Добавил:

ivanov666 Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.

Вуз:

Башкирский Государственный Аграрный Университет

Предмет:

[НЕСОРТИРОВАННОЕ]

Файл:

книги из ГПНТБ / Папиров И.И. Пластическая деформация бериллия

.pdf

Скачиваний:

Добавлен:

27.10.2023

Размер:

21.54 Mб

Скачать

☆

<<< < Предыдущая 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 2122 / 3122 23 24 25 26 27 28 29 30 31 > Следующая >>>

определенного соотношения энергии дефектов упаковки в этих,

двух	плоскостях Y( 1 0 y 0 )/y ( 0 0 0 1 ) . В			общем	случае	характер		дефор
мации		и легчайшая система		скольжения		в	разных	метал
лах	с	г.п.у.-структурой	будет определяться				величинами,
7(юїо) 1 1 7(oooi) •
В настоящем разделе модель поперечного						скольжения			Репье
и Дюпуи [123, 124] применена для объяснения						деформации			дру
гих металлов с г.п.у.-структурой. К сожалению,							такое	обобще
ние	сопряжено с весьма		существенной		трудностью, а именно с

отсутствием или ограниченным количеством сведений относи тельно энергий дефектов упаковки (особенно 7(іоїо))' Эту труд ность можно частично преодолеть, анализируя характеристики, фазового превращения типа г.п.у.-> о.ц.к.

Как уже отмечалось в п. 4.1, дефект упаковки между частич ными дислокациями а/3 и 2а/3 соответствует слою материала с о.ц.к.-структурой в матрице материала с г.п.у.-структурой. М о ж но предположить, что энергия дефекта упаковки связана с раз личием свободных энергий этих двух фаз. При наличии в ме таллах фазового превращения г.п.у. -»- о.ц.к. свободные энергии этих фаз (и энергии дефектов упаковки) различаются не очень, сильно, а их абсолютные значения ниже, чем в случае, когда фазовое превращение отсутствует. Можно также предположить,

что энергия дефекта упаковки			в плоскости (1010)			тем ниже, чем
меньше	температура	фазового	превращения		Тф	(точнее,			чем
ближе	величина Тф к температуре опыта). Энергия						же	дефекта
упаковки в плоскости		(0001),	судя	по всему,	не	должна			зави
сеть от Тф.
Критерий, связывающий ї(1 0 "їо) с				^Ф> Должен		также		учиты
вать прочность межатомных связей:				недостаточно			знать,		как

сильно отличается температура фазового превращения от тем пературы опыта, потому что при одной и той же величине раз ности температур (7"ф—7") металлы с разной прочностью сил связи могут вести себя по-разному. Поскольку силы связи тем слабее, чем ближе температуры опыта к температуре плавления, в качестве критерия для сравнения 7(іоїо) разных металлов сле дует использовать отношение Тф/Тц, где Ts — температура плав ления (табл. 4.4).

У Cd, Zn и M g , не имеющих фазового превращения, дислока ции, вероятно, слабо диссоциируют в плоскости призмы. Энер гия активации закрепления очень мала (близка к нулю). Сколь жение в призматической плоскости, едва начавшись, прекра щается, так как винтовые участки дислокации претерпевают по перечное скольжение в базисную плоскость, диссоциируют и блокируют источник. Для продолжения деформации необходим обратный переход закрепленных участков в базисную плоскость, а это требует большой энергии. Таким образом, у этой группы металлов призматическое скольжение относится к «трудным»


видам	деформации.			Тепловая активация,	т.е. зависимость
Т(юТо) (-П> У н и х			очень сильная. Чем меньше		величина V ( 0 0 0 1	} , тем
сильнее		зависимость		t(1 0 "io) (^)-
У	Ті,	Zr и	Hf фазовое превращение имеет место при			отно

