Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория

Приведены результаты исследования эффекта автоблокировки, представляющего собой превращения скользящих дислокаций в заблокированные при нулевом внешнем напряжении. Эффект был предсказан теоретически на основе простой модели, рассматривающей сверхдислокацию как скопление, в котором одна из дислокаций...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:

Bibliographische Detailangaben
Veröffentlicht in:	Успехи физики металлов
Datum:	2013
Hauptverfasser:	Гринберг, Б.А., Иванов, М.А., Антонова, О.В., Пацелов, А.М., Плотников, А.В., Власова, А.М.
Format:	Artikel
Sprache:	Russian
Veröffentlicht:	Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України 2013
Online Zugang:	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98364
Tags:	Tag hinzufügen Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:	Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория / Б.А. Гринберг, М.А. Иванов, О.В. Антонова, А.М. Пацелов, А.В. Плотников, А.М. Власова // Успехи физики металлов. — 2013. — Т. 14, № 2. — С. 107-227. — Бібліогр.: 78 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-98364
record_format	dspace
spelling	Гринберг, Б.А. Иванов, М.А. Антонова, О.В. Пацелов, А.М. Плотников, А.В. Власова, А.М. 2016-04-12T19:08:35Z 2016-04-12T19:08:35Z 2013 Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория / Б.А. Гринберг, М.А. Иванов, О.В. Антонова, А.М. Пацелов, А.В. Плотников, А.М. Власова // Успехи физики металлов. — 2013. — Т. 14, № 2. — С. 107-227. — Бібліогр.: 78 назв. — рос. 1608-1021 PACS numbers: 61.72.Bb, 61.72.Ff, 61.72.Hh, 61.72.Lk, 62.20.fg, 62.40.+i, 81.40.Lm https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98364 Приведены результаты исследования эффекта автоблокировки, представляющего собой превращения скользящих дислокаций в заблокированные при нулевом внешнем напряжении. Эффект был предсказан теоретически на основе простой модели, рассматривающей сверхдислокацию как скопление, в котором одна из дислокаций содействует блокировке другой, а в результате оказываются заблокированными обе. Наведено результати дослідження ефекту автоблокування, що представляє собою перетворення ковзних дислокацій у заблоковані за нульового зовнішнього напруження. Ефект було передбачено теоретично на основі простого моделю, що розглядає наддислокації як скупчення, в якому одна з дислокацій сприяє блокуванню іншої, а в результаті виявляються заблокованими обидві. Results of investigation of selflocking effect representing transformation of glide dislocations into the locked ones in the absence of external stress are presented. The effect was predicted theoretically on basis of a simple model considering superdislocation as a pileup, where one of the dislocations contributes to the locking of the other one, and, as a result, both are locked. ru Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України Успехи физики металлов Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория Блокування дислокацій без допомоги зовнішнього напруження: експеримент і теорія Locking of Dislocations without the Application of an External Stress: Experiment and Theory Article published earlier
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
title	Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория
spellingShingle	Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория Гринберг, Б.А. Иванов, М.А. Антонова, О.В. Пацелов, А.М. Плотников, А.В. Власова, А.М.
title_short	Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория
title_full	Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория
title_fullStr	Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория
title_full_unstemmed	Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория
title_sort	блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория
author	Гринберг, Б.А. Иванов, М.А. Антонова, О.В. Пацелов, А.М. Плотников, А.В. Власова, А.М.
author_facet	Гринберг, Б.А. Иванов, М.А. Антонова, О.В. Пацелов, А.М. Плотников, А.В. Власова, А.М.
publishDate	2013
language	Russian
container_title	Успехи физики металлов
publisher	Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
format	Article
title_alt	Блокування дислокацій без допомоги зовнішнього напруження: експеримент і теорія Locking of Dislocations without the Application of an External Stress: Experiment and Theory
description	Приведены результаты исследования эффекта автоблокировки, представляющего собой превращения скользящих дислокаций в заблокированные при нулевом внешнем напряжении. Эффект был предсказан теоретически на основе простой модели, рассматривающей сверхдислокацию как скопление, в котором одна из дислокаций содействует блокировке другой, а в результате оказываются заблокированными обе. Наведено результати дослідження ефекту автоблокування, що представляє собою перетворення ковзних дислокацій у заблоковані за нульового зовнішнього напруження. Ефект було передбачено теоретично на основі простого моделю, що розглядає наддислокації як скупчення, в якому одна з дислокацій сприяє блокуванню іншої, а в результаті виявляються заблокованими обидві. Results of investigation of selflocking effect representing transformation of glide dislocations into the locked ones in the absence of external stress are presented. The effect was predicted theoretically on basis of a simple model considering superdislocation as a pileup, where one of the dislocations contributes to the locking of the other one, and, as a result, both are locked.
issn	1608-1021
url	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98364
citation_txt	Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория / Б.А. Гринберг, М.А. Иванов, О.В. Антонова, А.М. Пацелов, А.В. Плотников, А.М. Власова // Успехи физики металлов. — 2013. — Т. 14, № 2. — С. 107-227. — Бібліогр.: 78 назв. — рос.
