книги / Физическое металловедение титана

До последнего времени полагали, что в гексагональ­ ных металлах возможны лишь три типа частичных ди­ слокаций:

а) частичные дислокации Шокли, которые образуют­ ся в плоскости базиса в результате диссоциации полных

дислокаций типа а (АВ):

нацией дислокаций двух последних типов и описываются векторами Л5; BS; CS, АТ, ВТ, СТ и соответствующими им векторами противоположного направления или сим-

волом У2 с+р; их кристаллографическое обозначение ‘/б

<2023>.

В последнее время обнаружен еще один (четвертый) тип частичных дислокаций, которые возникают при дис­

социации дислокации а на частичные в призматических

плоскостях {1010}; эти дислокации будут описаны ниже при обсуждении дефектов упаковки в титане.

При количественном рассмотрении упругих свойств дислокаций в титане встречаются с затруднениями, свя­ занными с анизотропией упругих констант г. п. у. метал­ лов. Поэтому следует вначале рассмотреть анизотропию упругих свойств титана, прежде чем переходить к упру­ гим свойствам дислокаций.

Если из кристалла вырезать стержень, ось которого составляет угол 0 с направлением [0001], и приложить к этому стержню внешнее напряжение, то Е для этого

стержня будет равно обратной величине параметра tSu

62

^22 (^11 “Ь с12 "Ь 2 С^в)

где £,ц= (СЦС22) ,/г, a Cij — упругие константы в преобра­ зованной системе координат, когда ось z направлена вдоль дислокации, а ось у перпендикулярна плоскости скольжения.

Приведенные выше формулы (13) и (14) _справедливы

чение К может быть найдено численным методом. Значения энергетического множителя К и энергии ди­

слокаций в единицах Е[(\п — |для а-титана приведены в

табл. 4. Для краевых дислокаций этот множитель в 1,5— 2 раза больше, чем для винтовых.

Рассмотрим'далее дилатационное поле дислокаций [28, с. 425]. Дилатация А является важным параметрЬм, определяющим взаимодействие дислокации со сфериче­ ским чужеродным атомом. Дилатация изменяется обрат­ но пропорционально расстоянию R от дислокации. Вели­ чина A'RJb (b —вектор Бюргерса) является безразмер­ ным параметром, который зависит только от угла враще­ ния <р относительно дислокационной линии.

Для краевых дислокаций в изотропных металлах гра­ фик функции h-R/b имеет форму двух окружностей; од­ на из них соответствует отрицательной дилатации в обла­ сти экстраплоскости, а другая—положительной дилата­ ции под дислокацией. Винтовые дислокации в изотроп­ ных материалах не имеют дилатационного поля.

Для титана, который относится к анизотропным ме­ таллам, дилатационное поле сложнее. На рис. 26,а пред­

ставлена функция A -j- для краевой дислокации с векто-

64

ром Бюргерса а в призматической плоскости. В этом слу­ чае дилатационное поле представлено двумя окружно­ стями (на рис. 26,а показана лишь одна из них), так как дислокационная линия ориентирована вдоль оси с, отно­ сительно которой поле напряжений дислокаций изотроп­ но. На том же рисунке для сравнения приведено дилата­ ционное поле для такой же дислокации в цинке, который отличается от титана соотношением осей с/а (у титана с/а< 1,633, а у цинка с/а> 1,633).

' Для краевой дислокации а в плоскости базиса D

(рис. 26,6) кривая А —- для титана не очень сильно отли-

О

чается от двух окружностей. В этом случае дилатацион­ ное поле для цинка имеет необычный вид, когда в верх­ ней полуплоскости имеются области и положительной, и

отрицательной дилатации.

