Размножение дислокаций при пластической деформации

Дислокации при захлопывании диска вакансий образуются не только при охлаждении закристаллизовавшегося металла, но и при закалке его с высоких температур, обеспечивающей сильное пересыщение решетки вакансиями и конденсацию вакансий в диски.

6. Дислокации зарождаются при концентрации напряжений в отдельных участках кристаллов (около включений, трещин, границ двойников и др.) до величин порядка G/30. На­пример, при охлаждении металла из-за разного термического сжа­тия включения и кристалла около их поверхности раздела могут возникнуть упругие напряжения, достаточные для самопроиз­вольного зарождения дислокационных петель. При зарождении дислокационных петель и удалении их от включения происходит релаксация (разрядка) напряжений.

Увеличение плотности дислокаций на несколько порядков в ре­зультате холодной пластической деформации требует введения в теорию представлений о механизме образования дислокаций в процессе пластической деформации. Кроме того, пробег одной дислокации через весь кристалл приводит к сдвигу по плоскости скольжения на величину вектора Бюргерса; при этом дислокация; выходит на поверхность кристалла. Наблюдаемый же эксперимен­тально сдвиг на поверхности кристалла на несколько порядков больше величины межатомного расстояния. Имеющихся перед на­чалом деформации дислокаций совершенно недостаточно, чтобы объяснить такие большие сдвиги последовательным пробегом дис­локаций по одной плоскости скольжения. Это заставляет признать, что в процессе деформирования образуется большое число новых или, как иногда говорят, «свежих» дислокаций.

В 1950 г. Франк и Рид предложили весьма остроумный и про­стой механизм размножения дислокаций в процессе пластической деформации (рис. 108).

Источником дислокаций является дислокация, концы которой DD' закреплены (причины закрепления этих концов будут рассмотрены ниже). На рис. 108, а плоскость чертежа является плоскостью скольжения, содержащей линию дислокации DD'. Приложенные однородные напряжения т выгибают линию дислокации в дугу (рис. 108, б), а линейное натяжение дислокации стремится ее выпрямить. В условиях, когда приложенная сила уравновешивает восстанавливающую, радиус дуги г определяется из соотношения (25): По мере роста касательного напряжения дуга все больше выгибается и радиус ее уменьшается. Когда дуга становится полуокружностью, то ее радиус где l – длина дислокации. Это минимальный радиус, и ему составляют максимальное значение касательного напряжения Принимая α = 0.5 (см. с. 60), получаем

Если в формулу (64) подставить значения G = 4*10¹¹ дин/см², b = 2,5*10^{-8 см и} l= 10^{-4 см, типичные для отожженных моно}кристаллов цветных металлов, то т_кр ≈ 0,1 кгс/мм². Эта величина хорошо согласуется с экспериментально определенными значе­ниями критического скалывающего напряжения (см. § 10).

При любых значениях τ < τ_кр дуга стабильна — определен­ному значению τ соответствует определенное значение r. Если дуга еще не выгнулась в полуокружность, то при уменьшении прило­женного напряжения сила натяжения будет упруго выпрямлять дугу.

Площадь, через которую продвигается линия дислокации, зату­шевана на рис. 108, она является зоной, где сдвиг уже прошел. На­правление приложенного напряжения остается все время неизменным, а сила f = bτ, действующая на дислокацию, в каждой точке перпендикулярна линии дислокации, т. е. направлена по радиусу кривой (см. стрелки на рис. 108).

Выгибание дуги от r = ∞ (прямая DD’, рис. 108, а) до r = r_кр (полуокружность на рис. 108, б) требует непрерывного повышения касательного напряжения от нуля до. При любом небольшом превышении τ_кр дальнейшее расширение петли дисло­кации приводит к увеличению радиуса дуги, и линия дислокация оказывается в нестабильном положении — при постоянном при­ложенном напряжении, которое теперь может стать и меньше τ_кр, дислокационная петля самопроизвольно расширяется, описывая все большую и большую площадь (рис. 108, в, г). Поэтому напря­жение, требующееся для выгибания линии дислокации в полу­окружность, называют критическим.

Расширяющаяся петля остается закрепленной в точках D и D' и поэтому закручивается вокруг этих точек в виде двух симме­тричных спиралей под действием силы bτ, все время перпендику­лярной линии дислокации на всех ее участках (рис. 108, в, г). При таком закручивании обязательно наступает момент, когда две симметричные спиралевидные части дислокации соприкасаются. В месте соприкосновения встречаются участки дислокаций проти­воположного знака. Они взаимно уничтожаются, в результате чего одна дислокация разделяется на две — замкнутую петлю и дисло­кацию DCD’, состоящую из двух дуг (рис. 108, д).