work_keys_str_mv	AT grinbergba blokirovkadislokaciibezpomoŝivnešnegonaprâženiâéksperimentiteoriâ AT ivanovma blokirovkadislokaciibezpomoŝivnešnegonaprâženiâéksperimentiteoriâ AT antonovaov blokirovkadislokaciibezpomoŝivnešnegonaprâženiâéksperimentiteoriâ AT pacelovam blokirovkadislokaciibezpomoŝivnešnegonaprâženiâéksperimentiteoriâ AT plotnikovav blokirovkadislokaciibezpomoŝivnešnegonaprâženiâéksperimentiteoriâ AT vlasovaam blokirovkadislokaciibezpomoŝivnešnegonaprâženiâéksperimentiteoriâ AT grinbergba blokuvannâdislokacíibezdopomogizovníšnʹogonapružennâeksperimentíteoríâ AT ivanovma blokuvannâdislokacíibezdopomogizovníšnʹogonapružennâeksperimentíteoríâ AT antonovaov blokuvannâdislokacíibezdopomogizovníšnʹogonapružennâeksperimentíteoríâ AT pacelovam blokuvannâdislokacíibezdopomogizovníšnʹogonapružennâeksperimentíteoríâ AT plotnikovav blokuvannâdislokacíibezdopomogizovníšnʹogonapružennâeksperimentíteoríâ AT vlasovaam blokuvannâdislokacíibezdopomogizovníšnʹogonapružennâeksperimentíteoríâ AT grinbergba lockingofdislocationswithouttheapplicationofanexternalstressexperimentandtheory AT ivanovma lockingofdislocationswithouttheapplicationofanexternalstressexperimentandtheory AT antonovaov lockingofdislocationswithouttheapplicationofanexternalstressexperimentandtheory AT pacelovam lockingofdislocationswithouttheapplicationofanexternalstressexperimentandtheory AT plotnikovav lockingofdislocationswithouttheapplicationofanexternalstressexperimentandtheory AT vlasovaam lockingofdislocationswithouttheapplicationofanexternalstressexperimentandtheory
first_indexed	2025-11-24T16:02:11Z
last_indexed	2025-11-24T16:02:11Z
_version_	1850850371233120256
fulltext	107 PACS numbers: 61.72.Bb, 61.72.Ff, 61.72.Hh, 61.72.Lk, 62.20.fg, 62.40.+i, 81.40.Lm Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, О. В. Антонова, А. М. Пацелов, А. В. Плотников, А. М. Власова Институт физики металлов УрО РАН, ул. С. Ковалевской, 18, 620990, Екатеринбург, Россия Институт металлофизики им. Г. В. Курдюмова НАН Украины, бульв. Акад. Вернадского, 36, 03680, ГСП, Киев-142, Украина Приведены результаты исследования эффекта автоблокировки, представля- ющего собой превращения скользящих дислокаций в заблокированные при нулевом внешнем напряжении. Эффект был предсказан теоретически на ос- нове простой модели, рассматривающей сверхдислокацию как скопление, в котором одна из дислокаций содействует блокировке другой, а в результате оказываются заблокированными обе. Доказательства существования эффек- та, состоящие в наблюдении вытягивания дислокаций вдоль выделенного направления, были получены с помощью экспериментов, включающих пла- стическую деформацию и последующий нагрев без нагрузки. Для объясне- ния совокупности экспериментальных результатов была развита новая кон- цепция, состоящая в том, что при двухдолинном потенциальном рельефе дислокации возникает эффективная сила, пропорциональная разности в глубине долин, которая вызывает превращение дислокации в неразрушае- мый барьер. В результате два эффекта, — температурная аномалия предела текучести и автоблокировка, — имеют единую природу — двухдолинный потенциальный рельеф дислокации. Оба этих эффекта наблюдались в ин- терметаллидах типа Ni3Al и TiAl, а из чистых металлов — в Mg. Наведено результати дослідження ефекту автоблокування, що представляє собою перетворення ковзних дислокацій у заблоковані за нульового зовніш- нього напруження. Ефект було передбачено теоретично на основі простого моделю, що розглядає наддислокації як скупчення, в якому одна з дислока- цій сприяє блокуванню іншої, а в результаті виявляються заблокованими обидві. Докази наявности ефекту, що полягають у спостереженні витягуван- ня дислокацій уздовж виділеного напрямку, було одержано за допомогою експериментів, що включають пластичну деформацію та подальший нагрів без навантаження. Для пояснення сукупности експериментальних результа- Успехи физ. мет. / Usp. Fiz. Met. 2013, т. 14, сс. 107–227 Îòòèñêè äîñòóïíû íåïîñðåäñòâåííî îò èçäàòåëÿ Ôîòîêîïèðîâàíèå ðàçðåøåíî òîëüêî â ñîîòâåòñòâèè ñ ëèöåíçèåé 2013 ÈÌÔ (Èíñòèòóò ìåòàëëîôèçèêè èì. Ã. Â. Êóðäþìîâà ÍÀÍ Óêðàèíû) Íàïå÷àòàíî â Óêðàèíå. 108 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. тів було розвинено нову концепцію, яка полягає в тому, що при дводолинно- му потенціяльному рельєфі дислокації виникає ефективна сила, що пропор- ційна ріжниці в глибині долин, яка викликає перетворення дислокації в не- руйнівний бар’єр. В результаті два ефекти, — температурна аномалія грани- ці плинности і автоблокування, — мають єдину природу — дводолинний по- тенціяльний рельєф дислокації. Обидва ці ефекти спостерігалися в інтерме- талідах типу Ni3Al і TiAl, а з чистих металів — у Mg. Results of investigation of self-locking effect representing transformation of glide dislocations into the locked ones in the absence of external stress are pre- sented. The effect was predicted theoretically on basis of a simple model consid- ering superdislocation as a pileup, where one of the dislocations contributes to the locking of the other one, and, as a result, both are locked. The proof of the effect occurrence, namely, observation that dislocations elongate along prevail- ing direction, was experimentally revealed, including a plastic deformation and a subsequent heating without a load. To explain the set of experimental results, a new conception is developed: an effective force, being proportional to the differ- ence of the depths of the valleys, appears, if dislocation has a two-valley poten- tial relief. This force causes transformation of dislocations into an indestructible barrier. Consequently, two effects (the temperature anomaly of the yield stress and the self-locking of dislocations) are of the same common nature. Both effects were observed in the intermetallic compounds such as Ni3Al and TiAl as well as in the pure metals such as Mg. Ключевые слова: автоблокировка дислокаций, сверхдислокации, скольже- ние, предел текучести, термомеханическая обработка. (Получено 14 февраля 2013 г.) СОДЕРЖАНИЕ 1. Введение 2. Сверхдислокация как скопление 2.1. Различные конфигурации сверхдислокации 2.2. Роль ведомой дислокации в процессе блокировки ведущей 2.3. Некоторые следствия условия автоблокировки 3. Наблюдение заблокированных сверхдислокаций при нагреве без нагрузки сплавов на основе Ni3Al 3.1. Образцы и методика 3.2. Ni3(Al, Nb), НТ-деформация и последующий нагрев 3.3. Ni3(Al, Nb), деформация при промежуточных температу- рах и последующий нагрев 3.4. Ni3(Al, Nb), ВТ-деформация и последующий нагрев 3.5. ВКНА-4У: НТ-деформация и последующий нагрев 3.6. Ni3Fe: НТ-деформация и последующий нагрев 4. Автоблокировка дислокаций в интерметаллиде Ni3Ge 4.1. Образцы и методика БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 109 4.2. Ni3Ge, ВТ-деформация и последующий нагрев без нагрузки 4.3. Ni3Ge, ВТ-деформация и последующее медленное охла- ждение 5. Термоактивированное