—►

Для краевой дислокации а в плоскости пирамиды пер­ вого порядка дилатация описывается кривыми (рис. 26,в), близкими к окружности (кривые несколько вытянуты вдоль вертикальной оси). Из приведенных кривых видно,

что для краевых дислокаций с вектором Бюргерса а в

рассмотренных плоскостях кривые А — симметричны от-

ft

носительно нормали к плоскости скольжения. Дилатационное поле для краевых дислокаций с векто­

ром Бюргерса а+с в плоскостях пирамиды первого рода (рис. 27) уже не симметрично относительно нормали к плоскости скольжения. В титане эта асимметрия выра­ жена слабо, в.то время как в цинке —очень сильно. Кра­

евые дислокации а+ с в плоскостях пирамиды второго рода вызывают практически такую же дилатацию, как и

вплоскости пирамиды первого рода.

Вгексагональных металлах винтовая дислокация с

вектором Бюргерса а, лежащая вдоль направления [1120], не создает искажений решетки. Винтовая дисло-

нация с вектором Бюргерса с+а, ориентированная вдоль

направления <1123>, имеет иное дилатационное поле, представленное на рис; 28. Вектор Бюргерса этой дисло­ кации перпендикулярен плоскости рисунка, направлен к наблюдателю, а ось ординат нормальна, к плоскости пи-

66

рамиды второго порядка. Форма кривых для титана близка к двум окружностям, а для цинка •— к четырем лепесткам. Интересно отметить, что область положитель­ ной дилатации в титане соответствует отрицательной ди­ латации в цинке, и наоборот.

Рис. 27. Дилатационное по-

( А*\

ле I &— J для краевой дис­

локации с-\-а в плоскости пирамиды первого прядка [28, с. 425]:

с п л о ш н а я л и н и я — о тр и ц а те л ь ­ н а я д и л а т а ц и я , ш тр и х о в а я — п о ­ л о ж и те л ь н а я

Ряс. -28. Дилатационное поле

^Д—j винтовой дислокации

с+а в плоскости пирамиды второго порядка [28, с. 425]:

с п ло ш н а я л и н и я — о т р и ц а т е л ь ­ на я д и л а т а ц и я ; ш т р и х о в а я — п о ­ л о ж и т е л ь н а я

Из приведенных выше результатов .видно, что дилата­ ционные кривые для дислокаций в титане близки к двум окружностям, а следовательно, континуальная теория дислокаций для изотропного материала должна быть приемлема для титана. Все же следует отметить, что в рамках изотропной теории упругости винтовые дислока­ ции не имеют дилатационого поля, в то время как анизо-

тропная теория предсказывает небольшие искажения ре­ шетки. Однако дилатационные эффекты для винтовых дислокаций в десять раз меньше, чем для краевых.

Максимальное значение дилатации является мерой, характеризующей взаимодействие дислокации со сфери­ ческим растворенным атомом примеси или легирующего элемента. Максимальная дилатация для различных дис­ локаций в титане по-разному зависит -от температуры. Максимальная дилатация для всех краевых дислокаций уменьшается с повышением температуры, а для винтовой

дислокации c-j-a, наоборот, увеличивается. Выше 1030 К

максимальная дилатация для винтовой дислокации с-\-а

становится больше, чем для краевой дислокации а в пло­ скости призмы.

ДИСЛОКАЦИОННАЯ СТРУКТУРА ТИТАНА И ЕГО СПЛАВОВ

Для изучения дислокационной структуры титана при­ меняют разнообразные методы исследования: выявление ямок травления [52], электронномикроскопические ис­ следования [53—57], различные рентгенографические методы [58]. Наиболее полные сведения о дислокацион­ ной структуре металлов дает электронная дифракцион­ ная микроскопия [56], которая позволяет не только вы­ явить дислокации, но и определить их векторы Бюргерса.

