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

возникновения неискаженной плоскости (аналогичное решение получается при х = 2/3). Фактически, поскольку величина е

очень мала, макроскопическая деформация S = (— е, е, 0) очень близка к деформации типа чистого сдвига; после добавления неболь­ шого поворота эта деформация становится эквивалентной простому сдвигу по плоскости, проходящей под углом почти 45° к осям Ох и Оу (см. разд. 5.3). Габитусная плоскость будет параллельна плоскости, по которой происходит этот простой сдвиг; другими

словами, она очень близка или к (110), или к (110). Габитусная

плоскость (110) показана на фиг. 11.9.

Отметим одну особенность, которая имеет важные последствия: данная габитусная плоскость может быть инвариантной плоскостью при любой из двух противоположных макроскопических деформа­

ций. Так, плоскость (110), помимо того, что служит габитусной плоскостью для мартенситной пластины, макроскопическая дефор­ мация которой описывается выражением (— е, е, 0), как мы видели выше, может также служить в качестве габитусной плоскости для пластины, которая внутренне издвойникована по плоскости (101) и которая, следовательно, претерпела макроскопическую деформа­ цию (в, —е, 0). Ясно, что, укладывая по очереди эти параллельные пластины, имеющие противоположные деформации, можно полу­ чить некоторый объем мартенситной фазы, внутри которого сред­ няя деформация равна нулю (фиг. 11.11). Экспериментальными наблюдениями установлено, что превращение часто происходит путем роста такой пачки мартенситных пластин в матрице, причем внутри пластин чередуются двойники двух различных типов, как показано на фиг. 11.11.

Хотя изложенная выше теория не является точной, она ясно показываем, каким образом сдвиг, который сохраняет решетку (в данном случае двойниковый сдвиг), может давать макроскопи­ чески неискаженную плоскость, по которой происходит стыковка с нетрансформированной матрицей. Поскольку величина е мала, габитусная плоскость, определенная на основании точных расче­ тов, всего лишь на Ѵ2° отклоняется от {110}, а тетрагональные оси с точностью до 2° параллельны осям куба.

В теории не уточняется абсолютная толщина двойниковых ламелей. Чем тоньше двойники, тем точнее согласование решеток на поверхности раздела. Для двойников средней толщины h упругие деформации величиной 8 будут простираться от поверх­ ности раздела на расстояние порядка h, давая энергию межфазной поверхности раздела, пропорциональную е%. Тенденция к пони­ жению поверхностной энергии поверхностей раздела за счет уменьшения к, по-видимому, ограничивается избыточной объемной энергией мартенсита, обусловленной энергией двойниковых гра­ ниц у, которая имеет порядок ylh на единицу объема. Полная

энергия будет минимальной при некотором конечном расстоянии между ламелями.

Интересное влияние оказывает на превращение приложенное извне напряжение. Например, можно видеть, что растяжение вдоль оси у будет благоприятствовать превращению того конкретного типа, который показан на фиг. 11.9, потому что при этом увеличи­ вается длина кристалла в направлении Оу. Температура начала превращения M s увеличивается при приложении напряжения растяжения, так что при испытаниях на растяжение, проводимых при температуре чуть выше нормальной температуры M s, при некотором критическом напряжении может начаться деформация, обусловленная мартенситным превращением. После того как нагрузка удаляется, превращение происходит в обратном направ­ лении.

11.6. Мартенситные превращения в сталях

Исследование мартенситных явлений всегда стимулировалось огромной практической важностью мартенсита в сталях. Мартен­ ситные превращения в сталях и сами по себе представляют мно­ жество проблем благодаря своей сложности и громадному разно­ образию особенностей их протекания в сталях различного состава.

Ф и г. 11.12. Г. ц. к.-решетка с выделенной в ней о. ц. т. ячейкой (по Э. Бейну [4]).

Особенность, которая является основной для теории всех форм тетрагонального мартенсита в сталях,— это соответствие решеток, на наличие которого впервые указал Бейн в 1924 г. [4]. Оно изображено на фиг. 11.12, которая показывает, каким обра­

зом может быть выведена о. ц. т.-решетка (объемноцентрирован­ ная тетрагональная) из г. ц. к.-решетки. Матрица преобразова­ ния индексов кристаллографических направлений С в случае выбора оси с, как на фиг. 11.12, имеет вид

Матрица преобразования индексов для кристаллографических

причем индексы М и А означают мартенсит (о. ц. т.) и аустенит (г. ц. к.) соответственно. Подставляя по очереди (100)Л, (010)А и (001)А вместо (hkl)A и определяя с помощью фиг. 11.12, каким плоскостям (HKL)M решетки мартенсита они соответствуют, получаем

Тетрагональность (т. е. величина отклонения отношения осей d a от единицы) о. ц. т.-решетки, изображенной на фиг. 11.12, значительно больше, чем тетрагональность мартенсита. Чтобы получить правильные значения параметров решетки мартенсита, необходимо сжать направление [001] приблизительно на 20%, а плоскость (001) подвергнуть однородному растяжению на~12% . Эта чистая деформация решетки, отнесенная к А- или ІН-осям, может быть записана матрицей

Если обозначить периоды решетки аустенита через а0, а мар­ тенсита через с и а, то будем иметь

т)і = (а ]/2 /а 0) — 1 » 0,12, т)3 = (с/а0) — 1 » —0,20.

Точные значения этих главных деформаций зависят от содержа­ ния углерода в стали, которое влияет на тетрагональность мар­ тенсита, как показано на фиг. 11.13.

