Понятие о дислокации, сущность реального механизма сдвига
Рассмотрение процесса пластической деформации как одновременного смещения одного ядерного слоя довольно другого на величину, кратную параметру решетки, есть очень упрощенным и требует известных уточнений.
В случае если решетка кристаллита не подвергалась пластической деформации и соответствует равновесному состоянию металла, то атомы занимают в ней положения, каковые характеризуются минимальным запасом внутренней энергии. Смещение атома из для того чтобы положения равновесия в любое промежуточное приводит к противодействию соседних атомов.
Это противодействие есть большим при смещении атома на половину параметра решетки и представляет собой необычный потенциальный энергетический барьер, что необходимо преодолеть, дабы переместить атом в новое положение равновесия. Атом, «поднятый» на вершину этого барьера, сам «падает» с него в новое положение равновесия, соответствующее минимальному запасу внутренней энергии.
На рис. 57,а представлена модель равновесной пространственной решетки металла со схемой роста энергии при смещении атома из равновесного в промежуточное положение. На схеме видно, что равновесные атомы владеют минимумом энергии и находятся в необычной энергетической «яме».
Для движения атома в соседний узел требуется как бы «извлечь» его из данной «ямы», т. е. преодолеть потенциальный барьер.
В случае если представить себе пластический сдвиг упрощенно и допустить одновременное преодоление бессчётных потенциальных барьеров, то было нужно бы иметь дело с большими сдвигающими напряжениями, нужными для начала процесса пластической деформации. Но как мы знаем, что эти начальные напряжения сдвига очень малы.
Исходя из этого целесообразно допустить возможность не одновременного, а последовательного смещения атомов в плоскости сдвига, требующего преодоления намного меньших потенциальных барьеров, а следовательно, приложения извне меньших напряжений сдвига. Такое смещение возможно представить при наличии несовершенств в кристаллической решетке, изменяющих энергетическое состояние кристаллической решетки (рис. 57,6).
Несовершенства решетки приводят к местному понижению потенциальных барьеров и облегчают последовательное перемещение атомов.
Рис. 1. Энергетические условия сдвига в совершенной (а) и настоящей (б) ядерной решетке
пластичность и Прочность кристаллических тел чрезвычайно во многом зависят от степени совершенства строения их пространственных решеток.
Монокристаллы с полностью верным строением кристаллической решетки должны владеть высокой так называемой теоретической прочностью.
Простые чистые монокристаллы не имеют для того чтобы совершенного строения и, в большинстве случаев, владеют низкой высокой пластичностью и прочностью. Хлористое серебро (точка плавления 445 °С) при 20 °С легко прокатывается в пластинку. Алюминий (точка плавления 660 °С) на холоду уже при малых напряжениях Деформируется пластически.
Теллур (точка плавления 452 °С) при комнатной температуре пластически деформируется под влиянием собственного веса.
Начальное сопротивление сдвигу чистых железных монокристаллов образовывает величину от сотых и десятых долей до немногих килограммов на квадратный миллиметр; следовательно, при столь малых напряжениях монокристаллы уже испытывают пластические деформации. Одновременно с этим согласно расчетам советского физика Я. И. Френкеля монокристаллы с совершенным ядерным строением должны владеть критическим напряжением сдвига ос в много и часто в тысячи раз громадными.
Зависимость прочности монокристалла от количества несовершенств в его пространственной решетке представлена на рис. 2. Из нее направляться, что при отсутствии недостатков строения решетки монокристалл владеет высокой (теоретической) прочностью.
При малом числе недостатков, приходящихся на единицу поперечного сечения монокристалла, прочность быстро падает до минимума. Но при повышении числа недостатков, что возможно достигнуто преднамеренно методом применения последовательности способов (см. потом), прочность возможно ощутимо увеличена; однако она остается намного более низкой если сравнивать с теоретической.
Рис. 2. Зависимость прочности кристалла от количества несовершенств кристаллической решетки
В соответствии с современными представлениями на рис. 3 приведена схема, систематизирующая несовершенства кристаллического строения на примере несложной кубической решетки.
Рис. 3. Плоскостная схема несложной кубической решетки с обычными несовершенствами строения
Рис. 4. Линейная (краевая) дислокация в несложной кубической решетке: а — плоскостная схема; б — пространственная схема
На схеме рис. 3 четко заметно, что все виды несовершенств в обязательном порядке приводят к сосредоточенным либо более либо менее распространенным искажениям пространственной решетки в следствии трансформации межатомных расстояний в регионах, соприкасающихся с местами нахождения недостатков.