сительно низких температурах, и энергия дефекта упаковки в призматической плоскости должна быть небольшой. Петли, за родившиеся в призматической плоскости, не переходят в базис ную. Энергия активации закрепления очень велика. Напряжение сдвига в плоскости призмы небольшое. Если при этом дисло

кации слабо диссоциируют	в базисной плоскости, т. е. y ( 0 0 0 1 ) i
велика, то при скольжении	в этой плоскости дислокации закреп

ляются за счет их диссоциации в призматической плоскости. Ба

зисное скольжение		этих	металлов		сходно с призматическим в
Cd,	Zn й M g : это — «трудный» вид			скольжения с сильной тепло
вой	активацией.
	Наконец, в Be,	Y и,	возможно,		Re, у которых фазовое пре

вращение г.п.у. -*- о.ц.к. происходит вблизи температуры плав ления, дислокации диссоциируют в плоскости призмы. Если ї(іоїо)~Т<оооі)> т 0 В 1 ) Д а скольжения приблизительно эквива лентны и возможно поперечное скольжение в этих двух пло скостях.

Все эти выводы хорошо согласуются с наблюдениями, касаю

щимися базисного	и призматического скольжения в металлах
с г.п.у.-структурой	(см. табл. 4.4). Действительно, призматиче

ское скольжение затруднено в металлах, не имеющих превра

щения г.п.у. ->- о.ц.к. Оно является			основным	видом деформации
у Ті, Zr	и	Hf, характеризующихся	малым	значением		Гф /Г5 , и
сравнимо	с базисным у Be и Y, имеющих фазовое превращение
вблизи температуры плавления.
Особый		интерес представляет ТІ, у которого			характеристики
базисного		и призматического скольжения при			20° С	сравнимы

[86]. При деформации Т1 наблюдается поперечное скольжение,, которое, вероятно, является контролирующим процессом пла стического течения. Хотя Т1 претерпевает фазовое превращение типа г.п.у. -н- г.ц.к., пластическая деформация этого металла может быть_объяснена диссоциацией дислокаций в плоскостях

(0001) и (1010) и низкой			энергией закрепления.			Судя по всему,
у Т1 термическая компонента напряжений					для	обоих	видов,
скольжения невелика.
	Механизм Ренье и Дюпуи проливает свет также на поведение
некоторых сплавов с г.п.у.-структурой. У					кристаллов		сплавов
M g — L i , M g — Z n		величина	t(1 0 7o) уменьшается с			возрастанием
концентрации примесей. Это можно				объяснить тем. что			сплавы
с	высокой концентрацией		L i имеют	о.ц.к.-структуру; добавка L i
к	M g уменьшает	энергию	дефекта	упаковки в		призматической

плоскости. У сплавов Си—Ge [176] увеличение критических на пряжений сдвига с температурой, по-видимому, имеет ту же

природу, что и призматическое скольжение в Be (см. п. 2.8), а •очень высокая критическая температура (900° К) может быть следствием сильной диссоциации дислокаций в базисной пло скости [177]. У сплавов M g — I n [178] призматическое скольжение также напоминает поведение Вё, хотя дричина понижения Т(юТо)

при легировании индием не ясна.
В общем случае из механизма Ренье	и Дюпуи не следует,
•что на кривой Т(1 0 70 )должен существовать	максимум. Если энер
гия активации закрепления меньше энергии открепления, то

Т ( ю ї о ) может непрерывно возрастать со снижением температуры. •С другой стороны, в частном случае, когда механизм закрепле ния термически не активирован, макроскопический предел теку чести, наоборот, будет непрерывно уменьшаться с понижением температуры. Это возможно при условии, что дислокации силь но диссоциируют в базисной плоскости и не диссоциируют или •слабо диссоциируют в призматической плоскости.