клинная при низких температурах и тетрагональная выше 1100 °С. Когда моноклинная фаза нагревается под микроскопом, можно наблюдать, как при температуре около 1100 °С на поверхности внезапно появляются полосы 1111. Образующаяся тетрагональная фаза имеет микроструктуру, типичную для мартенсита. Это превращение, как и обратное, протекающее при охлаждении, имеет важное техническое значение, потому что оно приводит к разру­ шению изделий из Zr02 и тем самым ограничивает использование этого в других отношениях прекрасного жаростойкого материала (температура плавления 2680 °С) в чистом состоянии.

Важное техническое значение имеет также превращение, кото­ рое происходит при температуре Кюри в таком широко известном сегнетоэлектрическом материале, как титанат бария. При темпе­ ратурах выше 120 °С титанат бария имеет почти кубическую структуру типа перовскита (фиг. 3.10), а от 120 °С до комнатной он имеет тетрагональную структуру, характеризующуюся спон­ танной электрической поляризацией в направлении оси с. В этом сегнетоэлектрическом состоянии кристалл ВаТЮ3 имеет доменную структуру, которая часто сходна со структурой тетрагональной фазы In — Т1 (фиг. 11.9). В такой структуре имеются пачки двой­ никовых ламелей; индивидуальные ламели представляют собой отдельные сегнетоэлектрические домены. Направление поляриза­ ции лежит вдоль оси с и потому при переходе через двойниковую границу поворачивается приблизительно на 90°.

В минералогии используется термин вытеснение для описания изменений в структуре, которые, вероятно, являются мартенсит­ ными. Например, если структурное изменение в силикате может происходить за счет небольшого искажения каркаса из связей Si — О, говорят, что происходит превращение путем вытеснения. Наоборот, если новая структура может быть получена только в результате разрыва и перестройки связей Si — О, превращение называется реконструктивным.

11.9.Кристаллографические аспекты зарождения

ироста мартенсита

Зарождение и рост мартенситной пластины, конечно, являются сложным процессом, протекающим в несколько отдельных стадий. Перемещения атомов, которые приводят к образованию зародыша мартенсита, вероятно, определяются природой дефекта, на кото­ ром образуется этот зародыш. По мере роста зародыша должна происходить непрерывная аккомодация напряжений, возникаю­ щих в матрице в результате изменения его размеров и формы. Можно себе представить, что на какой-то стадии сопротивление матрицы вынуждает зародыш претерпеть гетерогенную деформа­ цию путем скольжения, двойникования или за счет образования

390 Г л а в а 11

ность укладки плотноупакованных атомных плоскостей отвечает гексагональной фазе. Естественно предположить, что аналогичные места зарождения новой фазы существуют и в других структурах.

Ф и г. 11.15. Плоскость (011) о. ц. к.-металла до (а) и после (б) смещения верх­ него слоя атомов на Vs [011].

Так, можно предположить, что местами, в которых начинается превращение о. ц. к.-металла в г. ц. к.- или г. п. у.-структуру, могут служить дефекты упаковки в плоскостях {011}. На фигу­ ре 11.15 показаны два атомных слоя (011) о. ц. к.-кристалла. Если атомы верхнего слоя сдвинуть на Ѵ8 [011] относительно позиций, соответствующих центрам треугольных промежутков между атомами нижележащего слоя, взаимное расположение атомов этих двух слоев станет более близким к расположению, характерному для укладки плотноупакованных плоскостей г. ц. к,- или г. и. у.-структур. Предполагается, что такое смещение может

дать дислокация с обычным вектором Бюргерса V2 [111] при рас­ щеплении в плоскости (011) в соответствии с реакцией (8.57):

V2 [111] -> V8 [Oil] + V4 [2111 + V8 [011]. ■

Другой путь рассуждений приводит к идее о том, что особое значение для зарождения плотноупакованной структуры из

о. ц. к.-структуры имеет сдвиг в системе {011} (011). Из фиг. 11.15 видно, что о. ц. к.-структура, построенная из жестких шаров,

вероятно, не оказывала бы сопротивления сдвигу {011}(011). Шары верхнего слоя (011) располагаются над седловыми точками; такая конфигурация неустойчива, потому что легчайший толчок

в направлении (011) будет сталкивать их в позиции, показанные на фиг. 11.15, б. Таким образом, о. ц. к.-структура из жестких шаров будет механически неустойчивой системой. Устойчивость

перехода в плотноупакованную структуру. В качестве примера кристалла со структурой CsCl, который превращается в плотно-

После того как произошло зарождение, мартенситная фаза обычно развивается в виде пластины. Рост пластины в боковых направлениях, как правило, происходит очень быстро: скорость роста может составлять заметную долю скорости звука. В общем случае сопряжение граней пластины с нетрансформированной матрицей наблюдается в макроскопическом масштабе. Локаль­ ные искажения могут быть представлены рядами дислокаций на поверхности раздела, дальнодействующие поля напряжений которых исчезающе малы. По мере утолщения пластины скольже­ ние этих дислокаций приводит к деформации скольжением, обра­ зованию дефектов упаковки или двойникованию, которые в соче­ тании с искажением решетки обусловливают хорошее (в среднем) согласование решеток на границе раздела. Конечно, наличие этих дислокаций не решает полностью проблему аккомодации пластины конечных размеров в нетрансформированном материале. Имеется еще сдвиг по плоскости, параллельной поверхности раздела, в связи с чем возникает проблема аккомодации изменения формы

как в случае двойниковой ламели (фиг. 10.15). Кроме того, в общем случае происходит расширение или сжатие кристалла в направле­ нии, перпендикулярном граням пластины, которое также должно быть аккомодировано.