вытягивание сверхдислокаций и оди- ночных дислокаций вдоль выделенных направлений в TiAl 5.1. Температурная зависимость предела текучести 5.2. Дислокации различных типов 5.2.1. Скользящие конфигурации 5.2.2. Заблокированные конфигурации 5.3. TiAl, НТ-деформация и последующий нагрев при T  Tmax 5.4. TiAl, НТ-деформация и последующий нагрев при T  Tmax 6. О возможности автоблокировки дислокаций в различных мате- риалах 6.1. Поиск материалов 6.2. ОЦК-металлы: образцы и методика 6.3. Fe, деформация и последующий нагрев без нагрузки 6.4. Mo, деформация и последующий нагрев без нагрузки 6.5. Mo, деформация и последующее медленное охлаждение 7. Обнаружение автоблокировки дислокаций в магнии 7.1. Температурная зависимость предела текучести 7.2. Дислокации различных типов 7.3. Образцы и методика 7.4. Mg, деформация монокристалла и быстрое охлаждение 7.5. Mg, деформация монокристалла и медленное охлаждение 8. Автоблокировка дислокаций: новая концепция 8.1. Двухдолинный и однодолинный потенциальный рельеф дислокации 8.2. Вытягивание дислокации в отсутствие внешнего напря- жения 8.3. Разность глубины долин как причина автоблокировки дислокаций 8.4. Цепочка перегибов 9. Характерные времена образования и распространения двойных перегибов 9.1. Соотношения между характерными временами и анома- лия предела текучести 9.2. Соотношения между характерными временами и автобло- кировка 10. Октаэдрическое скольжение и автоблокировка 11. Кубическое скольжение и автоблокировка 11.1. Потенциальный рельеф дислокации при кубическом скольжении 11.2. Напряжение включения дислокационного источника с учетом блокировки 11.3. Исчезновение октаэдрического скольжения при высоких 110 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. температурах 12. Пирамидальное скольжение и автоблокировка 12.1. Двухдолинный потенциальный рельеф (c  a)-дислокации в магнии 12.2. Сравнение с кубическим скольжением в интерметаллидах 13. Двухдолинный потенциальный рельеф сверхдислокаций и одиночных дислокаций в TiAl 13.1. Сверхдислокации 13.2. Одиночные дислокации 14. Реконструкция потенциального рельефа дислокации с помо- щью эффекта автоблокировки 14.1. Нахождение предельного для автоблокировки угла  14.2. Реконструкция потенциального рельефа дислокации 15. Заключение 1. ВВЕДЕНИЕ Странности деформационного поведения интерметаллидов выде- ляют их среди других материалов. В первую очередь это темпера- турная аномалия предела текучести y(T), а именно рост y(T) с ро- стом температуры в некотором температурном интервале. Значи- тельно позже была обнаружена еще одна странность: блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения. Механизмы блокировки дислокаций, определяющие деформаци- онное поведение материалов, несмотря на их многообразие, можно разделить на две группы. В первой — точечная блокировка, обу- словленная центрами закрепления. Во второй — линейная блоки- ровка, обусловленная разными причинами: дислокационными ре- акциями, столкновением дислокаций с доменными границами и наконец, собственными дислокационными превращениями. Имен- но собственные превращения, присущие дислокации как линейно- му дефекту и происходящие без участия других дислокаций [1], со- ставляют объект настоящего исследования. Независимо от деталей превращений общим является то, что выигрыш в энергии дислока- ции достигается ценой потери ее подвижности: скользящая дисло- кация превращается в дислокационный барьер. Ось барьера пред- ставляет собой выделенное направление, вдоль которого происхо- дит переход в низкоэнергетическую конфигурацию. Собственные превращения дислокаций играют главную роль в пластической де- формации интерметаллидов, являясь причиной температурной аномалии предела текучести. Здесь проявляется специфика интер- металлидов: термоактивированным является образование барье- ров, а не только их обратное превращение в скользящие дислока- ции, как обычно [2–8]. В цитируемых работах излагаются пред- ставления о внутреннем строении сверхдислокаций, их расщепле- БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 111 нии и перерасщеплении, структуре ядра сверхчастичных и одиноч- ных дислокаций, механизмах их торможения, термоактивирован- ных превращениях дислокаций в барьеры и обратных превращени- ях; предлагаются различные модели поведения дислокаций, раз- личные подходы к описанию процесса пластической деформации с учетом блокировки дислокаций и дислокационных источников. Но никогда не возникал вопрос: а возможна ли блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения? История проблемы. Используя простую модель, мы попытались доказать возможность блокировки при нулевом внешнем напряже- нии (автоблокировки) за счет действия некоторого фактора, свя- занного с внутренней структурой сверхдислокации. С этой же це- лью была осуществлена постановка экспериментов, каждый из ко- торых состоял из двух ступеней: пластическая деформация с задан- ной скоростью и последующий нагрев без нагрузки. Первоначально эксперименты проводились для монокристаллов Ni3(Al, Nb). Ис- пользовалась как низкотемпературная (НТ), так и высокотемпера- турная (ВТ) деформация. Нагрев без нагрузки проводился при раз- личных температурах, как ниже, так и выше температуры Tmax пи- ка предела текучести y(T). Исходная дислокационная структура состоит из криволинейных дислокаций, лежащих в плоскостях октаэдра после НТ-деформа- ции и в плоскостях куба после ВТ-деформации. Нагрев без нагрузки после предварительной деформации, как низкотемпературной, так и высокотемпературной, приводит к радикальному изменению дислокационной структуры: скользящие сверхдислокации пре- вращаются в барьеры. Это и есть эффект автоблокировки. Следует подчеркнуть, что автоблокировка дислокаций происходит в мас- сивном образце (а не in situ) после деформации и отжига. В результате ТЭМ-анализа показано, что дислокационная струк- тура после нагрева без нагрузки не повторяет наблюдаемую при ди- намическом нагружении. При нагреве после НТ-деформации барь- еры принадлежат кубической плоскости поперечного скольжения, а при нагреве после ВТ-деформации — первичным кубическим плоскостям скольжения. Отсюда следует, что при нагреве без нагрузки барьеры обнаружены также и в том температурном интер- вале, где они отсутствуют при динамическом нагружении, включая барьеры, вообще ненаблюдаемые при динамическом нагружении. После наблюдения в монокристаллах Ni3(Al, Nb) автоблокировки дислокаций возникла парадоксальная ситуация. В одних случаях, а именно, когда сверхдислокации после НТ-деформации первона- чально лежат в плоскостях октаэдра, автоблокировку действитель- но можно объяснить с помощью предложенной модели. Однако, в других случаях, когда сверхдислокации после ВТ-деформации пер- воначально лежат в плоскостях куба, наблюдение автоблокировки 112 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. выходит за рамки модели. Можно показать, что в этом случае суще- ствует другой стимул для автоблокировки, который