Для подтверждения общности механизма призматического скольжения необходимы дальнейшие опыты, особенно с Re и Y. Эти металлы, как и Be, имеют фазовое превращение г.п.у.-^-о.ц.к. вблизи температуры плавления. Поэтому на кривой Т(, 0 і 0 ) {Т), возможно, такжеесть «горб», как это наблюдается у Be. Из


•сплавов представляют		интерес	композиции		T l — I n	(богатые
In) и M g — 1	8 % L i , у которых фазовое превращение г.п.у.^-о.ц.к.
наблюдается	вблизи комнатной		температуры.
Различие	энергии дефектов		упаковки	в	разных	плоскостях
может сказываться и		на других видах		скольжения.		Для пира

мидального скольжения { 1 0 1 1 } < 1 1 2 0 > диссоциация дислока ций, если она вообще возможна, вероятно, имеет ограниченный характер. Понижение макроскопического предела текучести для пирамидального скольжения I рода с понижением температуры до нуля может означать, что поперечное скольжение винтовых дислокаций из пирамидальной плоскости в базисную не имеет

тепловой активации. Зависимость		х(Т)	должна	иметь	такой
характер в случае, когда дислокации диссоциируют в					плоско
сти базиса	и не диссоциируют (или слабо диссоциируют)				в пло
скости (1011).
Особый интерес представляет пирамидальное скольжение с
небазисным	вектором Бюргерса	в	системе	{ 1 1 2 2 } < 1 1 2 3 > .
Зскайг [175] предположил, что ширина дефекта упаковки					может

изменяться под действием внешнего напряжения. В этом случае

идея о закреплении		дислокации в	результате		поперечного
скольжения	может	быть распространена		на дислокации		типа
с + а в кристаллах		с г.п.у.-структурой	и	вообще	на все	диссо
циированные	дислокации.

Одно из наиболее важных следствий диссоциации дислока ций заключается в объяснении ограниченного числа систем

скольжения в кристаллах. Действительно, наличие недиссоциированных дислокаций в плоскостях с высокими индексами привела бы к поперечному скольжению винтовых участков в плоскость с минимальной энергией дефекта упаковки. В дальнейшем дис локация должна либо скользить в этой плоскости (если каса тельное напряжение достаточно), либо закрепляться в ней (если

оно	мало).	Обратный переход		в первоначальную		плоскость
и продолжение скольжения			в	ней	оказываются	невозмож
ными.
	Таким образом, дв_е основные			системы скольжения {0001}
< 1 1 2 0 > и		{1010}<1120> в металлах			с г.п.у.-структурой в рам
ках	модели	Ренье и Дюпун	являются		результатом диссоциации

дислокаций главным образом в этих двух плоскостях. Те немно


гие	случаи,			когда	имеет место		скольжение			в системах
{ 1 0 П } < 1 1 2 0 >				или	{ 1 1 2 2 } < 1 1 2 3 > ,		объясняются			диссоциацией
дислокаций			а	(или	с + а) в соответствующих			плоскостях. Заме
тим, что		в	случае		скольжения	дислокаций			с + а	поперечное
скольжение из одной плоскости системы {1122}									в другую долж
но	иметь	тепловую			активацию,	связанную		с	необходимостью

стягивания дислокации. В результате возможно повторное уве личение макроскопического предела текучести Т(П 29) с ростом температуры. Именно это наблюдали Блиш и Вриленд на моно кристаллах Zn [179].

Аналогичным образом можно интерпретировать данные о по вторном увеличении [180, 181] или постоянстве [182] предела те

кучести при изменении	температуры	в случае	скольжения в си
стеме { 1 1 1 } < 1 Ї 0 > у РЬ.
4.10. Характеристики	призматического скольжения
JTi, Zr)
4.10.1. Критические напряжения		сдвига. У	Ті и Zr высокой

чистоты температурная зависимость напряжений течения очень слабая и напоминает аналогичную зависимость для базисного' скольжения в Zn и его аналогах. На этом основании некоторые авторы полагают, что механизм призматического скольжения в начале деформации этих металлов подобен механизму базис ного скольжения в Cd, Zn, M g и Be [123]. При дальнейшем де формировании характер течения при призматическом скольже нии усложняется вследствие вращения плоскости скольжения к «включения» второй призматической системы. Увеличение со держания примесей, особенно кислорода и азота, приводит к росту величины Т ( ] 0 у 0 - ) и усилению ее температурной зависимо сти [96, 101, 183—185].