Область на рис. 3 характеризует зерно с совершенной решеткой.
На данный момент дислокации различных видов (краевые, винтовые, смешанные) рассматриваются как наиболее значимая изюминка кристаллического строения. Преднамеренно создавая нужное количество дислокаций, распределяя и закрепляя их в пространственной решетке, возможно очень значительно изменить служебные свойства и показатели прочности разных материалов. На этом основании целесообразно более детально ознакомиться с элементами теории дислокаций.
На рис. 4 представлена схема так называемой краевой либо линейной дислокации Тэйлора. По данной схеме дислокация есть местной неправильностью в размещении атомов, сосредоточенной около определенной плоскости РР, именуемой плоскостью дислокации.
Обычным для названной дислокации есть то событие, что горизонтальные последовательности атомов, лежащие выше линии РР, содержат любой на один атом больше, чем последовательности, расположенные ниже данной линии. Это имеет место как в плоскости ри-сунка, так и в ряде параллельных ей ядерных плоскостей, расположенных от нее по обе стороны. Неравенство числа атомов в верхних и нижних ядерных слоях ведет к искажению кристаллической структуры.
Искажение пространственной решетки носит местный темперамент и ограничено для каждой ядерной плоскости приблизительно так, как показывает пунктирная окружность, центр которой есть центром дислокации (начало координат).
В случае если вглядеться в область, ограниченную пунктирной окружностью, то легко понять, что вблизи центра дислокации атомы, лежащие выше линии РР, очень сильно сближены, а лежащие ниже данной линии раздвинуты если сравнивать с атомами равновесной решетки. По мере удаления от центра искажение скоро значительно уменьшается и на расстоянии радиуса фактически исчезает. За пределами окружности решетка принимает обычный вид.
В случае если в плоскостях, параллельных рисунку, нарушение решетки ограничивается областью, очерченной пунктирной окружностью, то в направлении перпендикулярном искажение захватывает большую часть кристалла либо кроме того целый кристалл.
Характерным есть то событие, что в верхней части кристалла, лежащей над плоскостью дислокации, расположена ядерная полуплоскость, являющаяся как бы лишней и отсутствующая в нижней части кристалла. Линия пересечения данной полуплоскости с плоскостью дислокации РР именуется линией дислокации. На этом основании обрисовываемое несовершенство стало называться линейной либо краевой дислокации. Пространственное представление об этом виде дислокации дает рис. 5,б.
В идеализированном случае линия дислокации есть прямой. Но в конечном итоге она значительно чаще выясняется кривой.
Под действием внешнего поля напряжений линия дислокации способна перемещаться в плоскости дислокации, причем величина и направление перемещения характеризуются вектором, либо так называемым вектором Бюргерса. самый типичным случаем есть перемещение линии дислокации на один параметр решетки, в то время, когда вектор Бюргерса направлен перпендикулярно к линии дислокации.
Такое перемещение дислокации, протекающее последовательно от атома к атому, весьма скоро пробегает через целый кристалл и заканчивается пластической деформацией (сдвигом) на один параметр.
Перемещение это протекает весьма легко и требует приложения очень малых напряжений, в много раз меньших если сравнивать с расчетными. Для одновременного смещения на один параметр всех атомов в плоскости РР потребовалось бы, как было сообщено ранее, огромное напряжение.
Пробег дислокации очень упрощенно, но весьма наглядно возможно сравнить с разглаживанием складки на расстеленном ковре. Складка под действием относительно маленького упрочнения легко пробегает по ковру, а ковер в целом выясняется перемещенным по полу на некую величину.
Само собой очевидно, что для одновременного смещения ковра на ту же величину потребуется значительно большее упрочнение.
Краевые дислокации подразделяются по символу.
В случае если лишняя ядерная полуплоскость имеется сверху плоскости РР, то дислокация условно именуется хорошей и обозначается L, в случае если снизу данной плоскости, — то отрицательной и обозначается Т. Легко видеть, что поворот на 180° превращает хорошую дислокацию в отрицательную и напротив (рис. 5).
Рис. 6. Хорошая дислокация в железном кристалле.
Различать символ дислокаций полезно в связи с тем, что одноименные дислокации при перемещении через решетку склонны отталкиваться, а разноименные притягиваться друг к другу.
Потому, что под влиянием напряжения краевая дислокация может перемещаться в плоскости дислокации, принято вычислять, что для хорошей дислокации перемещение осуществляется слева направо (рис. 6,б), а для отрицательной—справа налево.