связан с изме- нением линейной энергии дислокации при вытягивании вдоль вы- деленного направления. Подобные эксперименты были проведены для сложнолегирован- ного сплава ВКНА-4У, содержащего 90% -фазы. Именно для этого сплава мы впервые наблюдали автоблокировку дислокаций. Суще- ственно, что автоблокировка наблюдалась только для упорядочен- ной -фазы и не наблюдалась для разупорядоченной. Эксперименты по нагреву без нагрузки после предварительной деформации проведены для упорядоченного сплава Ni3Fe, для кото- рого в некоторых работах наблюдается слабый пик y(T) вблизи 300С. Предполагалось, что если в результате указанных экспери- ментов в упорядоченном сплаве Ni3Fe не будут обнаружены дислока- ционные барьеры, то это будет свидетельствовать о том, что проис- хождение слабого пика на кривой y(T) не связано с дислокационны- ми превращениями, подобными наблюдаемым в сплавах типа Ni3Al. Далее были проведены эксперименты по нагреву без нагрузки по- сле предварительной деформации TiAl. Мы попытались выяснить, возможна ли в TiAl блокировка каждого из трех типов дислокаций: сверхдислокаций (с векторами Бюргерса 101 и 1/2 112) и одиноч- ных дислокаций. После наблюдения в TiAl автоблокировки дисло- каций всех трех типов вновь возникла нестандартная ситуация. Ав- тоблокировка сверхдислокаций находит объяснение в рамках раз- витых ранее представлений. Однако автоблокировка одиночных дислокаций требует совсем другого стимула. Таким образом, совокупность экспериментальных результатов делает необходимым рассмотрение более общей проблемы термоак- тивированных переходов между долинами потенциального релье- фа, присущего дислокациям любого типа. Именно такие переходы при определенных условиях приводят к вытягиванию дислокаций в различных материалах. Для сравнения с интерметаллидами мы использовали ОЦК-ме- таллы; армко-Fe (далее, для краткости, Fe) и Mo. Общим для ОЦК- металлов и изучаемых интерметаллидов Ni3(Al, Nb) и TiAl, имею- щих ГЦК- и ГЦТ-решетки соответственно, является наличие двух форм дислокаций: прямолинейной и криволинейной. В ОЦК-ме- таллах прямолинейные дислокации наблюдаются после деформа- ции при низких температурах, а в интерметаллидах — в области аномального хода y(T) при промежуточных температурах. Целью экспериментов было выяснить, превращаются ли в ОЦК-металлах при нагреве без нагрузки криволинейные дислокации в прямоли- нейные подобно тому, как это происходит в интерметаллидах, т.е. выяснить вопрос о возможности автоблокировки дислокаций в ОЦК-металлах. Для сравнения с интерметаллидами не имело БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 113 смысла выбирать ГЦК-металлы, в которых при пластической де- формации дислокации не наблюдаются в прямолинейной форме. Такую форму имеют лишь дислокационные барьеры типа Ломер– Коттрелла–Хирта, но они возникают не в результате перестройки отдельной дислокации, а в результате столкновения дислокаций, принадлежащих различным системам скольжения. Отсутствие эффекта автоблокировки в ОЦК-металлах мы связы- ваем с однодолинным характером потенциального рельефа дисло- каций, тогда как наблюдение в интерметаллидах обоих эффектов — аномалии предела текучести и автоблокировки — с двухдолинным характером рельефа. Обнаружение эффекта автоблокировки дисло- каций, принадлежащих кубическим системам скольжения, внача- ле для Ni3(Al, Nb), а затем для Ni3Ge является доказательством двухдолинного характера потенциального рельефа сверхчастичных дислокаций в этих материалах. Была предпринята попытка рекон- струкции рельефа, в результате чего были получены оценки отно- шения глубины долин для дислокаций в Ni3Ge. И все-таки удалось наблюдать автоблокировку дислокаций в чи- стом металле. Оказалось, что это Mg, где автоблокировку испыты- вают только дислокации определенного типа: (с  a)-дислокации в пирамидальной плоскости II-го рода. Мы полагаем, что наблюдение или ненаблюдение автоблокиров- ки дислокаций в различных материалах являются тем инструмен- том, который позволяет восстановить характер потенциального ре- льефа дислокации и ответить на вопрос, является ли он однодолин- ным или двухдолинным. Настоящая работа включает в себя результаты как эксперимен- тального, так и теоретического исследования эффекта автоблоки- ровки дислокаций в различных материалах. Ввиду большого объе- ма мы приводим лишь типичные микрофотографии, помогающие выявить наиболее существенные черты явления. Кривые y(T) для исследуемых материалов приведены в соответствующих главах. 2. СВЕРХДИСЛОКАЦИЯ КАК СКОПЛЕНИЕ Предсказана возможность термоактивированной блокировки сверхдислокаций в отсутствие внешних напряжений. Выявлен фактор, который связан с внутренней структурой сверхдислокации и инициирует ее блокировку, благодаря созданию некоторой эф- фективной силы. Независимо от пути, которым происходит пере- стройка, а также от деталей строения барьера, роль указанного фактора является определяющей. Сформулированы условия, при которых становится возможным образование барьеров при нагреве без нагрузки после предварительной деформации и невозможным их разрушение [9–12]. 114 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. 2.1. Различные конфигурации сверхдислокации Необычное деформационное поведение интерметаллидов, в конеч- ном счете, связано с потерей некоторых элементов симметрии при упорядочении. Прежде всего, это касается трансляционных эле- ментов симметрии: в большинстве случаев пропадают наименьшие трансляции, остаются лишь кратные. В результате носителями пластической деформации являются сверхдислокации с большими векторами Бюргерса. Пропадают наименьшие трансляции — воз- никает соответствующий набор антифазных границ (АФГ). Пони- жение энергии сверхдислокации достигается за счет ее расщепле- ния на сверхчастичные с векторами Бюргерса b, связанными друг с другом полосой АФГ. Реализация расщепления в плоскости, где энергия АФГ  меньше, чем энергия  в другой плоскости, приводит к выигрышу энергии, который приближенно равен ( , )lnE      b b , (1)  1 2 1 2 1 2 ( , ) (1 ) 2 (1 )          b b e e s s , (2) где e и s — краевая и винтовая компоненты вектора Бюргерса соот- ветственно;  — модуль сдвига;  — коэффициент Пуассона. Для сверхструктуры L12 (рис. 1) сверхдислокация с вектором Бюргерса 101, расщеплена на сверхчастичные a/2101, связан- ные в плоскости октаэдра полосой АФГ с энергией . Каждая из сверхчастичных расщеплена, в свою очередь, на частичные a/6112, связанные полосой комплексного дефекта упаковки (КДУ). Такой дефект упаковки приближенно можно представить Рис. 1. Сверхструктура L12. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 115 как суперпозицию обычного дефекта упаковки и АФГ. Будем использовать символику Томпсона для обозначения векто- ров Бюргерса и плоскостей скольжения дислокаций. На рис. 2 изоб- ражен тетраэдр Томпсона, построенный внутри кубической ячейки с ребром, равным a/2. Векторы сдвига 1/2 110 имеют обозначения типа BA, векторы частичных сдвигов 1/6 112 обозначаются как B и т.