Данные о температурной зависимости критических напряже ний сдвига или предела текучести неоднозначны. В работах [87, 89, 186] сообщается о линейной связи между 1пт и Т в об ласти температур от 77 до 1073°К ( Z r ) . По данным Вестлейка

[187], при температурах ниже комнатной

т 2 / 3 ~ 7 \

У поликристал

лического

титана

технической чистоты

с величиной

зерна

4—

5 мкм температурная зависимость т* при

7" = 0ч-500о К

имеет

вид [184]

т* = хІ — аТЧі,

(4.38)

где

T ; = 73

кГ!ммг\ а = 3,26

кГ/мм2/° К1 .'2 ;

Г0 = 500°К.

Энергия

активации

уменьшается

от

1,3 до

0,18

эв,

активационный

объем от 80 до 863 в области значений

T * = l-f-45

кГ/мм2;

при

этом

в0

= 3,4-1О^8

сек~1.

По

другим

данным [110],

Я 0 = 1 , 6 3

эв

при

7-0 = 600° К,

ео=1,5-101 0

сек-'

V„=10-f-100

при

т* =

= 40-г-1

кГ/мм2.

Вид

кривых деформации

Ті и Zr

также

сильно

зависит

от

•содержания примесей кислорода и азота. У кристаллов Ті чисто

той 99,7% коэффициент упрочнения / ( = 4 , 9 кГ/мм2	и на порядок
выше, чем у Zn или Cd при базисном скольжении	[97]. У Re при
90° К величина упрочнения еще выше [83, 85].

4.10.2. Механизм призматического скольжения. Низкие зна чения активационного объема, его слабая зависимость от т*, а также большой частотный фактор позволяют сделать вывод, что пластическое течение Ті и Zr не контролируется механизмами пересечения дислокаций или движения порогов. Альтернативны ми механизмами пластического течения этих металлов могут

быть: преодоление сил	Пайерлса — Набарро,	взаимодействие		с
примесями и поперечное	скольжение.
Исследования механизма призматического		скольжения	в	Ті
и Zr противоречивы. В работах [183—185, 188] обнаружена			силь

ная зависимость напряжения течения от содержания примесей внедрения и сделан вывод, что преобладает механизм взаимо

действия подвижных			дислокаций		с	примесями внедрения			по
Флейшеру.
По	данным работ		[96,	183, 185,		189],	в области	температур
ниже	600° К	зависимости		У(т*)	и	Н(Т)	разделяются на		две
ветви,	что	объясняется		изменением механизма				деформации

вобласти температур 200—300° К.

Вотличие от этих результатов в работах [184, 188, 190] в ука занной 'области температур наблюдался единственный механизм деформации, связанный с взаимодействием дислокаций с приме

сями. По мнению Тана и Соммера [191], различие результатов 6 некоторых указанных выше работах связано с методами оцен ки величины т*. Сестри с сотр. [192, 193] также пришли к вы воду о наличии единственного механизма, контролирующего пластическое течение Ті и Zr, но после детального анализа экс периментальных данных сделали заключение, что этим механиз мом является преодоление дислокациями барьеров Пайерлса— Набарро.

