книги / Моделирование на ЭВМ дефектов в металлах

коэффициента диффузии от обратной температуры, а в остальных

случаях преобладает объемная диффузия. Для углерода трубоч­ ная диффузия отсутствует во всем интервале температур [30].

Работы, в которых делаются выводы об ускоренной диффузии примесных атомов по ядру дислокации в ОЦК-решетке, нуждаются в тщательном анализе. В [48] сообщалось о «доказательстве» трубочной диффузии гелия в молибдене. В этой работе авторами на основе данных тепловой десорбциониой спектроскопии в пла­ стически деформнрованпом молибдене не обнаружено связи гелия с дислокациями. Результаты упомянутой работы находятся в про­ тиворечии с данными [36, 49], где была определена энергия связи гелия с краевой дислокацией а!2 [111], равная 2.11 эВ.

Рис. 3. Схема миграции примесных атомов внедрения по энергетически экви­ валентным {а, Ь, с) межузлиям в ядре винтовой дислокации.

ностном слое (h 2.0 нм), куда облучением был имплантирован

гелий, атомы гелия ускоренной диффузией по дислокациям уно­ сились на ближайшие г .^ерхностные стоки, не давая вклада в измеряемый спектр десорбции. Следует отметить, что гелий имплантировался в тонкий поверхностный слой, в котором пара­ метры его диффузии могут значительно отличаться от объема из-за влияния поверхности и изменения параметра решетки вблизи нее. Механизм ускоренной диффузии в [48] не обсуждался, поэтому вывод авторов о «доказанной трубочной диффузии» представляется малообоснованным.

2.3. Взаимодействие скользящих дислокаций с точечными дефектами

До настоящего времени в основном производились расчеты взаимодействия точечных дефектов с неподвижными дислока­ циями. В [51] предложена методика моделирования процесса скольжения дислокации а [100]. Были исследованы реакции ее

взаимодействия с СМА, вакансией, вакансионными комплексами

61

пые межузельные атомы, которые были захвачены ядром дисло­ кации и расположились цепочкой вдоль ядра (51].

Если на пути движущейся дислокации находился вакансионный комплекс из пяти вакансий, то при взаимодействии с дисло­ кацией ои распадался на плоский кластер из трех вакансий и две вакансии попадали в ядро дислокации. Распад вакаиспонного кластера происходит только тогда, когда он находится на пути неподвижной дислокации. Когда же через комплекс проходила скользящая дислокация, то он не успевал распасться, вероятно, потому, что время его перестройки больше времени взаимодей­ ствия скользящей дислокации с ним. Так как форма вакансийнного кластера зависит от потенциала межатомного взаимодействия, возможно, что при иных потенциалах межатомного взаимодей­ ствия результаты аналогичных расчетов могут различаться.

Взаимодействие подвижной винтовой дислокации а/2[111] с СМА рассмотрено в 132]. Было обнаружено в отличие от дан­

и его взаимодействие с гелием и углеродом

Перегибы на атомном уровне рассматривались в [12, 52— 55]. В [53] перегиб на винтовой дислокации а/2[111] формиро­ вался пз двух угловых и прямолинейной винтовой дислокаций. Для описания смещений получившейся дислокационной конфи­ гурации использовались формулы Иоффе [56] анизотропной тео­ рии упругости.

В [53] рассмотрены возможные типы перегибов, включая парные, которые геометрически могут реализовываться на вин­ товой дислокации типа а/2 <(111)> в ОЦК-решетке. В [54, 55] вычислены равновесные конфигурации и энергии одиночных и парных перегибов в альфа-железе и калии. Наличие двух геометри­ чески различных конфигураций ядер дислокаций А и В [25]

приводит к тому, что на винтовой дислокации возможно суще­ ствование 6 типов одиночных перегибов н значительно большего числа парных, подвижность и энергия образования которых будет зависеть от типа {А пли В) конфигураций ядер дислокаций

в ближайших долинах Пайерлса (рис. 4). В [54, 55] подробно изучены одиночный перегиб А рВ и парный АрВпА (по терми­

нологии [54]).

Расчеты атомной структуры одиночного перегиба ВрВ и пар­ ного ВрВпВ выполнены авторами [12].

Расчеты одиночного и парного перегибов на винтовой дисло­ кации а!2 [111] проводились методом молекулярной динамики.

Перегиб формировался в плоскости (101). В качестве исходной

63

Рис. 4. Типы перегибов на винтовой дислокации а/2[111 ] в ОЦК-решетке

5.ПО [56] (а) и [54] (б).

