5。方程（1）
该拟合及其不确定性在图5中以粗黑曲线显示，灰色阴影表示拟合的不确定性。这个经验关系已被用于描述其他氧化物的熔化行为，包括SiO2 [57]和Al2O3 [65]。我们使用B1-B2-液相三相点来约束低压下的拟合。三相点取为实验推导的B1液相熔线[59]与Root等人[19]的B1-B2相边界的交点，该交点位于9635 K和266 GPa。在较高压力下，拟合受MgO [111]数据中T平台[图4(a)中的点2]的约束，我们将其解释为固液共存。拟合的不确定性反映了平均T数据的不确定性。

据我们所知，在这些极端压力下，MgO拥有任何已知材料中最高的记录熔化温度，包括铁等金属和高难熔的Ta，其他典型的镁硅酸盐岩石MgSiO3、Mg2SiO4，以及强共价键合的金刚石[图5(a)，插图]。这表明基于环境条件下键合特性的化学直觉可能在极端压力下具有误导性。

B2-MgO比B1-MgO采用更致密、更高配位的结构（8对比6）。这种增强的堆积促进了强大的离子键合和机械刚硬的晶格，从而抵抗熔化[66]，Mg2?和O2?离子之间强烈的库仑吸引对抗热无序。高压、增加的晶格结合能和持久的离子性共同促成了B2相异常高的熔化温度以及MgO熔化曲线在B1-B2-液相三相点上方更陡的斜率。

IV. 讨论
图4中[110]样品压缩与[111]样品之间T状态和XRD织构的显著差异令人费解：为什么当我们沿不同高对称轴冲击压缩MgO时，观察到的冲击温度如此不同？我们认为这些观察到的取向依赖响应与相变机制和剪切应力在快速冲击压缩时间尺度内被释放的能力有关。

A. 晶体取向依赖的B1-B2相变路径
固-固相变原子路径的传统理解涉及原子从有序母相到有序子相的转变，由晶格应变和原子重排促进。应用于MgO，每个转变路径的特征是子相B2相对于母相B1的取向。通过衍射技术测量两相中特定晶面与方向之间的取向关系（OR），可以实验约束原子转变机制[1,13]。

理论计算已确定了MgO中B1-B2转变的两个主要能量有利机制：Buerger机制[67,68]和Watanabe-Tokonami-Morimoto（WTM）机制[69,70]。Buerger机制（BM）涉及沿B1晶胞的一个<001>方向压缩，同时伴随B1相所有正交方向的膨胀（见参考文献[1]和补充材料，电影1 [25]）。WTM机制需要两个协同运动的组合：在交替（001）层内原子的滑动，随后沿[110]方向膨胀（见参考文献[1]和补充材料，电影1 [25]）。

在这里，我们采用一个前向衍射模型（见第S5B节），该模型最初应用于冲击压缩的MgO [100]单晶样品的XRD数据[1]，以确定我们的XRD数据与提出的WTM和BM机制的一致性。我们发现，我们的MgO [110] XRD数据[图6(a)]只有在WTM机制活跃时才能被前向模型再现，导致形成六个取向变体。这个结论与对MgO [100]样品的类似分析一致[1]。相比之下，对于[111]数据[图6(b)]，χ（德拜-谢乐锥周围的衍射强度分布）中的织构只能用BM机制的前向衍射模型解释，且存在单个取向变体。为了解释这些取向依赖的响应，我们需要考虑单轴压缩如何导致沿特定晶面的变形。

图6. (a) MgO-[110]在462 GPa和(b) MgO-[111]在406 GPa的实验（左）和模拟（右）衍射图。对于两次射击，衍射包括压缩B1相（绿色箭头）和转变B2相（红色箭头）的信号。通过采用前向衍射模型，我们发现XRD数据与[110]取向MgO的WTM定义的B1-B2路径一致，而对于[111]取向样品，只有BM机制活跃。对于两种MgO取向，沿χ平均的线形显示在底轴上，箭头指示与压缩B1和B2相相关的反射。未压缩石英窗口的劳厄衍射（黄色方块）被屏蔽（见第S5A节）。

沿[111]轴的单轴加载在B1晶胞内沿单个<001>方向施加所需的压缩应变，这与激活B1-B2转变期间Buerger机制所需的条件一致。相比之下，沿[100]和[110]取向压缩时，沿<001>的分解应力不足以激活BM路径（见补充材料，电影1 [25]），因此需要替代的WTM路径来促进B1-B2转变。因为沿[111]压缩提供了Buerger机制所需的特定应力状态，这自然地解释了我们的[111] XRD数据中观察到的较低B2起始压力（295–343 GPa）。