4.11. Характеристики пирамидального		скольжения
{1122}	< 1 1 2 3 >
Пирамидальное скольжение в системе		{1122} < 1123>	изу
чено у Zn, Cd и M g . В чистом виде его наблюдают при ориента-
циях, запрещающих более легкое базисное скольжение,			т. е. в
случае приложения нагрузки вдоль оси с.
Белл	и Каи [31] нашли, что у Zn величина т ^ , п р и		20°С

изменяется в области 1,05—1,60 кГ/мм2. Это значение, однако,

завышено.	У	кристаллов Zn	чистотой	99,98% т ( і і " 5 о) = 0,10ч-
+-0,15 кГ/мм2		[46, 51—54]. Такое несоответствие результатов раз
ных работ	можно объяснить		различием	методик измерений1

величины т и возможностью сильного упрочнения кристаллов, •предшествующего макроскопическому пределу текучести. Дейст вительно, если пирамидальному скольжению предшествует ба зисное, то значения критических напряжений сдвига и упрочне ния резко возрастают.

Прайс [14, 15], наблюдая за движением дислокаций в кри сталлах Zn и Cd, деформируемых в электронном микроскопе, обнаружил следующее.

При деформации бездислокационных кристалло_в вначале об разуются длинные винтовые дислокации 1/3 < 1 1 2 3 > . В про цессе движения эти дислокации претерпевают поперечное сколь жение в базисную плоскость. Появляется порог на дислокации

по механизму,		иллюстрируемому рис.	4.15, а—в. При		дальней
шем	движении	образуется вытянутый	диполь	(рис. 4.15, г, д) и
затем	вытянутая петля (рис. 4.15, е).		Разные	стадии	процесса

образования таких петель наблюдались электронномикроскопически. Петли в базисной плоскости обычно образовывали ряды в направлении движения дислокации. Поскольку вектор Бюр герса этих петель лежал в плоскости (1123), а сами петли — в плоскости базиса, они могли перемещаться лишь за счет пере ползания, что и наблюдалось при температурах, достаточных

.для диффузии вакансий.

Быстрое увеличение плотности петель при низких температу рах (менее 150° К для Zn и 190°К для Cd), а также образо вание при деформации дислокаций с вектором Бюргерса а при водило к сильному упрочнению за счет их взаимодействия со 'скользящими дислокациями с + а. Другой механизм упрочнения •связан с наличием на дислокациях с + а порогов размерами

—103 А. При повышении температуры наблюдалась, диссоциа ция крупных вытянутых петель на мелкие круглые, а также переползание и коалесценция последних. В результате диффу-

1 Величину т	( п - 5 , ) определяли из	кривой деформации .[31] н по		смеще
нию индивидуальных дислокации, выявляемых методом			травления'[46,	51—54].
В первом случае	образцы испытывали	на растяжение,	во в т о р о м — н а	изгиб.

зии мелкие круглые петли исчезали, общая плотность дислока ций и упрочнение в процессе деформации существенно умень шались.

Отметим, что плотность петель в Zn и Cd при повышении температуры могла снижаться не только в результате их отжи-

Рис. 4.15. Схема		образования дислокационных				петель
	при скольжении дислокаций			с + а [14].
га, как считает Прайс, но и за			счет	облегчения		поперечного-
скольжения дислокаций		с + а и	снижения		начальной плотности,
петель.
При высоких	температурах		дислокации		с + а	могут перере
зать дислокации	а либо тащить		их за	собой путем скольжения

и переползания до тех пор, пока тормозящие части не выходят из кристалла.

Поведение	дислокаций с + а в Zn и Cd	в общем подобно, за
исключением	температурных областей	процессов	возврата',
(табл. 4.12).	Однако относительные температуры T/Ts,		характе-

Температурные области возврата в цинке, кадмии и бериллии

					Z n		C d	B e
	Процесс			Т. " К	T'rs	т, °к	T/TS	г, °к
				Т. " К	T'rs	т, °к	T/TS	г, °к
Очень слабый возврат				193	s£0,28	^ 1 5 3	=$0,26	- 4 2 0
Возврат	путем	диссоциа		193—283	0,28 —	153—233 0 , 2 6 —		- 4 2 0 —
ции длинных		петель	на		0,41		0,39	620
круглые				> 2 8 3
Переползание,		коалесцен-		> 2 8 3	> 0 , 4 1	> 2 3 3	> 0 , 3 9	> 6 2 0 '
ция,	исчезновение		пе
тель
ризующие различные				области	возврата,'	близки. Для сравнения

в табл. 4.12 приведены значения температур возврата для Be, соответствующие значениям T/Ts = 0,27 и 0,4.