Замкнутая дислокационная петля не связана с точками закреп­ления D и D’. Под действием касательного напряжения она может неограниченно распространяться во все стороны и, если нет дру­гих препятствий, выйти на поверхность кристалла.

Дислокация DCD’, выпрямляясь под действием приложенного напряжения и линейного натяжения, сокращает свою длину до DD’, т. е. приходит в стартовое положение исходной дислокации. После этого, если продолжают действовать напряжения не меньше τ_кр, новая дислокация уже рассмотренным путем дает новую дис­локационную петлю и дислокацию DD’ и т. д. Таким способом источник Франка — Рида может генерировать неограниченное число петель дислокаций в одной плоскости скольжения и создавать в этой плоскости значительный сдвиг.

На первый взгляд может показаться непонятным, почему при напряжении, действующем в одном и том же направлении, сначала спиральные участки дислокации, а затем замкнутая петля распро­страняются во все стороны, в том числе и в направлении, прямо противоположном приложенному напряжению. Это легко уяснить, если- обратить внимание на ориентацию разных участков линии дислокации и вспомнить, что говорилось в гл. II о направлении движения дислокаций разной ориентации и разного знака и о рас­пространении дислокационной петли.

Если исходная дислокация DD’ была чисто краевой, то при выгибании ее в дугу она превращается в смешанную дислокацию. На рис. 108, в вблизи точки αдислокация имеет краевую, вблизи точек b и b’— винтовую, а в промежуточных точках — смешан­ную ориентацию. Участок краевой ориентации скользит по на­правлению вектора Бюргерса, а участки винтовой ориентации — перпендикулярно ему. Поскольку последние в точках bи b’имеют противоположные знаки, то они перемещаются под действием одной и той же силы в прямо противоположных направлениях. На уча­стках вблизи точек f и f’ дислокация имеет краевую ориентацию (рис. 108, г). Знак краевой дислокации вблизи точек f и f ’ противо­положен знаку краевой дислокации вблизи точки а. Если, напри­мер, исходная дислокация DD’ была положительной, то участок краевой ориентации вблизи точки а также является положитель­ной дислокацией, а участки вблизи f и f’ — отрицательной крае­вой дислокацией. Под действием одних и тех же приложенных напряжений краевые дислокации разного знака перемещаются в прямо противоположных направлениях.

Вблизи точек с и c’ участки дислокации имеют винтовую ориен­тацию и противоположный знак (рис. 108, г). Двигаясь в направ­лении действия на них силы bτнавстречу один другому, они анни­гилируют.

Замкнутая петля на рис. 108, д, как уже указывалось, распро­страняется во все стороны. С этим согласуется то положение, что участки с краевой ориентацией а и f (а также f'), имеющие разный знак, должны скользить в противоположных направлениях под действием одного и того же напряжения. То же самое происходит с участками вин­товой ориентации b u b', имеющими разный знак (см. также рис. 40). Рассмотренный источник Франка— Рида генерирует дислокационные петли в од­ной атомной плоскости. На­ряду с таким плоским источ­ником был предложен анало­гичный по своему механизму пространственный источник дислокации, часто называемый кони­ческим ила.спиральным. Этот источник неограниченно генерирует дислокационные петли в разных атомных плоскостях. На рис. 109 в г. ц. к. решетке в плоскости скольжения {111} исходная дисло­кация DD' закреплена в узлах D и D', в которых сходятся по три дислокации. Дислокации AD, DB, CD' и D'E, не лежащие в пло­скости легкого скольжения, неподвижные или малоподвижные. Точки D и D' принадлежат одновременно им и легко скользящей дислокации DaD'. Поэтому под действием приложенного напряже­ния дислокация DaD' перемещается не параллельно самой себе, а выгибается в полуокружность и далее закручивается вокруг точек D и D'. Если векторы Бюргерса неподвижных дислокаций, сходящихся в точках D и D', имеют винтовую компоненту по отно­шению к плоскости {111}, то закручивающиеся участки дислока­ции DaD' скользят по винтовой поверхности. Совершив один обо­рот, участок скользящей дислокации поднимается или опускается с одного горизонта на другой. На рис. 109 закручивающиеся уча­стки в результате полного оборота перемещаются вверх на одно атомное расстояние. Соприкоснувшись позади источника, две сим­метричные части спирали, имеющие противоположный знак, анни­гилируют. В результате этого образуются замкнутая петля, кото­рая может неограниченно распространяться, и участок дислока­ции, выпрямляющийся в отрезок DbD' (аналогично работе пло­ского источника, см. рис. 108, д). Особенность конического источ­ника — то, что стартовое положение дислокации в каждый новый цикл оказывается на ином горизонте, чем в предыдущий цикл (DbD' вместо DaD'). Соответственно каждая новая петля распро­страняется в плоскости, которая отстоит от плоскости предыдущей петли на одно межатомное расстояние (это расстояние показано штриховкой на рис. 109).

