Файл: Папиров И.И. Пластическая деформация бериллия.pdf

Скачать файл
Заказать решение

ВУЗ: Не указан

Категория: Не указан

Дисциплина: Не указана

Добавлен: 10.04.2024

Просмотров: 123

Скачиваний: 0

ВНИМАНИЕ! Если данный файл нарушает Ваши авторские права, то обязательно сообщите нам.

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,

а

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-'

и

V„=10-f-100

b3

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-

с

5

В

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

 

 

 

 

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-

> 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

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.

 

 

Смотрите также файлы