а ось дислокации в области перегиба описывается соотношением

[571

64

где й=0.2335 нм — расстояние между ближайшими долинами Пайерлса в направлении (121); W k — ширина перегиба. На

рис. 5. представлены проекция атомных рядов [101 ] на плоскость

Рис. 5. Проекция ОЦК-кристалла на плоскость (101).

Сплошная линия — ось дислокации с перегибом. St — исходное положение дислокацион­ ной линии; S2 — ее положение после перехода в ближайшую потенциальную долину.

(101) и положение оси дислокации в области перегиба (сплошная кривая). Начало координат располагается в атомном ряду 1 так, чтобы «центр» перегиба имел координаты #= 0, y = i/2 h .

Атомную структуру перегиба наглядно можно представить как зависимость от z разности AR^i}(z) расстояний ближайших

максимальная высота барьера лежит точно между ближайшими долинами Пайерлса и что зависимость Е2р (z) является синусо­

идальной, получим 2£2р=0.004 эВ. Для преодоления барьера

такой величины потребовалась бы температура Т —Е 2р1к—50 К (к — постоянная Больцмана). Отсюда следует, что начиная с тем­

ператур 50 К возможна термоактивированная пластическая де­ формация монокристаллов железа, что и было ранее обнару­ жено в [60].

Рис. 6. Проекция ОЦК-кристалла на плоскость (Ш ).

Проекции атомных рядов [111], расположенных в плоскостях: А — z= n b ; Б — z= = (1/3+ п ) Ь; В — z= (2/3+ n ) b (л = 0, ± 1, ±2, . . .). Максимальные дилатации (хЮ нм)

в^атомных рядах J—8 указаны в цифрах над обозначением атомного ряда.

В результате движения перегиба под действием приложенного напряжения из своих равновесных положений в основном сме­ щаются атомы, принадлежащие рядам 1 —8 (рис. 5, 6). При перемещении'перегиба па Ъ атомы вблизи оси дислокации испы­

тывают лишь незначительные смещения.

Аналогичные расчеты были проведены и при определении атомной структуры парного перегиба. Расчеты проводились для различных значений ширин парного перегиба (от 8 до 20 6, с различными значениями ширин одиночных перегибов и прямо­ линейного участка, между одиночными перегибами разных зна­ ков). Парный перегиб оказался неустойчивым (это и не позво­ лило определить энергию его образования). Согласно представ-

ленпям теории упругости, он должен был либо аннигилировать (за счет притяжения одиночных перегибов разных знаков) и вернуться в исходную долину Пайерлса, либо одиночные пере­ гибы, отталкиваясь, должны были разбежаться и дислокация

Рис. 7. Дилатации Д Д (1> и ДДс2) вдоль атомных рядов 1 ML 2 (см. рис. 5), полученные по теории упругости согласно соотношениям (1) и (2) с =4Ь (а), после релаксации при у = 0 % (б), 0.05 % («), 0.1 % (г), 0.3 % (д)

п 0.7 % (е). Стрелкой показано перемещение перегиба вдоль дислокации.

перевалила бы в соседнюю долину Пайерлса. Оказалось, что процесс релаксации резко отличался от предполагаемой класси­ ческой схемы его аннигиляции и происходил путем дробления первоначально больших областей дилатаций на более мелкие области сжатия и разрежения, которые, постепенно уменьшаясь по величине, собирались у границы кристаллита.

68

3.2. Взаимодействие гелия и углерода с перегибом на винтовой дислокации

На рис. 8 указаны позиции, занимаемые гелием в перегибе вдоль линии дислокации, исследованные в [20]. Эти позиции, несмотря на искажения решетки в области ядра дислокации с перегибом, можно отнести к типу октаэдрических. Межузлия 5,

Рис. 8. Проекции кристаллита на плоскости (121) и (101).

6 находятся в области прямого участка винтовой дислокации.

Энергия связи гелия, находящегося в них, равна энергии связи гелия с винтовой дислокацией, т. е. —1.20 эВ. В «центре» пере­ гиба (7) энергия связп равна —1.26 эВ, а по мере удаления осп

дислокации от данного межузлия энергия связп падает (по мо­ дулю) до —1.16 эВ (6). В областях разрежения между атомами (2, 3) энергия связи максимальна и равна —1.6 эВ. В остальных исследованных позициях 9 —15 энергия связп также зависит от расстояния до перегиба. В «центре» перегиба (11, 12) она равна

69