книги из ГПНТБ / Келли А. Кристаллография и дефекты в кристаллах

ки внутри вакансионной петли на фиг. 8.7, а можно удалить, если дислокация Франка расщепляется, согласно (8.36), а затем ее шокли-компонента стягивается и уничтожается путем сколь­ жения в плоскости петли. Тем самым дефект упаковки уничто­ жается за счет возрастания упругой энергии, вызванного ростом вектора Бюргерса этой петли от Ѵ3 [111] до Ѵ2 [110]. Сравнивая энергии петли с дефектом упаковки и петли без дефекта, нужно принять во внимание сокращение бездефектной, петли, когда она путем скольжения переходит в плоскость (110), нормальную к ее вектору Бюргерса. Бездефектная петля более выгодна, если

энергия дефекта упаковки высока или если сама петля велика, потому что энергия, выигрываемая при разрушении петли, про­ порциональна площади бездефектной петли, между тем как избы­ точная упругая энергия приблизительно пропорциональна ее пери­ метру.

Другое проявление этой реакции — возможная диссоциация полной дислокации на частичные дислокации Шокли и Франка:

BD-+BÖ + 8D,

Поскольку векторы Бюргерса этих двух частичных дислокаций ортогональны и поскольку менаду ними должен был бы образо­ ваться дефект упаковки, такая диссоциация обычно не возникает. Она может происходить в особых случаях, например когда шокликомпоненты от двух членов полного дислокационного диполя взаимно аннигилируют, оставляя за собой диполь Франка. Эта реакция является просто обратной реакции уничтожения дефек­ та упаковки в призматической петле, о чем шла речь выше.

Дислокация V6 (HO) — это только одна из четырех возможных устойчивых вершинных дислокаций. Другие дислокации, обра­ зующие барьер с острым углом, можно вывести, добавляя векторы решетки к х/6 [110]. Единственный результат, который по правилу

Ф и г. 8.14. Образование тетраэдра дефектов упаковки из вакан­ сіионной петли Франка.

Франка оказывается устойчивым,— это дисло_кация Ѵ3 [110], обра­ зующаяся при добавлении дислокации Ѵ2 [110]. Одним из инте­ ресных случаев, когда образуется барьер из дефектов упаковки, встречающихся под тупым углом, является реакция лидирующих

Ф и г . 8.15. Барьер Хирта.

частичных дислокаций, а именно дислокации BD на плоскости, противолежащей вершине А, и АС на плоскости, противолежащей вершине В:

Результирующая конфигурация, показанная на фиг. 8.15, назы­ вается барьером Хирта. В обозначениях Томпсона реакция (8.43)

Вектор Ѵ3 [010], обозначаемый как aß/Z)C, направлен вдоль линии, соединяющей точку на середине отрезка aß с точкой, деля­ щей пополам отрезок DC; величина вектора равна удвоенной величине расстояния между этими точками. Некоторые свойства дислокаций в г. ц. к.-металлах сведены в табл. 8.3

8.4. Дислокации в кристаллах со структурой каменной соли

Как и следует ожидать (см. табл. 8.1), в кристаллах со струк­ турой типа каменной соли NaCl наблюдаются дислокации с век­

дефект упаковки, который обладал бы малой энергией и мог бы считаться промежуточной стадией непрямого сдвига на Ѵ2 (НО). Поэтому нельзя ожидать, чтобыщислокация Ѵ2 (110) расщепилась на частичные дислокации по {110}. Тот факт, что достаточно рас­ сматривать только полные дислокации, существенно упрощает анализ дислокационных реакций. Соотношение между векторами Бюргерса (110) и плоскостями скольжения {НО} показано на фиг. 8.16, аналогичной тетраэдру Томпсона. Как видно из этой фигуры, каждый вектор Бюргерса лежит только в одной плоскости скольжения (например, АС лежит только в плоскости ОАС) и каж­ дая плоскость скольжения содержит только один вектор Бюргерса,

(например, плоскость ОАС содержит только вектор АС). В отли­ чие от системы скольжения г. ц. к.-металлов такое однозначное’ соответствие существенно упрощает изучение дислокационных реакций. И в самом деле, в этой структуре возможна лишь одна дислокационная реакция, а именно реакция между дислокациями в плоскостях, пересекающихся под углом 60°:

Если вступающие в реакцию дислокации AB и ВС ограничены своими плоскостями скольжения, то линия результирующей дис­ локации АС проходит вдоль линии пересечения этих плоскостей

скольжении по системам {110} (110) или

{110} <111) в г. ц. к.-решетке.