д. Расщепление сверхдислокации на частичные приведено на рис. 3, а. В результате термоактивированного перерасщепления винтовая сверхдислокация превращается в барьер Кира–Вильсдорфа. Этот ба- рьер состоит из тех же расщепленных сверхчастичных, но связан- ных друг с другом полосой АФГ в плоскости куба, имеющей энер- гию . Различные заблокированные конфигурации схематически изображены на рис. 3, б–г. Стимулом к образованию барьера Кира– Вильсдорфа является, как известно, анизотропия энергии АФГ, ко- Рис. 2. Тетраэдр Томпсона. а б в г Рис. 3. Скользящая (а) и заблокированные конфигурации сверхдислокации: незавершенные (б) и завершенные (в, г) барьеры Кира–Вильсдорфа; l — ве- дущая, t — ведомая сверхчастичные; жирными линиями обозначены ком- плексные дефекты упаковки; тонкими линиями — АФГ в плоскостях окта- эдра и куба, незавершенные барьеры (б), в отличие от завершенных (в, г), содержат полосу АФГ не только в плоскости куба, но и в плоскости октаэдра. 116 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. торая проявляется в том, что   . Фактически существует множе- ство барьеров с меняющейся при перестройке шириной в плоскости куба, как незавершенных (рис. 3, б), так и завершенных (рис. 3, в, г). Но основу их перестройки составляет один и тот же термоакти- вированный процесс поперечного скольжения в плоскость куба винтовой сверхчастичной дислокации, расщепленной в плоскости октаэдра. Энергия активации этого процесса различна в зависимо- сти от того, является ли данная сверхчастичная ведущей (или ведо- мой), т.е. движется первой (или последней) в приложенном внеш- нем поле напряжений. В наиболее простом варианте процесс превращения некоторой начальной дислокационной конфигурации в конечную состоит из последовательных шагов: рекомбинации соответствующих дисло- каций вдоль линии пересечения первичной плоскости с плоскостью поперечного скольжения и последующего прогиба возникающего в результате рекомбинации дислокационного сегмента. Такой про- цесс осуществляется посредством зарождения и распространения двойных перегибов. В зависимости от критических размеров таких конфигураций, как двойной перегиб или изогнутый сегмент, реа- лизуются различные варианты [13], которые схематически изоб- ражены на рис. 4. В любом случае для образования двойного пере- гиба необходима, помимо работы внешнего напряжения, получае- Рис. 4. Различные варианты образования двойного перегиба: i — без стадии прогиба сегмента; ii–vi — после достижения критического прогиба [14]. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 117 мая от термических флуктуаций энергия активации. Под внешним имеется в виду упругое поле, создаваемое внешним по отношению к данной дислокации источником, а не только внешней нагрузкой. Далее мы вычисляем силу, содействующую образованию двойного перегиба на сверхчастичной дислокации. 2.2. Роль ведомой дислокации в процессе поперечного скольжения ведущей Рассмотрим, каким образом проявляется при блокировке сверх- дислокации не только поле внешних напряжений, но и упругое взаимодействие сверхчастичных, связанных друг с другом полосой АФГ. Пусть сверхдислокация с вектором Бюргерса 2b расположена в плоскости октаэдра (с нормалью n) и состоит из сверхчастичных, связанных полосой АФГ с энергией . Одна из сверхчастичных (ве- дущая) фиксирована чем-либо (например, ступеньками), другая (ведомая) — подвижна. Такая конфигурация схематически изоб- ражена на рис. 5 для рассматриваемого здесь случая, когда можно пренебречь расщеплением сверхчастичных. Действующие вблизи оси ведущей дислокации сдвиговые компоненты напряжения eff bn в плоскости октаэдра и eff  bn в плоскости куба (с нормалью n) могут быть записаны в виде: ( , ) ( , )eff effK b b d       b n bn bn b b , (3) ( , ) ( , )eff effK b b d           b n bn bn b b , (4) 0 ( )f   bn b,n , (5) Рис. 5. Равновесная конфигурация сверхдислокации в плоскости октаэд- ра: ведущая (l) сверхчастичная фиксирована, ведомая (t) подвижна. 118 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. 0 ( )f    bn b,n , (6) здесь d — равновесная ширина сверхдислокации в плоскости окта- эдра, bn и bn — компоненты внешнего напряжения; 0 — аксиаль- ное внешнее напряжение; f(b, n), f(b, n ) — факторы Шмида; 1/ 3  nn . Очевидно, что равновесная ширина d дислокационной конфигу- рации (фиксированная ведущая–скользящая ведомая) определяет- ся из условия обращения в нуль силы, действующей на единицу длины ведомой: ( , ) 0b d       bn b b , (7) отсюда ( , ) ( + )d b    bn b b . (8) Предположим, что на ведущей дислокации возникает стянутый сегмент с вектором Бюргерса b вдоль линии пересечения плоско- стей октаэдра и куба. Начинается прогиб сегмента посредством вы- брасывания двойных перегибов в ту или иную плоскость. Вблизи указанной линии пересечения, перпендикулярно ей, на единицу длины стянутого сегмента действуют сила ( , ) effK b n в плоскости окта- эдра и сила ( , ) effK b n в плоскости куба. Здесь нижними индексами обо- значены системы скольжения. С учетом (3), (4) получаем следую- щие выражения: ( , ) ( , )effK b d       b n bn b b , (9) ( , ) ( , )effK b d          b n bn b b . (10) Здесь, в правой части каждого из выражений (9), (10), первое слага- емое описывает силу со стороны внешних напряжений, второе — со стороны упругого поля ведомой дислокации, третье — поверхност- ное натяжение АФГ. Из (8) получаем: ( , ) b d       bn b b . (11) Подставляя (8) и (11) в (9) и (10), получаем: ( , ) 0 2 ( , ) effK b f  b n b n , (12)  ( , ) 0 ( , ) ( , ) effK b f f          b n b n b n . (13) БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 119 Как видно из (12) и (13), величина ( , ) effK b n состоит из двух частей: одна, подобно ( , ) effK b n , зависит от 0, а другая не зависит. Выражение (12) отражает факт концентрации (n0) напряжения в голове скоп- ления, состоящего из n (в данном случае из двух) дислокаций. Про- исхождение слагаемого  в (13), как следует из (11), связано с ве- личиной (b, b)/d, т.