Файл: Физические основы электротермического упрочнения стали..pdf

в плоскости {110} возможен и простым поперечным скольжением, однако дефект упаковки, связанный с частичной дислокацией

- g - ( l l l ) в плоскостях {110}, обладает большой энергией, и поэто­ му более вероятным представляется следующая схема:

(112)(011) дислокация

Дислскации А и С объединяются, образуя частичную дисло­

и дислокация у[111 ]приводит, наконец, к перестройке дислокаций в скользящую конфигурацию на плоскости (011) по реакции

жений.

Отмеченные особенности расщепления винтовых дислокаций в ОЦК решетке не только затрудняют поперечное скольжение по

энергии дефектов упаковки. Несмотря на отсутствие «адежных ко­ личественных данных о величинах у я для металлов с ОЦК решеткой

рованном элементами первого большого периода (железом, кобаль­ том, марганцем), когда величина у я существенно снижается, мето­

При подсчетах величин расщепления винтовых дислокаций в металлах с ОЦК решеткой обычно получаются крайне малые зна­ чения ширины дефектов упаковки. Например, в железе ширина расщепления в системах {110} и {112} составляет примерно 1,2 | Ь\ [313]. Поэтому не удивительно, что попытки экспериментального наблюдения расщепления оказались практически безуспешными

1311]. По-видимому, понятие расщепления дислокации в металлах с ОЦК решеткой имеет другой смысл, чем в случае металлов с ГЦК решеткой, и это расщепление следует рассматривать как осо­ бого рода асимметрию ядра винтовой дислокации [313]. В метал­ лах с ОЦК решеткой величина энергии дефекта упаковки влияет и на переход от деформации скольжением к деформации двойникованием.

Деформация двойникованием. Различие между дислокационными механизмами двойникования и скольжения предопределяется ве­ личинами векторов Бюргерса, описывающих данный вид деформа­ ции дислокаций. При скольжении величина атомных смещений рав­ на расстоянию между ближайшими атомами в направлении сдвига, а при двойниковании она составляет только часть этого расстояния. Вектор Бюргерса двойникующей дислокации является лишь частью вектора тождественной трансляции, и поэтому двойникующая дис­ локация не может самопроизвольно образоваться в совершенной решетке, в то время как самопроизвольное образование дислокаций скольжения при достаточно высоком уровне действующих напря­ жений возможно. Таким образом, двойникующие дислокации могут образовываться только при дислокационных реакциях расщепле­ ния дислокаций скольжения.

В литературе обсуждалась, правда, принципиальная возмож­ ность перехода сразу целого небольшого объема в двойниковое положение с образованием маленьких зародышей линзовидных двойников. Механизм такого гомогенного образования двойников был предложен Орованом [316]. Необходимые напряжения ока­

Однако этот механизм вызывает серьезные возражения. В расче­

Описанные в литературе дислокационные механизмы, в отли­ чие от проблематичного варианта гомогенного зарождения, допус­ кают возможность образования зародышей двойников при вполне достижимых уровнях напряжений сдвига и уже получили прямое экспериментальное подтверждение [317, 318]. В настоящее время детально разработаны несколько дислокационных механизмов двойникования: механизмы Коттрелла — Билби [317], Шлизвика [312], Огавы — Мэдина и Мюллера — Паркера [318], Пристнера — Лесли [319] и др. Все они основаны на том кристаллографически

Дислокационные механизмы позволяют объяснить строгую по* следовательность величин атомных смещений в каждой последующей плоскости растущего двойника, используя идею полюсной модели размножения дислокаций, подобной известному механизму Фран­ ка — Рида для размножения дислокаций скольжения. Двойникующая частичная дислокация, например, по модели Коттрелла — Бил-

дефектом упаковки. Движение винтовой дислокации - £ [ 1 П ] в од­ ной из плоскостей (Г21) и (211) зоны [111] приводит к росту много­ слойного двойника, так как вращение дислокации-£ [1 l l ] вокруг одной из точек стыка с нерасщепленным участком полной дислокации

— [111], как вокруг полюса, сопровождается смещением в следую­ щую плоскость семейства (121) или (2l 1), поскольку дислокация -£[111] имеет винтовую компоненту вектора Бюргерса, перпен­ дикулярную плоскости (Г21) или (211).Описанная выше схема рас­

пада полной дислокации-£ [111] не дает выигрыша в энергии при сравнении квадратов векторов Бюргерса, такой распад может про­ исходить только в поле действия внешних сил. Напряжения, необ­

а также работу [320]). В соответствии с другими возможными меха­

никового источника всегда требуется локальная концентрация на­ пряжений, так как необходимый уровень напряжений сдвига обыч­ но не может быть достигнут в макрообъемах металла.

Следует отметить, что величина пластической деформации двойникованием очень невелика, особенно в поликристаллических мате­ риалах. Максимально возможная величина Пластической деформа­ ции в оптимально ориентированном монокристалле составляет 41,4% и быстро уменьшается с отклонением от оптимальной ориен-

тировки [320]. Исследование развития двойникования в поликри­ сталлах показало [322], что деформация образца за счет двойнико­ вания

_ 8N *№~2V2dm'

где N— число двойниковых прослоек в зерне, б — усредненная позерну толщина двойниковой прослойки, т — средний фактор ори­ ентации плоскостей двойникования, d — размер зерна поликристал­ ла. Величина деформации, полученная на основании микрострук­ турных оценок б, d и N по экспериментальным данным о двойнико-

тических напряжений для образования новых порций двойников может продолжаться только до тех пор, пока не будут достигнуты критические напряжения сдвига для скольжения; затем деформация двойникованием прекращается. Такой переход от двойникования к

сталлах, в которых может происходить мартенситное превращение, при температуре ниже Мн или ниже температуры термодинамиче-