Точка О лежит в центре тетраэдра ABCD , реб­

ра которого параллельны направлениям <110>. Плоскости ОАВ, ОАС и т. д. являются плоско­ стями {НО}, а направления ОА, OB, ОС, OD ■—

направлениями < 111>.

скольжения OB. Так как OB — это направление (111), плоскость скольжения результирующей дислокации будет {211}, и поэтому она очень мало подвижна при низких температурах. В кристаллах LiF при комнатной температуре дислокации на одной плоскости блокируют скольжение на другой плоскости, которая пересе­ кается с первой под углом 60°. Эта блокировка столь эффективна, что напряжение сдвига, необходимое для ввода в действие пере­ секающихся систем скольжения после 1%-ной сдвиговой дефор­ мации, примерно в 15 раз больше напряжения, необходимого для активации первой системы [7].

Взаимодействия между дислокациями в структуре каменной соли проще, чем в г. ц. к.-металлах, но у них есть очень интерес­ ная особенность: дислокации в структуре каменной соли могут быть электрически заряженными. Краевая дислокация по {110} имеет «экстраплоскость», состоящую из слоя ионов Na+ и слоя ионов С1" (фиг. 8.17). Этот слой «молекул» NaCl выделен на фигу­ ре 8.18. Его край является линией дислокации, на которой имеется множество ступенек. В точке А лишний анион разделяет две

из ступенек В или С нужно приписать заряд е/2. «Целая» ступень­ ка D не заряжена. Это тип ступеньки, которая образуется при пересечении с ортогональной винтовой дислокацией; заряженные

Фи г. 8.17. Краевая дислокация

вNaCl.

Плоскость скольжения и два слоя ионов, составляющих экстраплоскость, изображены пунктиром.

ступеньки типа В или С можно назвать полуступеньками или диф­ фузионными ступеньками, потому что они образуются, когда отдельный ион подходит к краю экстраплоскости или уходит от него. Очевидно, максимальный заряд линии дислокации в целом

Ф и г. 8.18. Отдельный слой ионов в структуре NaCl.

Показано образование заряженных ступенек на линии дислокации.

может достичь значения е/2 в расчете на одно межатомное расстоя­ ние. Линия дислокации может зарядиться, если она действует как источник или как сток вакансии (разд. 9.1). Так, из-за того, что при высокой температуре для образования единичной катион­ ной вакансии в NaCl нужна меньшая энергия, чем для анионной вакансии, то либо поверхность кристалла, либо краевая дислока­ ция будут генерировать катионные вакансии до тех пор, пока их эмиссия не затормозится возникающим электрическим полем. При этом сама дислокация или поверхность кристалла приобре­ тает положительный электрический заряд, который уравнове­ шивается соседними вакансиями катионов. Наоборот, в примесном кристалле дислокации могут заряжаться отрицательно, чтобы

частично компенсировать избыточный положительный заряд двух­ валентных катионных примесей, например Са2+ При низких температурах влияние примесей может существенно изменить свойства дислокации.

8.5. Дислокации в гексагональных металлах

По аналогии с г. ц. к.-металлами плоскостью скольжения гек­ сагональных металлов должна быть наиболее плотно упакован­ ная плоскость базиса (0001), а вектором Бюргерса скользящей дислокации^ должен быть вектор а гексагональной решетки, рав­ ный Ѵ3 [1120]; кроме того, следует ожидать, что эта дислокация

В плоскости чертежа

аг[Т2Т0]

Ф и г. 8.19. Атомы и векторы решетки в гексагональном металле.

будет еще расщепляться на две частичные дислокации Ѵ3 (1010), аналогичные частичным дислокациям Шокли. Но эта аналогия не совсем полная, потому что иногда действуют другие плоскости скольжения и другие направления скольжения (табл. 6.2). Не упу­ ская этого из виду, рассмотрим сначала дислокации в плоскости базиса, образующиеся при скольжении или при объединении точечных дефектов. _

Так как три вектора сдвига (1120) копланарны, в результате реакции между скользящими дислокациями может образоваться только дислокационная сетка в плоскости базиса.

Эта реакция имеет вид (обозначения поясняются на фиг. 8.19)