е. с проекцией на плоскость куба радиальной силы упругого отталкивания, действующей на ведущую дислока- цию со стороны ведомой. Сравнивая (12) и (13), следует принимать во внимание, что, как правило, выполняется следующее соотношение: 0 b   . (14) Если бы это соотношение не выполнялось, то носителями пластиче- ской деформации были бы не сверхдислокации, а сверхчастичные, оставляющие за собой полосу АФГ и требующие для этого напря- жения /b. Лишь при сильной деформации величина напряжения становится достаточной, чтобы вызвать распад сверхдислокации на сверхчастичные. Из сравнения экспериментальных значений /b и 0 следует, что в обычных условиях величина /b превосходит 0 в несколько раз, или в некоторых случаях даже на порядок. Исполь- зуя типичные значения   200–300 мДж/м2, b  0,2 нм, получаем /b  (1–1,5)103 МПа. Учитывая, что 0  (1,5–3)102 МПа, убежда- емся в справедливости соотношения (14). Еще одним аргументом, подтверждающим справедливость (14), является стабильность барьеров Кира–Вильсдорфа (рис. 3, б–г). Ес- ли бы это соотношение не выполнялось, то после ухода в плоскость куба и последующего октаэдрического расщепления сверхчастич- ные продолжали бы скользить в плоскостях октаэдра, оставляя за собой полосы АФГ. Однако это не происходит. Таким образом, как следует из (12), (13), разница между величи- нами ( , ) effK b n и ( , ) effK b n определяется, в основном, величиной     , которая не зависит от 0. Слагаемое  способствует, а  препят- ствует прогибу стянутого сегмента в плоскость куба. В том случае, когда 0  0, из (11) получаем, что в выражении для упоминаемой выше силы (b, b)/d остается лишь одно слагаемое, которое равно  и не зависит от напряжения. Выражения для эф- фективных сил (12), (13) принимают вид: ( , ) 0 effK  b n , (15) ( , ) effK      b n . (16) Как видно из (16), условием того, что ( , ) 0 effK  b n при 0  0, являет- ся соотношение 120 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. 0    . (17) Возникает вопрос, почему при нулевой силе ( , ) effK b n в плоскости октаэдра, тем не менее, остается ненулевая и положительная сила ( , ) effK b n в плоскости куба. В конечном счете, это связано с тем, что, как видно из (9), (10), величина ( , ) effK b n не является проекцией си- лы ( , ) effK b n на плоскость куба. Выполнение неравенства (17) означает возможность при нулевом напряжении поперечного скольжения сверхчастичной, которое приводит к последующей блокировке сверхдислокации. Таким об- разом, неравенство (17) является необходимым условием автобло- кировки. 2.3. Некоторые следствия условия автоблокировки Сравнение с поперечным скольжением в ГЦК-металле. В этом слу- чае сила ( , ) K b n , которая действует в голове скопления, состоящего из двух дислокаций, и способствует поперечному скольжению в ок- таэдрическую плоскость (с нормалью n ), может быть записана в виде:  ( , ) 0 ( , ) ( , )K b f f    b n b n b n , (18) где 1/ 3  nn . Здесь влияние ведомой сводится к слагаемому 0 ( , )b f  b n . Аналогичное слагаемое в (13) отличается от него только числен- ным коэффициентом . Однако, в (13) имеется дополнительное сла- гаемое (  ), которое и определяет разницу между величинами ( , ) effK b n и ( , ) K b n . В том случае, когда выполняется условие (17), такая разница между величинами ( , ) effK b n и ( , ) K b n может объяснить, почему попереч- ное скольжение в исследуемых интерметаллидах является суще- ственно более легким процессом, чем в обычных ГЦК-металлах. Действительно, в интерметаллидах поперечное скольжение наблю- дается на пределе текучести, вызывая его температурную анома- лию, тогда как поперечное скольжение в ГЦК-металлах наблюдает- ся лишь при развитой пластической деформации, вызывая переход от II к III стадии. Интерметаллид; 001-ориентировка. В этом случае фактор Шмида f(b, n )  0. Несмотря на это, эффективная сила в плоскости куба ( , ) effK b n , согласно (10), (11), остается неравной нулю и определяется выражением: ( , ) 0 ( , ) ( , ) effK b f d               b n b b b n . (19) БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 121 Мы полагаем, что именно сила (b, b)/d, действующая со сторо- ны ведомой дислокации на ведущую и содействующая ее уходу в плоскость куба, делает возможным образование барьеров при ори- ентировках типа 100. Интерметаллид (нагрев без нагрузки). Выполнение неравенства (17) обеспечивает возможность поперечного скольжения без помо- щи внешнего напряжения, только посредством термических флук- туаций. На первый взгляд, это кажется странным. Действительно, трудно представить, чтобы, например, в ГЦК-металле, дислокация ушла в плоскость поперечного скольжения сама по себе, при нуле- вом напряжении. Условие (17), может выполняться только при наличии анизотро- пии энергии АФГ:   . (20) Это означает, что при   0 возможно поперечное скольжение сверх- частичной только в плоскость с меньшей энергией АФГ. В том случае, когда сверхдислокация первоначально лежит в плоскости куба, сила, содействующая поперечному скольжению сверхчастичной в октаэдрическую плоскость, может быть записана в виде  ( , ) 0 ( , ) ( , ) effK b f f          b n b n b n . (21) Отсюда сразу получаем, что при нулевом внешнем напряжении поперечное скольжение сверхчастичной в плоскость октаэдра тре- бует выполнения условия: 0    , (22) что противоречит соотношению (20) между энергиями АФГ. Как показано выше, благодаря содействию ведомой дислокации становится возможным выбрасывание двойных перегибов и их рас- пространение в плоскости куба даже без нагрузки. Естественно, что этот процесс в любом случае требует термической активации. Но, прежде всего, необходимо образование перетяжки на расщеплен- ной сверхчастичной дислокации. Однако при 0  0 перетяжки не могут образоваться, поскольку ( , ) 0 effK  b n . Поэтому необходимо наличие уже «готовых» перетяжек на сверхчастичной. Такие пере- тяжки могут возникать, например, за счет пересечения с дислока- циями «леса» в процессе предварительной деформации. Действи- тельно, пересечение с дислокациями «леса» приводит, как извест- но, к образованию ступенек, вблизи которых дислокации имеют стянутую форму. Следует подчеркнуть, что многочисленные пере- 122 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. тяжки, связанные с точками закрепления, действительно наблю- даются на дислокациях в различных материалах, например, в Si, Ge [14], сплавах Cu [15]. Как следует из проведенного теоретического анализа, термоак- тивированная блокировка дислокаций в отсутствие внешнего напряжения возможна, если выполняются следующие условия:  наличие готовых перетяжек на исходных дислокациях;  соотношение    между энергиями АФГ в плоскостях окта- эдра и куба. Возникает вопрос, не может ли поле внутренних напряжений, со- зданных исходной дислокационной структурой, вызвать автобло- кировку. Мы полагаем, что это невозможно по следующей причине. Поскольку распределение дислокаций является хаотическим, то хаотическим является и распределение средних квадратичных ком- понент упругих напряжений. Для такого распределения нельзя найти направление, которое чем-либо выделялось среди других. Это значит, что последующее вытягивание дислокаций, приводящее к их блокировке при нагреве без нагрузки, невозможно. Таким образом, на основе простой модели (сверхдислокация как скопление) высказано предположение о возможности термоактиви- рованной блокировки сверхдислокаций в отсутствие внешних напряжений. Выявлена особенность внутренней структуры сверх- дислокации: пара дислокаций представляет собой систему с силь- ной связью. Благодаря действию одной из дислокаций, другая по- падает в ловушку, а в результате в ловушке оказываются обе. 1 С це- лью проверки концепции была предложена постановка экспери- ментов по нагреву без нагрузки после предварительной деформации интерметаллидов. Результаты излагаются далее. Одни из них до- статочно хорошо описываются с помощью простой модели, другие выходят за ее рамки. 