книги / Моделирование на ЭВМ дефектов в металлах

сдвига). Как видно из сравнения кривых, приведенных на рпс. 3, значения энергии активации Ugg для различных орпентпровок

отличаются незначительно. Это обусловлено той существенной ролью, которую играет упругое поле вершинной дислокации, содействующее уходу частичной дислокации в наклонную пло­ скость скольжения. Только благодаря упругому полю вершинной дислокации происходит образование барьеров при ориентировке

<И 0 > .

2.Пик ау (Г) наблюдается и при тех ориентировках (таких,

как <(132/), при которых первичная система скольжения связана с одиночными дислокациями. В отличие от сверхдислокаций оди­ ночные дислокации не превращаются в «крыши». Однако возможна блокировка одиночных дислокаций вследствие их взаимодействия со сверхдислокациями [15].

Симметричная «крыша» захва­ тывает одиночную дислокацию в соответствии с реакцией

Рпс. 3. Зависимость энергии актива­ ции Uдг образования симметричного

барьера от напряжения для [0011ориентировки (1, V) и для [110]- орпентнровкн (2, 2'). Номера кривых со штрихом соответствуют сжатию.

стичную дислокацию Франка и имеет суммарный вектор Бюргерса а/2<112)>. Поскольку «крыши» возникают термоактивированным путем, то захват ими одиночных дислокаций приводит к аномаль­ ной зависимости а,, даже при тех ориентировках, когда первичная

система скольжения связана с одиночными дислокациями. В этом случае падение ау при Т > Тр связано с переползанием частичных

дислокаций Франка.

4. Барьеры, подобные барьерам Кира—Внльсдорфа

Эти барьеры, известные в сверхструктуре Ы 2 [12], могут возникать в сверхструктуре Ы 0 также в результате поперечного

скольжения сверхдислокаций в плоскость куба, но будут содер­ жать полосы сверхструктурных дефектов упаковки [14, 16]. Разнообразие конфигураций этих барьеров в сверхструктуре Ы 0 (по сравнению с Ь12) связано с тем, что, во-первых, пх суммар­

ный вектор Бюргерса может быть не только а</101)>, но и а/2,Т12>, а во-вторых, сверхструктурные полосы дефектов упаковки могут

45

<sу (Т) и хрупкость сплава не являются жестко сцепленными

признаками. Поэтому трудно объяснить хрупкость TiAl превра­ щениями сверхдислокаций в барьеры Кира—Впльсдорфа или «крыши».

5. Барьеры Ломер—Коттрелла—Хирта

Первоначальное рассмотрение [20 ] было проведено для реак­ ции Ломер—Коттрелла и для тех реакций Хирта [21], которые приводят в ГЦК-решетке к образованию наиболее прочных барье­ ров. Были исследованы реакции между сверхдислокацпями с век­ торами Бюргерса а<(101)>, а также между этими сверхдислокациями и одиночными дислокациями. Типичные конфигурации барьеров схематически изображены на рис. 2, в. Для каждой реакции су­

ществует характерная конфигурация комплексной дислокации с определенной вершинной дислокацией, углом при вершине и равновесной шириной [20]. В [22] рассмотрены реакции с участием

Следует подчеркнуть, что аномальная температурная зависи­ мость не может быть обусловлена образованием барьеров Ломер— Коттрелла—Хпрта, поскольку этот процесс не является термоактпвпрованным. Учитывая низкие значения предела текучести и пластичности в TiAl, трудно объяснить возникновение полос скольжения, пересечение которых, согласно [23], приводя к об­ разованию указанных барьеров, создает микротрещпну.

6. Дислокации, заблокированные в глубоких долинах Пайерлса

Аномалии деформационных характеристик пнтерметаллида TiAl связаны, как мы полагаем [24—27], с многодолшгаым релье­ фом Пайерлса.

Угловое распределение зарядовой плотности, рассчитанное в [28] методом линейных комбинаций muffin-tin орбиталей (ЛМТО), показано на рис. 4. Для атомов Ti, заполняющих плоскость (001), лепестки волновых функций d-типа вытянуты вдоль направлений <110>. Существенным является наличие большей анизотропии зарядовой плотности вблизи атомов Ti (почти в 3 раза) между на­ правлениями <(110 > и <(100/. Образование направленных связей Ti—Ti вдоль <(110/ в плоскости (001), заполненной атомами Ti, обусловлено, во-первых, наличием незаполненной d-оболочки атомов Ti, во-вторых, уменьшением (до четырех) числа соседей Ti—Ti в первой координационной сфере из-за слоистой структуры сплава. В результате подрешетка титана в соединении TiAl бла­

47

к плоскости скольжения. Однако другой ряд ковалентных связен, которые лежат в плоскости скольжения, параллелен линпи дисло­ кации только для одноцветного набора. Дислокации различных наборов отличаются также структурой двойных перегибов. Для дислокации двуцветного набора (в отличие от одноцветного) двойной перегиб содержит два неэквивалентных перегиба: один из них принадлежит одноцветному, другой — двуцветному на­ борам.

Сравним температурную зависимость деформационных харак­ теристик, например, в интерметаллнде TiAl и полупроводнике [30]. Типичные кривые представлены на рис. 1. Пластичность 8(Т)

в TiAl имеет температурную зависимость, аналогичную той, кото­ рая наблюдается в Si. Однако температурный ход предела текуче­ сти а,, (Т) существенно различен в этих материалах. Сопоставле­

ние этих данных и заставляет сделать предположение об анизо­ тропии рельефа Пайерлса в TiAl: вдоль одних направлений — глубокие долины, что и приводит к хрупкости, вдоль других на­ правлений — неглубокие долины, и с этим связано низкое зна­ чение предела текучести.

7. Дислокационные превращения и пик ^ (Т)

Из качественных соображений [24, 261 следует, что глубо­ кими являются долины Пайерлса для дислокаций одноцветного набора (с осями, параллельными <(110)>, <(112у и т. д.). Оставим

в группе дислокаций одноцветного набора лишь одно семейство, дислокации которого параллельны некоторому выделенному на­ правлению. Пока еще нет данных, чтобы однозначно установить, какое именно направление является выделенным. Аналогичным образом одно из семейств второй группы будет представлять двуцветный набор.

Каждое дислокационное семейство включает в себя подвижные и неподвижные дислокации. Введем для удобства следующие обо­ значения: назовем дислокациями g'-типа подвижные дислокации первого семейства, дислокациями g-типа — второго. Дислока­ ции g'-типа имеют малую, порядка трансляции решетки, длину свободного пробега. Они испытывают спонтанную (не требующую термической активации) блокировку, попадая в глубокие долины Пайерлса и превращаясь в неподвижные дислокации s-тнпа. До тех пор пока не происходит выход дислокаций из глубоких долин (5 -»> g'-превращение), первое семейство фактически цели­

ком состоит из неподвижных дислокаций s-тппа. Дислокации g- типа имеют существенно большую длину свободного пробега, которая зависит от температуры. Посредством некоторого термоактивированного процесса переброса в глубокие долины дислока­ ции g-типа меняют свою ориентацию и превращаются в неподвиж­ ные дислокации s-тппа. Изменение ориентации дислокаций g- тнпа может происходить путем образования и распространения