Макроскопические характеристики пирамидального скольже ния в Zn наиболее подробно изучил Ф. Ф. Лаврентьев с сотр. [46, 51—54, 194, 195]. Далее перечислены основные результаты,, полученные в этих работах.


1.	Температурная зависимость т^ l 5 , j			в	области	температур'
77—300° К очень сильная: стартовые				напряжения		возрастают
от - 0 , 1 5 кГ/мм* (300° К)		до - 1 , 3 0 кГ/мм2			(77° К ) .
2.	Наличие дефектов	(ячеистой	структуры, малоугловых				гра
ниц,	сидячих дислокаций	и т.п.),	а также		предварительная		де

формация кристаллов вследствие базисного скольжения приво

дят к увеличению т ( П о 9 ) Д° Ю Ра з	(см. также [155])
3. На кривой деформации при	20° С обычно имеется три

участка: легкого скольжения, имеющего весьма малую протя женность, сильного упрочнения ( / ( « 3 - Ю 3 кГ/см2) и двойнико вания. При деформации сжатием стадии легкого скольжения и/ двойникования отсутствуют и после участка сильного упрочне ния происходит разупрочнение.

4. Величина деформации за счет пирамидального скольже ния при растяжении невелика: она равна 4% при 293°К и около- 1 % при 77°К. Деформация увеличивается до 30% при сжатии,

(293° К), но в этом случае она				носит сложный	характер, кото
рый до конца не выяснен.
5.	Величина Т ( И 5 2 )		не зависит	от скорости деформации, изме
няемой в области		Ю -	1 — 1 0 _ 3 мм/мин.
1	Возможно, высокие		значения ^ ( i \oi) в работе [31] объясняются тем, что--
пирамидальному скольжению предшествовало базисное и					происходило силь
ное упрочнение. В таком случае Белл				и Каи измеряли не т(, J ^ J , а напряже
ние,	соответствующее	загибу кривой		деформации, т. е.	макроскопический

предел текучести.

6. Активационный объем, вычисленный из зависимости (2.17) или (2.19), убывает с ростом деформации и с увеличением тем пературы Первое объясняют уменьшением расстояния между точками закрепления подвижных дислокаций в процессе дефор

мации, второе — наличием		спектра препятствий, все		большая
часть которых	может быть	преодолена	термофлуктуационным
путем с ростом температуры.
Величина	актнвационного объема,		определенная из	опытов

по релаксации, не зависит от чистоты металла, изменяемой в


пределах 99,98—99,999%, и плотности дислокаций								леса	(104 —
10б слг2).	Присутствие малоугловых				границ	приводит к			увели
чению V от (2,2ч-2,7) • 10-2 0 до			~	Ю"1 9	см3.
7. Отношение термической и атермической компонент напря
жения, измеренных		из кривой	релаксации при				температурах 77
и 293° К,	зависит от величины		деформации. Однако при						213° К
такая зависимость		отсутствует	(т.е. выполняется					закон	Кот-
трелла — Стокса).		При Г > 2 1 3 ° К		с	ростом	деформации			т*/тС г
уменьшается, а при		7 < 2 1 3 ° К — увеличивается. Во всех случаях
т* составляет не более 1—6%			xG.
8. Разрушение образцов в процессе пирамидального сколь
жения происходит		за счет образования трещин					по	плоскости

(0001). Трещины зарождаются в местах пересечения двойников,


образующихся		при растяжении.
Несколько		иные	результаты	относительно	зависимости
т (п22)(^)	получили Блиши Вриленд			[179]. Исследуя зависимость
•скорости	дислокаций		с + а от Г и х*, они обнаружили уменьше
ние их подвижности			с ростом температуры в		области 175—