3. НАБЛЮДЕНИЕ ЗАБЛОКИРОВАННЫХ СВЕРХДИСЛОКАЦИЙ ПРИ НАГРЕВЕ БЕЗ НАГРУЗКИ СПЛАВОВ НА ОСНОВЕ Ni3Al Излагаются результаты экспериментов, включающих нагрев без нагрузки после предварительной деформации интерметаллидов на основе Ni3Al, как низкотемпературной, так и высокотемпературной [16–20]. Обнаружено радикальное изменение дислокационной структуры. Выявлена характерная особенность автоблокировки: 1 Ситуация с блокировкой дислокации без нагрузки, на первый взгляд, кажется странной, напоминая историю с бароном Мюнхаузеном, который сам себя за волосы вытаскивает из болота. Еще более подходит другая ана- логия: два кандальника связаны цепью, один сталкивает другого в яму, и в результате в яму попадают оба. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 123 барьеры образуются, но не разрушаются. Указанная особенность наблюдалась не только для монокристаллов Ni3(Al, Nb), но и для монокристаллов двухфазного сложнолегированного сплава ВКНА- 4У, содержащего 90% -фазы. На примере упорядоченного сплава Ni3Fe показана принципиальная возможность использования экс- периментов по нагреву без нагрузки для анализа природы темпера- турной аномалии y(T). 3.1. Образцы и методика В качестве объекта исследования использовались монокристаллы Ni3(Al, Nb). Монокристаллы выращивались по методу Бриджмена и подвергались гомогенизационному отжигу в течение 100 часов при температуре 1473 К. Образцы в форме призмы с квадратным сечением 33 мм и высо- той 8 мм вырезали электроискровым способом с использованием гониометрической приставки для рентгенографического анализа их ориентации. Деформацию осуществляли осадкой на величину 2– 3,5% со скоростью порядка 0,5 мм/мин. Последующий нагрев без нагрузки проводился при различных температурах, после чего об- разец охлаждался на воздухе. Ориентацию образцов определяли с помощью рентгенографического анализа по методу Лауэ-эпиграмм. Рис. 6. Температурная зависимость предела текучести y(T) для монокри- сталлов Ni3(Al, Nb), имеющих различную ориентацию. 124 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. Дислокационную структуру изучали методами электронной про- свечивающей микроскопии на микроскопе JEM 200CX. Идентифи- кация дислокаций проводилась методом gb-анализа. На рисунке 6 приведена температурная зависимость предела те- кучести y(T) для монокристаллов Ni3(Al, Nb), имеющих различ- ную ориентацию [21]. Температура пика Tmax меняется в пределах (750–950С) [21], (750–1150С) [22]. Выбор ориентировки образца при проведении деформации опре- делялся тем, чтобы исключить множественное скольжение и упро- стить последующий анализ дислокационной структуры. При ори- ентировке [251] первичной является одна октаэдрическая система скольжения. Максимальный фактор Шмида (f  0,490) при этом имеет, как видно из табл. 1, система DI. Следующий по величине ТАБЛИЦА 1. Наибольшие факторы Шмида для различных систем сколь- жения. Вектор Бюргерса Плоскость (111) (111) (100) (010) [011] DI 0,490 [011 ] DII 0,435 [011] 0,283 [011 ] 0,189 [101 ] 0,354 [011] 0,283 а б Рис. 7. Первичные октаэдрические (а) и кубические (б) системы скольже- ния; заштрихованы первичные {111} плоскости. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 125 фактор Шмида (f  0,435) имеет октаэдрическая система DII. Век- торы Бюргерса для указанных систем скольжения параллельны диагоналям грани куба (100), которые выделены на рис. 7, а. Здесь же показаны {111} плоскости скольжения, соответствующие систе- мам DI и DII. По отношению к ним плоскость (100) является плос- костью поперечного скольжения. Кроме того, в последних двух строках табл. 1 приведены факторы Шмида для кубических систем скольжения с наибольшими факторами Шмида, т.е. для первичных кубических систем скольжения. Соответствующие векторы Бюр- герса параллельны диагоналям граней куба (010) и (100), которые показаны на рис. 7, б. На рисунке 8 представлена общая схема проведенных экспери- ментов по деформации и нагреву без нагрузки сплава Ni3(Al, Nb). Низкотемпературная деформация (НТ) проводилась при темпера- туре жидкого азота (196С), после чего проводился нагрев без нагрузки при различных температурах: 1 — 100С, 2 — 200С, 3 — 500С, 4 — (500  800)С, причем температуры 1 и 2 находятся ниже температуры пика Тmax, а 3 и 4 выше. Высокотемпературная дефор- мация (ВТ) — 800С, последующий нагрев при температурах: 1 — 200С (ниже Тmax), 2 — 800С (выше Тmax). Также была проведена предварительная деформация при промежуточной температуре (ПТ) — 300С с последующим нагревом без нагрузки при темпера- Рис. 8. Схема экспериментов по деформации и нагреву без нагрузки Ni3(Al, Nb). 126 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. туре 1 — 800С. З.2. Ni3(Al, Nb), НТ-деформация и последующий нагрев Монокристаллы Ni3(Al, Nb) с ориентировкой [251 ] деформировали при температуре 196С. На рисунке 9 приведены микрофотогра- фии дислокационной структуры, наблюдаемой после НТ- деформации. Как видно из рис. 9, это типичная для низких темпе- ратур дислокационная структура сплавов типа Ni3Al, состоящая из криволинейных дислокаций в плоскостях октаэдра. Последующий нагрев без нагрузки проводили при 100С в течение 10 и 15 мин. До- статочно низкая температура нагрева была выбрана для того, чтобы сделать возможным наблюдение начальных стадий блокировки. При ТЭМ-изучении дислокационной структуры вектор Бюр- герса b определяли на основе gb-анализа, а оси дислокаций — по их проекциям в трех сечениях обратной решетки с использованием со- ответствующей программы. На рисунке 10, а приведено светлопольное изображение дисло- кационной структуры в плоскости (100) после деформации   3% при 196С. Наблюдаются криволинейные дислокации. На рисунке 10, б приведено светлопольное изображение дислокационной структуры после последующего отжига при 100С, 10 мин. Видно, что уже при таком нагреве наблюдаются практически прямолиней- ные, вытянутые в одном направлении дислокации, обозначенные как I. Ось этих дислокаций определена как [011 ]. Вектор Бюргерса также направлен вдоль [011 ], что однозначно подтверждено исчез- новением контраста на дислокациях в рефлексах: [311] и [111]. Пример такого погасания приведен на темнопольном снимке для а б Рис. 9. Дислокационная структура монокристаллов Ni3(Al, Nb) с ориента- цией [ 251] после деформации при 77 К: а — плоскость фольги параллель- на первичной плоскости скольжения (111); б — плоскость фольги парал- лельна плоскости (100). БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 127 g  [311] (рис. 10, в). В данном случае наблюдается система сколь- жения DII. Это свидетельствует об отклонении от точной ориенти- ровки [251] , при которой можно было ожидать наблюдения только системы DI. На рисунке 10, б можно видеть начальные стадии вытягивания дислокации вдоль выделенного направления, каким в данном слу- чае является направление вектора Бюргерса: наблюдается переход от криволинейного сегмента к прямолинейному. Микрофотографии, полученные после нагрева образцов при 200С, 20 мин и 500С, 1 ч, приведены на рис. 11, а после нагрева (500С, 1 ч  800С, 1 ч) — на рис. 12. Видно, что после нагрева, независимо от температуры, наблюдаются длинные заблокирован- ные прямолинейные сегменты. Согласно рисункам 11, 12, барьеры имеют взаимно перпендикулярные оси, которые, если учесть выбор плоскости фольги, лежат в плоскостях (100). Из направлений тако- го типа сразу выбираем диагонали грани (100), поскольку именно Рис. 10. Ni3(Al, Nb): НТ-деформация и последующий нагрев без нагрузки; плоскость фольги (130 ); а — с.