B. MgO [100]和[110]的单一温度突变：瞬态无序状态的证据
接下来，我们考虑两个提出的动力学驱动的材料响应来解释在[110]和[100]数据中观察到的单一T突变：（i）过热固体，其中固体材料在经历体熔化之前超过熔线[57,58,71]；（ii）无序固体或类液体状态，其中在低于平衡熔点的温度下，在冲击波阵面处形成薄（纳米级厚度）无序层，然后重结晶回固体[12,15,16]（见图7）。我们的衍射结果无法区分液体与无序或非晶材料，因此我们使用“无序”一词包含性地。

图7. 根据冲击压缩单晶系统的NEMD模拟[12,15,16]，我们将[110]和[100]中的单一T突变解释为在冲击波阵面处纳米级厚度的无序或类液体形成的结果。这随后伴随着重结晶以及与B2化学键形成相关的能量释放（点2）。这种多余能量的释放满足了Hugoniot跳跃条件，并导致体温度升高[16]。无序T状态遵循液体Hugoniot的延伸，如Shen等人[16]对冲击压缩SiO2的模拟中所述。

过热态和无序态解释都导致单一T突变，如[110]和[100]衰减冲击数据中观察到的，但它们在高压、突变后相的预测上根本不同：过热模型中的完全熔化与无序态情况下的体固体持续存在。之前对冲击压缩熔融石英和α-石英中单一T突变的实验观察被解释为过热固体的证据，其中低T突变点被当作熔线的代理[57,58,71]。然而，这些研究缺乏确认体相熔化以及过热固体解释所需的互补结构数据。在非平衡分子动力学（NEMD）模拟中，冲击波阵面处的瞬态无序或类液态形成已被提出作为冲击压缩下的一种替代应力释放机制，此时常规塑性不足[12,15,16]。这种行为在冲击压缩的石英和熔融石英[16]以及其他材料[12,15]的模拟中被观察到，条件沿液体雨贡纽线的低延展线（见图7）。冲击波阵面后的再结晶通过化学键的形成释放能量，随着固相的形成。这一过量能量的释放满足了雨贡纽跳跃条件，并导致体相温度上升（点，图7）。我们结合的和结构数据为MgO [110]和[100]样品在冲击压缩过程中瞬态无序态的形成提供了令人信服的证据。在我们的实验几何结构中，热辐射从冲击波阵面后方一个-厚的层内测量，该层由（压力依赖的）光学衰减长度定义[1,17]；图S9。这一长度与预期无序层的厚度相当[16]。我们在温度跳跃之上的压力下观察到状态，这些状态沿液体雨贡纽线的低温延展线分布，在预期的平衡熔化线上没有进一步温度异常[图5(a)]。这种行为与NEMD模拟一致[15,16]。我们的XRD实验探测了厚的冲击压缩区域的体积平均结构——远超一个光学衰减长度——使它们对更远离冲击波阵面的相敏感。在MgO [110]和[100]样品中，我们在温度跳跃之上的压力下观察到晶体衍射[图4(b)和参考文献[1]]，包括高压、跳跃后B2信号中的弱织构[图4(b)]，与从无序态的多晶生长一致。在温度跳跃之上的压力下晶体衍射的持续存在与过热固体的灾难性体相熔化模型不一致[57,58,71]。基于[110]和XRD数据，我们提出在冲击波阵面处形成一个无序层，对应于温度跳跃的开始[图4(b)中的点1]。在385到570 GPa（完全体相熔化压力）之间，测量的温度反映了无序态而非体相温度。我们实验结果的总结如表I所示。如第IV A节所述，沿方向的单轴压缩直接促进了通过布格尔路径从到的剪切应力释放相变。因此，我们提出[111]取向的样品不表现出冲击波阵面处无序层形成的特征。相反，沿和方向的单轴压缩不激活通过布格尔路径的相变。因此，晶体中的剪切应力水平随压力增加而持续积累，直到达到临界水平（），此时冲击波阵面处的剪切诱导机械无序导致近乎瞬时的应力松弛[12]。我们注意到[110]和[111]样品中B2峰的-织构存在显著差异（图4）。[111]样品的B2 XRD信号高度局部化，与大的取向晶粒一致，而[110]样品的B2峰表现出混合分布。我们提出后者是图7中描述的物理模型的结果，其中B2成核发生在无序或类液态态（粉末状XRD）以及未熔化或未无序的B1晶粒（织构XRD）中。我们推测无序层的近静水环境促进了B1-B2相变，这解释了温度跳跃压力与B2开始压力的一致性。