Так, например, если в кристалле есть краевая дисло­

кация с вектором Бюргерса Ь, а отражающие плоскости параллельны вектору Бюргерса и параллельны или пер­ пендикулярны дислокационной линии (рис. 29,а), то контраста от дислокации на электронномикроскопиче­ ском изображении не будет, поскольку расстояние между отражающими плоскостями вблизи дислокации такое же, как и в совершенной части кристалла; да и сами плоско­ сти не искажаются дислокацией. Если же отражающие плоскости перпендикулярны вектору Бюргерса и парал­ лельны дислокационной линии (рис. 29,6), то условия отражения вблизи дислокации будут различными, что определит появление контраста на электронномикроскопичеоком изображении. Отражающие плоскости, ориейтированные под произвольным углом к вектору Бюргер­ са, также дают дислокационный контраст.

68

•векторов g и вектора Бюргерса b для краевой дис­ локации в кристалле [70]

Отражающую плоскость обычно характеризуют век­

тором отражения g (вектором обратной решетки). Этот вектор направлен нормально к плоскости и по абсолют­ ной величине обратно пропорционален межплоскостному

расстоянию. Если вектор отражения g перпендикулярен

вектору Бюргерса b, то их скалярное произведение рав­ но нулю, что обозначают как g b = 0. Последнее равен-

ство (gb= 0) и есть условие исчезновения дислокацион­ ного контраста.

Для выявления вектора Бюргерса дислокаций в тита­ не обычно вырезают фольги параллельно плоскости приз­ мы. В этом случае изображение в рефлексе, необходимом для определения вектора Бюргерса, можно легко получить при минимальном наклоне фольги. На рис. 30 приведе­ ны для примера электронномикроскопические_ снимки

а-титана, полученные в рефлексах (0002) и (1120) [55]. При получении изображения в рефлексе (0002) пропада­

ют дислокации с вектором Бюргере^ а, так как направле­ ние < 1 1 2 0 > перпендикулярно направлению^ < 0002> . При получении изображения в рефлексе (1120), наоборот, пропадают дислокации с вектором Бюргерса с. И на-

69

(рис. 31,6), помимо единичных винтовых дислокаций, бы­ ло обнаружено большое количество малых вытянутых призматических петель и дислокационных диполей—свя­ зок двух дислокаций противоположного знака, лежащих на параллельных плоскостях скольжения. Обнаруженные в титане диполи имели краевую ориентацию. Распределе­ ние дислокаций по сечению исследованных фолы было довольно равномерным.

Описанные выше результаты были получены на отож­ женном титане с плотностью дислокаций порядка КУсм”2. Плотность дислокаций в исследованных фольгах в сече­ нии, перпендикулярном плоскости призмы, колебалась от 4-108 до 3-109 см-2. Эта плотность дислокаций соответ­ ствует степени деформации 6%. В.плоскости базиса бы­ ли обнаружены преимущественно винтовые дислокации, а также небольшие округлые или слегка вытянутые ди­ слокационные петли.

При исследовании фольг титана и его сплавов с алю­ минием были обнаружены дислокации с векторами Бюр­

герса а, с и с-\-а. Дислокации с вектором Бюргерса а-\-с имеют довольно извилистую форму, в то время как дис­

локации а в плоскости базиса и призмы имеют форму

прямых, ориентированных в направлениях < 1120> . Преимущественную ориентацию одиночных дислокаций в образцах титана, деформированных базисным и призма­ тическим .скольжением, в плотноупакованных направле­

ниях < 1120 ;> можно объяснить тем, что энергия дисло­ кационной линии в а-титане анизотропна и вдоль направ­

лений <С'112 0 >* минимальна.

В закаленном р-титаиовом сплаве ВТ 15, деформиро­ ванном на 10 %, наблюдаются плоские скопления дисло­ каций в одной плоскости скольжения [57] и в несколь­ ких близко расположенных плоскостях скольжения. В сплаве ТС6 (3% А1; 5% Мо; 6% V; 11% Сг) наряду -с плоскими скоплениями дислокаций развивается ячеистая структура с размерами ячеек 1—3 мкм. Стенки ячеек толщиной 0,6—0,7 мкм состоят из объемных клубков с очень высокой плотностью дислокаций. Внутри ячеек плотность дислокаций низка. При увеличении степени де-

71