Итак, пробег хорошей либо отрицательной дислокации завершается сдвигом одной части кристалла по второй на один параметр совершенно верно так же, как если бы смещение происходило по всей плоскости сдвига в один момент, а не последовательно, причем данный процесс протекает при действии совсем маленьких внешних сил.
Теория дислокаций удовлетворительно растолковывает происхождение сдвига при довольно маленьких напряжениях при том условии, что на вероятной плоскости сдвига зародилась и присутствует дислокация. Расчет говорит о том, что, к примеру, в хорошей дислокации, находящейся в поле сдвигающих напряжений, все атомы, за исключением центрального, находятся под действием сил различного символа, строго сбалансированных для каждой пары атомов, симметричной относительно центра дислокации. Исходя из этого любая такая пара атомов, а следовательно, и дислокация в целом очень легко передвинется в плоскости сдвига, включая и центральный атом, требующий для собственного смещения небольшого напряжения.
Принципиально важно выделить, что деформация совершенного кристалла, в случае если в нем зародилась дислокация, протекает весьма скоро.
Весьма интересно подчернуть, что краевая дислокация способна двигаться еще и в направлении, перпендикулярном плоскости сдвига, за счет сотрудничества с другим недостатком решетки в виде ядерных дырок (вакансий). Это перемещение, но, протекает очень медлительно.
Рис. 7. Модель кристаллической решетки с линейной (краевой) дислокацией
Понятие дислокации есть достаточно отвлеченным и воображает узнаваемые трудности при истолковании его физической сущности.
Тем больший интерес воображают экспериментально выстроенные модели дислокаций, применение которых подтверждает последовательность теоретических воззрений и разрешает установить закономерности, со своей стороны подтверждаемые опытом на настоящих кристаллах.
На рис. 7 нарисовано скопление бессчётных мыльных пузырьков одного размера, созданное по методу Брэгга с целью наглядно моделировать кристаллическую решетку и взять на ней структуры с дислокациями.
При помощи данной модели доказано, к примеру, что маленькое смещение пузырьков с их равновесного положения в верной решетке ведет к образованию (рис. 7) устойчивой краевой Дислокации хорошего символа.
Не считая линейной, либо краевой теория дислокаций обрисовывает еще винтовые и частичные дислокации разных видов.
Громадный интерес воображает вопрос о плотности дислокаций в кристалле, т. е. о числе дислокационных линий, пересекающих единицу площади сечения кристалла. В самые совершенных фактически приобретаемых кристаллах значения плотности дислокаций лежат в пределах 102—103 на см2; кристаллы и монокристаллы металлов в отливках по окончании отжига и пластической деформации характеризуются плотностью дислокаций от 105 до 109 на см2, для очень сильно деформированных железных кристаллов плотность дислокаций равна 10й—1012 на см2. При плотности 10” на см2 одна дислокация приходится на квадратную площадку со стороной, приблизительно равной 100 параметрам решетки (к примеру, алюминия либо меди).
Рис. 8. Скопление дислокаций
Рис. 9. Объемная сетка дислокаций
В отожженных монокристаллах и в кристаллах литого металла дислокации скапливаются в основном в границах зерен, имеющих небольшой угол разориентировки (рис. 8), либо образуют объемную сетку (рис. 9).
Под влиянием касательных напряжений (напряжений сдвига) дислокации способны размножаться, т. е. возрастать в числе, появляясь из определенных участков пространственной решетки. По современным представлениям на каждой активной плоскости скольжения в кристалле имеется источник дислокаций Франка—Рида. Таким источником есть дислокация, у которой один либо оба финиша закреплены и не смогут передвигаться в плоскости скольжения под действием приложенной нагрузки.
При одном закрепленном финише (одноконечная дислокация) перемещаться сможет второй финиш, а при двухконечной дислокации—средняя свободная часть. Наряду с этим единственный вероятный метод перемещения дислокации это выгибание ее в дугу.
Схема размножения линейных дислокаций по Риду и Франку представлена на рис. 10, где изображены этапы 1-5 образования дислокационных петель из начального отрезка линии дислокации ВС.
Цикл из указанных этапов может повторяться многократно, потому, что при переходе от этапа 4 к этапу 5 и образовании отдельной дислокационной петли 5 в петли остается отрезок, на котором целый процесс способен повториться.
Любой полный цикл ведет к сдвигу на один параметр.
Многократное повторение цикла разрешает протекать деформации сдвига по одной и той же плоскости на многие много параметров.
Указанный механизм очень легко и наглядно растолковывает как макроскопические деформации сдвига, так и огромную плотность дислокаций в пластически деформированных кристаллах.