这一效应对于大应变固-固相变，最早由Levitas等人预测[72]，但据我们所知，从未在实验中被观察到。表I.实验观察总结。MgO [100]的数据来自参考文献[17]（#）和参考文献[1]（*）。布格尔机制（BM）；渡边-德永-森本（WTM）。MgO晶体取向 第一次跳跃开始 第二次跳跃开始 相变压力开始 相变路径 瞬态无序相 [111] 320 GPa 490 GPa 295–343 GPa BM 否 8600 K 12 700 K [110] 380 GPa 372–415 GPa WTM 是 10 000 K [100] 410# GPa *397–425 GPa *WTM 是 10 500 K C. 对材料科学的影响虽然NEMD模拟长期以来预测了跨多种材料的瞬态剪切诱导无序或熔化[12,15,16,73–76]，但实验证据一直缺乏。这种通过透明样品的辐射高温计实现的直接温度测量，在高应变速率、各向异性冲击加载下是罕见的。在先前报道连续冲击波阵面温度数据的衰减冲击研究中，非平衡行为被以多种方式解释。例如，MgO [100][7,18]以及熔融二氧化硅或石英[57,71]中的单一温度跳跃被归因于过热[18,57,58,71]或固-固相变[7]。我们的MgO [110]数据将这一跳跃识别为与瞬态无序态形成一致；这一解释在先前研究中未被考虑，这强调了补充体相结构探针的重要性。先前采用过热解释温度跳跃的研究将低点视为平衡熔化曲线的代理[57,58,71,77,78]。我们在MgO中的观察表明，跳跃的终止发生在远低于熔化曲线的压力下，这意味着先前在过热假设下推断的熔化曲线可能被低估了。因此，我们的结果促使重新审视其他地质相关材料的已发表熔化曲线，包括[57,58,78]和[77]。 D. MgO熔化对气态巨行星核结晶度的影响在图5中，我们提供了MgO B2-液体熔化曲线的实验约束。这对我们理解木星、土星和其他气态巨行星的核心有直接影响。与冰一起，MgO被认为是木星和土星等气态巨行星的主要核心成分[2]，其中极端压力使得解离成MgO和[79,80]，或相关的熔化诱导的不混溶不稳定性导致固体MgO和液体的混合物[81]。图8显示了我们MgO熔化曲线的外推，与土星[82]、木星[82]以及由Zhao等人建模为“热木星”的系外行星CoRoT-9B[10]的预测核心包层条件相比。我们的MgO熔化线表明，在土星和木星的核心中可能存在结晶MgO，但在CoRoT-9B的核心中将存在高导电性的液态MgO。图8. 延伸的熔化曲线与土星和木星（J）[82]以及“热木星”系外行星CoRoT-9B[10]的计算核心包层条件。实心灰色曲线代表木星的内部路径[83]。计算出的解离成MgO + 的条件显示为虚线灰色曲线[79,80]。 V. 结论我们结合冲击热力学和原位纳秒X射线衍射，研究了单晶MgO在高达600 GPa和13 000 K的动态压缩响应。在高压下，所有取向都收敛到完全熔化，在和多兆巴条件下定义B2-液体边界。在低于熔化的冲击压力下，我们的测量揭示了晶体取向控制着单轴冲击加载下的重构相变路径。沿[111]压缩激活了布格尔机制，并产生与平衡固-固和固-液转变一致的冲击温度演化。相反，沿[110]和[100]压缩延迟了相变，并产生单一温度跳跃，伴有与冲击波阵面处瞬态无序层的B2成核一致的衍射特征。最近的理论研究预测，非简谐声子-声子相互作用可以在冲击压缩下将B1相稳定到[21]。相比之下，我们发现在处触发相变，仅与准简谐近似（QHA）预测一致[19–22,86]（见补充材料图S22[25]）。因为QHA忽略了显式温度依赖性，这种差异意味着非简谐稳定化水平降低。这些发现挑战了当前的高温相稳定性模型，并为行星内部相图提供了必要的约束。更广泛地说，我们的发现表明晶体取向可以控制动态加载下的相变动力学，对冲击热力学和微观结构演化具有可测量的影响。这种取向依赖的非平衡行为预计在广泛受极端应变速率作用的材料类别中是相关的，包括金属、陶瓷和行星材料。在这些条件下实验解析转变路径的能力为测试高压相变的原子模拟以及精炼极端压缩下的物质模型提供了一个框架。