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

Основные экспериментальные наблюдения, сделанные в этой

•работе, следующие:

1.

На температурной

зависимости

Ч(пъ2)

имеется

максимум

вблизи

370° К. Ход

этой

кривой качественно, подобен

зависимо­

сти Т ( 1 0

т 0 ) (Т)

для Be (см. рис. 1.8, кривая

5) .

Кривую Т(ц92)

можно

разбить на три

области:

I •—7=77-^-200°

К (соответствует

области А

на

рис. 1.8)

I I

— Т=2004-370°

К

(соответствует

области

В

на

рис.

1.8)

I I I

— 7"=370-н420° К

(соответствует

области

С

на

рис.

1.8)

2.

Выше

420° К

пирамидальное скольжение

в M g

исчезает.

После

незначительной деформации

происходит

макроскопиче­

ский сдвиг по плоскости

(1011). Природа

этого

явления до кон­

ца не выяснена.

3.

На кривой Т(, ,5,) (7")

в области I дислокационная

структура

.характеризуется

наличием

длинных

винтовых

дислокаций с + а,

нерасщепленных

винтовых компонент,

в

результате

которого

.диполи приобретают вытянутый характер

и испускают петли с-

"и р-дислокаций.

В области

I I I число диполей дислокаций

с + а

[уменьшается,

а

плотность

длинных

с

дислокаций

возрастает.

Около 420° К дислокации с + а полностью исчезают.

На основании этих наблюдений предложен следующий меха­

низм пирамидального скольжения в M g . В области

I происходит

нормальное

скольжение

нерасщепленных

с + а-дислокаций с

•обычной температурной зависимостью.

В

области I I процесс

скольжения существенно усложняется. Петли дислокаций

с + а,

испущенные

источником

(рис. 4.16,а),

расширяются

до крити­

ческого размера

dKr>~Gb/x,

после

чего

краевые

компоненты

.диссоциируют

по

реакциям

(4 . 5)+ (4.7),

образуя

дефект

упа­

ковки в базисной

плоскости

(см. рис.

4.16,6). Такая

диссоциа­

ция приводит

к

самозакреплению

дислокаций.

Подвижными

Блокирование источников, связанное с самозакреплением

дисло­

каций, приводит к росту напряжений течения.

С

увеличением

температуры

реакции

диссоциации

(4.5) +•

+

(4.7) меняются на следующую:

с + а ->

с + а,

(4.41)'

и

дислокации с + а

исчезают. Пирамидальное

скольжение

пре­

кращается.

Иная

интерпретация дана экспериментальным

наблюдением,,

касающимся пирамидального скольжения в Zn. Согласно

рабо ­

те

[195],

в Zn при

7 < 1 1 0 ° К скольжение

контролируется

меха­

низмом

Пайерлса — Набарро, а

при комнатной

температуре —

поперечным

скольжением.

В

пользу

механизма Пайерлса — Набарро

свидетельствуют

малые значения

активационного объема при 77° К, быстрый

рост

т ( п 2 2 ) в

области

низких температур, а также

величина

энерг ии'

активации. В области температур вблизи

комнатной механизм,.-

чением с дислокациями леса.

Действительно,

активационный

объем не зависит от плотности дислокаций

леса

[54], а

его а б ­

солютное значение V— (2,2-г-2,7) • 10~2 0

см3

при

300° К

соответ­

ствует плотности «деревьев»

~ 1 0 9 ,

что

на

несколько порядков

выше экспериментально измеренной

величины р л

= 104 Ч-106 см~2..

Уменьшение активационного объема

с деформацией, убыва­

ние скорости дислокаций с температурой,

сильная зависимость

чение Т ( п 5 . , ) с ростом температуры,

по

мнению

О. П. Салиты

[195], согласуются

с предположением о

неконсервативном

дви­

жении порогов, образующихся при

поперечном

скольжении.

В заключение следует коснуться причин, приводящих к от­

сутствию зависимости напряжений

течения т^ца?) о т

скорости

деформации, изменяемой в области

Ю - 1 — 1 0 _ 3

мм/мин [51, 54]..

Для

зависимости

е(т) справедливо

соотношение (2.16), в

кото­

ром

член д In v/дт определяет активационный объем,

a

dlnp/dv

вале скоростей деформации меняется [179], a d\ne/dx

постоян­

но, то это означает, что плотность дислокаций зависит

от т.

{1012}.

Последнее

преобладает

при увеличении скорости

( > 1 0 ~ 2

сек - 1 ) и степени деформации.

В Cd скольжение в системе {1011}<1120> наблюдается при

условии

20<Я.<30°,

здесь Я — угол

между

осью растяжения и

направлением [1120]. Скольжение в системе

{ 1 1 2 2 } < 1 1 2 3 > про­

рода наблюдается при температурах ниже 77° К, а у Zn в

обла­

сти температур 77—300° К оно отсутствует [13, 15].

Пирамидальное скольжение 1 рода обычно обеспечивается за

•счет чисто краевых дислокаций. Из-за

отсутствия поперечного

•скольжения движение этих дислокаций

не сопровождается

обра­

нии дислокаций с + а [13]. Упрочнение

поэтому

должно

быть

не­

большим.

_

У_ Cd

критические напряжения

сдвига

в

системе

{1011}

< 1 1 2 0 >

в

области температур 120—300° К

приблизительно

на

:20% выше,

чем в системе { 1 1 2 2 } < 1 1 2 3 > .

У

Zn T ( i o n ) » T ( m 2 ) -

металлов вообще

отсутствует.

При повышении температуры, наоборот, скольжение дисло­

каций

а в плоскости {1011} происходит

легче,

чем дислокаций

•с + а в

плоскости

{1122}. Наблюдается

также

призматическое

вектором Бюргерса с + а по

реакции (4.41), в

результате кото­

рой петля, имеющая вектор

Бюргерса с + а,

диссоциирует на;

рым данным [53], тдв даже

повышается с

ростом

температуры.

Критические напряжения, вызывающие образование и рост

неупругих двойников, зависят от многих

факторов

(природы,

ориентации, размеров кристаллов и т.д.)

и меняются

в широ­

ких пределах. Так, у Zn т д в ,

по разным данным, изменяется при

комнатной температуре от десятых долей

до 3,7 кГ/мм2, у Cd —

от 0,05 до 2,2 кГ/мм2 [31]. Величина хт

зависит

от

характера

предшествующей деформации скольжением [192].

После образо-