•323° К, а также увеличение Х(, хт,2) при		Г>150—200° К. В области
температур 77—110°К зависимость		V(T)	одинаково	хорошо
описывается уравнениями:
V =	A t * e - " / f t r ,				(4.39)
V =	Ae~H+Vx*'kT.				(4.40)
Энергия активации по уравнению (4.39) равна 0,22 эв				для	крае
вых и 0,21 эв для винтовых	дислокаций,		активационный		объем

по уравнению (4.40) составляет 1,7 Ь3. Все эти результаты дают основание считать, что механизм, контролирующий пирамидаль

ное скольжение в	Zn, меняется в области температур 110—•
210° К.	вклад в понимание природы пирамидального
Значительный	вклад в понимание природы пирамидального

скольжения внесла работа Стора и др. [144], изучивших пира

мидальное	скольжение в M g (99,999%) при	сжатии кристаллов
вдоль оси	с.
1 По данным О. П. Салпты [195], У = 3 • 10"-° см3		при 293° К н К ) - 2 1 см3
при 77° К.

Основные экспериментальные наблюдения, сделанные в этой

•работе, следующие:

На температурной

зависимости

Ч(пъ2)

имеется

максимум

вблизи

370° К. Ход

этой

кривой качественно, подобен

зависимо

сти Т ( 1 0

т 0 ) (Т)

для Be (см. рис. 1.8, кривая

5) .

Кривую Т(ц92)

можно

разбить на три

области:

I •—7=77-^-200°

К (соответствует

области А

на

рис. 1.8)

I I

— Т=2004-370°

(соответствует

области

на

рис.

1.8)

I I I

— 7"=370-н420° К

(соответствует

области

на

рис.

1.8)

Выше

420° К

пирамидальное скольжение

в M g

исчезает.

После

незначительной деформации

происходит

макроскопиче

ский сдвиг по плоскости

(1011). Природа

этого

явления до кон

ца не выяснена.

На кривой Т(, ,5,) (7")

в области I дислокационная

структура

.характеризуется

наличием

длинных

винтовых

дислокаций с + а,

Плоскость (0001)

Рис. 4.16. Последовательные стадии скольжения Ди слокаций с + а в M g .

.а также диполей и петель. В области I I дислокации с + а обра зуют вытянутые диполи краевых дислокаций, которые диссоци ированы в плоскости базиса по реакциям (4.5) + (4.7) и поэтому неподвижны. Распространение скольжения связано с движением

нерасщепленных

винтовых компонент,

результате

которого

.диполи приобретают вытянутый характер

и испускают петли с-

"и р-дислокаций.

В области

I I I число диполей дислокаций

с + а

[уменьшается,

плотность

длинных

дислокаций

возрастает.

Около 420° К дислокации с + а полностью исчезают.

На основании этих наблюдений предложен следующий меха

низм пирамидального скольжения в M g . В области

I происходит

нормальное

скольжение

нерасщепленных

с + а-дислокаций с

•обычной температурной зависимостью.

области I I процесс

скольжения существенно усложняется. Петли дислокаций

с + а,

испущенные

источником

(рис. 4.16,а),

расширяются

до крити

ческого размера

dKr>~Gb/x,

после

чего

краевые

компоненты

.диссоциируют

по

реакциям

(4 . 5)+ (4.7),

образуя

дефект

упа

ковки в базисной

плоскости

(см. рис.

4.16,6). Такая

диссоциа

ция приводит

самозакреплению

дислокаций.

Подвижными

остаются лишь винтовые компоненты, движение которых при водит к вытягиванию краевых участков петель (см. рис. 4.16,в).

<<< < Предыдущая 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 2122 / 3122 23 24 25 26 27 28 29 30 31 > Следующая >>>

Соседние файлы в папке книги из ГПНТБ