О том, какие дислокации могут размножаться по механизму Франка—Рида, имеются разные предположения. Первоначально считалось, что основную роль в размножении дислокаций играют отрезки пространственных дислокационных сеток, концы которых закреплены, так как они связаны с неподвижными или малопод­вижными дислокациями в сетках. Такой элемент сетки DD' показан на рис. 109. Позднее были получены экспериментальные данные, поставившие под сомнение ведущую роль элементов дислокационных сеток в размножении дислокаций при пластической деформа­ции.

Другой весьма вероят­ный источник размноже­ния дислокаций — R-дислокация, возникающая в результате захлопывания

вакансионных дисков. Например, если в плоскости ABC стандартного тетраэдра при захлопывании диска вакансий возникает дефект упаковки, то образуется сидячая дисло­кация Франка с вектором Бюргерса 8D. Взаимодействуя с частич­ной дислокацией Шокли Аδ, она образует R-дислокацию с векто­ром Бюргерса AD, так как Аδ + δ D = AD. Дефект упаковки, существующий до образования R -дислокации в плоскости A ВС, чаще всего имеет вид шестиугольника, стороны которого парал­лельны АВ, ВС и АС.

Соответственно и R-дислокация будет состоять из шести сег­ментов, параллельных этим трем направлениям (рис. 110). Плос­костью скольжения R-дислокации может быть только такая плос­кость {111}, которая содержит и линию дислокации, и ее вектор Бюргерса. Если образовалась призматическая R -дислокация с век­тором Бюргерса AD, то только сегменты шестиугольника, парал­лельные АВ и АС, могут участвовать в скольжении (каждый из них совместно с вектором Бюргерса AD лежит в одной из плоско­стей {111} — ADB или ADC). Кроме того, в возможных плоско­стях скольжения сегментов R-дислокации действуют разные каса­тельные напряжения.

Таким образом, одни сегменты R-дислокации вообще не могут скользить, а другие малоподвижны. Поэтому сегмент, на­ходящийся в плоскости легкого скольжения, оказывается зак­репленным по концам и может действовать как источник Фран­ка—Рида (см. рис110).

Источник Франка—Рида может образоваться также при двой­ном поперечном скольжении. Допустим, что дислокационная петля распространялась в плоскости (111) и была остановлена каким-то препятствием. Тогда она переходит в плоскость поперечного сколь­жения (111), где хотя и действуют меньшие касательные напряже­ния, но нет препятствий. Выйдя из района препятствия, дислока­ция будет стремиться возвратиться в плоскость (111), где дей­ствуют большие касательные напряжения. Такое двойное попереч­ное скольжение и показано на рис. 41, в. Если в плоскости попе­речного скольжения (111)из-за низкого касательного напряжения оставшиеся здесь участки дислокации окажутся малоподвижными, то петля, легко распространяющаяся в плоскости (111), будет за­креплена по концам и станет источником Франка—Рида.

Простейший и весьма эффективный механизм размножения дислокаций — множественное поперечное скольжение, которое приводит к образованию дислокационной линии большой протя­женности, переходящей из одной параллельной плоскости. в другую.

Электронномикроскопические исследования показывают, что источниками дислокаций являются границы зерен и двойников, поверхность образца, дисперсные частицы второй фазы. Механизм действия большинства таких источников установить пока не удалось.

По аналогии с источником Франка-Рида действует источник Бардина –Херринга, только здесь выгибание стартовой дислокации и закручивание её вокруг точек закрепления происходит не скольжением, а переползанием. Размножение дислокаций источниками Бардина-Херринга обнаруживали в закаленных сплавах, пересыщенных вакансиями. При постепенном уменьшении концентрации избыточных вакансий эти источники прекращают своё действие.

Лекция разработана «___»________200__г.

_______________________Фигуровский Д.К.