Вторым видом есть дислокация винтовая, обрисованная Бюр-герсом. Схема кристалла с винтовой дислокацией представлена на рис. 66. В этом случае тело кристалла как бы надрезано полуплоскостью ABEF, причем надрез ограничивается линией FE (рис. 11,а); правая часть кристалла смещена по надрезу вниз так, что ее передняя грань сдвинулась по отношению к левой части кристалла на один параметр. Линией дислокации здесь окажется линия FE (рис.
11,6). Вектор Бюргерса, показывающий направление сдвига, в отличие от краевой дислокации будет не перпендикулярен, а параллелен линии дислокации (рис. 11,в).
Рис. 10. Схема размножения дислокаций по Риду и Франку.
Последовательные этапы 1-5 образования дислокационных петель смогут повторяться многократно
Рис. 11. Винтовая дислокация:
На рис. 11, г представлен выход винтовой дислокации в виде ступени на поверхность кристалла. Винтовая дислокация, приводя к смещению атомов, искажает пространственную решетку так, как нарисовано на рис. 67 для плоскости ABCD. линиями и Сплошными кружками представлены решетки правой части кристалла, претерпевшей смещение, а линиями и пунктирными кружками — решетка левой несмещенной части кристалла. Из рис.
66 и 67 видно, что искажение решетки отмечается по большей части конкретно вблизи линии дислокации FE. Это искажение характеризуется тем, что все ядерные плоскости, пронизанные линией дислокации, искажаясь, сливаются в одну ядерную геликоидальную поверхность, напоминающую винтовую лестницу без ступеней.
Рис. 12. Ядерная структура винтовой дислокации
Рис. 13. Последовательные этапы спирального роста кристалла от ступени винтовой дислокации (а)
Винтовые дислокации облегчают рост кристаллов, поскольку ступень, появившаяся на грани кристалла, есть местом присоединения атомов при кристаллизации и обусловливает спиральный рост грани, как продемонстрировано на рис. 13.
Прикладное значение теории дислокаций пребывает в ее применении для упрочнения железных материалов.
Наряду с этим исходят из следующих главных положений.
1. Торможение дислокаций
Потому, что высокая пластичность и малая прочность кристаллов связаны с пробегом дислокаций, целесообразно затормозить перемещение дислокаций.
2. Повышение плотности дислокаций
Как мы знаем, что прочность растет с числом несовершенств и прежде всего с числом дислокаций в решетке. Исходя из этого целесообразно увеличивать плотность дислокаций в железных материалах, в один момент принимая меры для торможения пробега дислокаций при простых и повышенных температурах.
3. Устранение дислокаций
Наибольшая прочность достигается при полном отсутствии дислокаций в кристалле. Получение идеальных кристаллов есть громадной проблемой. Она удачно решается до тех пор пока для нитевидных кристаллов маленькой длины, так называемых кристаллических усов, по-видимому имеющих не более одной единственной дислокации и владеющих прочностью, приближающейся к теоретической.
Из названного уравнения направляться, что о растет с уменьшением L. Вправду, в начале процесса старения частиц второй фазы мало, расстояние L между ними громадно, а прочность, характеризуемая напряжением о, мелка. При завершении старения, в то время, когда число узких частиц второй фазы достигает максимума, расстояние L минимально, а прочность получает большое значение. Торможению дислокаций содействуют кроме этого границы зерен.
В жёстких растворах, не выделяющих частиц второй фазы, увеличение прочности вызывается действием растворенных атомов, закрепляющих дислокации. Котрелл продемонстрировал, что около дислокаций растворимость инородных атомов выше, чем в регионах кристалла, не претерпевших искажения решетки. Исходя из этого около каждой дислокации появляется как бы облако растворенных атомов (воздух Котрелла), мешающее передвижению атомов, что ведет к упрочнению кристалла.
Как мы знаем, что пластическая деформация на холоду увеличивает прочность железных материалов и сокращает их пластичность. Это явление, довольно часто именуемое наклепом, разъясняется повышением плотности дислокаций до высоких значений. Перечисленные виды упрочнения за счет действия частиц второй фазы, атмосферы Котрелла и наклепа теряют эффективность с увеличением температуры до для того чтобы уровня, в то время, когда становятся ощутимыми процессы диффузии.
Исходя из этого сплавы для применения при больших температурах должны разрабатываться с учетом необходимости уменьшить скорость диффузионных процессов и обеспечить более большой температурный предел надежной работы таких сплавов.
Теория дислокаций взяла большое развитие и купила громадное прикладное значение.