п. изображение дислокационной структуры после деформации при 196С; б — с.п. панорамное изображение после дополнительного отжига при 100C, 10 мин; в — т.п. снимок, g  [311], о.з. [130 ]. а б Рис. 11. Дислокационная структура после деформации при 77 К и после- дующего нагрева: а — 200С, 20 мин; б — 500С, 1 ч. Плоскость фольги параллельна плоскости (100) поперечного скольжения. 128 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. они принадлежат одновременно плоскостям октаэдра и куба. С по- мощью gb-анализа показано, что заблокированные дислокации яв- ляются винтовыми. Ось дислокаций однозначно определялись по их проекциям в трех различных сечениях обратной решетки: (100), (121 ), (411), с последующей компьютерной обработкой. Для опре- деления вектора Бюргерса использовался анализ контраста дисло- каций в различных рефлексах. На рисунке 12, б показано исчезновение контраста от дислока- ции 1 в рефлексе g  [022 ], а на рис. 12, в, г — от дислокации 2 в ре- флексах g  [111] и g  [111 ]. Это возможно лишь в случае, если векторами Бюргерса дислокаций 1 и 2 являются b1  [011] и b2  [011 ], так что заблокированные дислокации, действительно, являются винтовыми. Исходные дислокации с такими векторами Бюргерса принадлежат, как видно из рис. 7, а, системам скольже- ния DI и DII соответственно. Отсюда следует, что обе эти системы были действующими при НТ-деформации. Это свидетельствует об отклонении от точной ориентировки [251 ], при которой можно бы- ло ожидать наблюдения только системы DI. Действительно, как показали рентгенографический и электронно-микроскопический а б в г Рис. 12. Дислокационная структура после деформации при 77 К и после- дующего нагрева (500С, 1 ч  800С, 1 ч). Плоскость фольги параллельна плоскости (100) поперечного скольжения. а — светлопольное изображе- ние; б — темнопольное изображение, g  [022 ], о.з. [100]; в — темнополь- ное изображение, g  [111], о.з. [123 ]; г — темнопольное изображение, g  [111], о.з. [121 ]. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 129 анализы, ориентировка отклоняется от точной не менее чем на 3. 3.3. Ni3(Al, Nb), деформация при промежуточных температурах и последующий нагрев Монокристаллы Ni3(Al, Nb) деформировали при температуре 300С из температурного интервала, в котором при динамическом нагру- жении наблюдается аномальный ход предела текучести y(T). На рис. 13, а приведены микрофотографии дислокационной структу- ры, наблюдаемой после предварительной деформации. Это харак- терная для данного температурного интервала структура, состоя- щая из заблокированных дислокаций. Обращает на себя внимание сходство данной структуры (рис. 13, а) с наблюдаемой в результате нагрева после НТ-деформации (рис. 11, 12): в обоих случаях оси ба- рьеров взаимно перпендикулярны. При последующем нагреве дис- локационная структура, изображенная на рис. 13, а, практически сохраняется (рис. 13, б). Это показывает стабильность барьеров от- носительно повышения температуры без нагрузки, тогда как при Рис. 13. Деформация при 300С (а) и последующий нагрев при 800С, 1 ч (б); плоскость фольги параллельна плоскости (100). Рис. 14. Дислокационная структура после деформации при 800С. Плос- кость фольги параллельна первичной плоскости (010). 130 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. динамическом нагружении при T  Тmax барьеры не наблюдаются. Из сравнения ТЭМ-изображений сверхдислокаций на рис. 13, а и 13, б можно видеть, что после нагрева прямолинейный характер дислокационных линий еще более усиливается: исчезают супер- кинки и криволинейные сегменты. 3.4. Ni3(Al, Nb), ВТ-деформация и последующий нагрев Монокристаллы Ni3(Al, Nb) с ориентировкой [251 ] деформировали при температуре 800С. На рисунке 14 приведены микрофотогра- фии дислокационной структуры, наблюдаемой после ВТ-деформа- ции. Как видно из рис. 14, эта характерная для ВТ-деформации дислокационная структура состоит из криволинейных дислокаций в плоскостях куба. При последующем нагреве (200С, 1 ч) наблюда- лись длинные заблокированные прямолинейные сегменты (рис. 15). На рисунке 15, б, в приведены светлопольное и темнопольное Рис. 15. Дислокационная структура после деформации при 800С и нагрева при 200С, 1 ч: а, б — светлопольное изображение, плоскость фольги парал- лельна плоскости (100); в — темнопольное изображение, g  [022 ], о.з. [100]; г, д — светлопольное изображение, плоскость фольги параллельна плоскости (010); е — темнопольное изображение, g  [202], о.з. [010]. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 131 изображения дислокации 1 в плоскости (100). Ее вектор Бюргерса b1  [011] был установлен по погасанию дислокации в рефлексе g  [022 ] (рис. 15, в). На рисунке 15, д, е приведены светлопольное и темнопольное изображения дислокации 3 в плоскости (010). Исчез- новение контраста от этой дислокации наблюдалось в рефлексе g  [202] (рис. 15, е), что однозначно указывает на ее вектор Бюр- герса b3  [101 ]. Оси дислокаций 1 и 3 совпадают с направлениями их векторов Бюргерса, так что заблокированные дислокации 1 и 3 являются винтовыми. Исходные дислокации с такими векторами Бюргерса принадлежат действующим при ВТ-деформации систе- мам скольжения (рис. 7, б), имеющим среди кубических систем наибольшие факторы Шмида (см. табл. 1). Предварительную деформацию монокристаллов, нагрев без нагрузки и последующую деформацию проводили при одной и той же температуре, равной 800С, которая выше температуры Tmax пи- ка предела текучести y(T). Исходная дислокационная структура состоит из криволинейных дислокаций в плоскостях куба (рис. 14). После нагрева в течение 20 мин наблюдаются прямолинейные дис- локационные сегменты I и короткие сегменты II (рис. 16, а). Следу- ет отметить, что плоскость фольги (131 ) отклонена от предполагае- мых кубических плоскостей скольжения на большой угол, и поэто- му наблюдаемые дислокации имеют вид укороченных сегментов. Рис. 16. Ni3(Al, Nb): ВТ-деформация, нагрев без нагрузки, повторная ВТ- деформация; плоскость фольги (131); а — с.п. панорамное изображение микроструктуры после нагрева 800С, 20 мин; б — т.п. изображение, g  [202], о.з. [010]; в — т.п. изображение, g  [111 ], о.з. [121]; г — повтор- ная ВТ-деформация, с.п. изображение. 132 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. На темнопольном изображении (рис. 16, б) в g  [202] исчезает кон- траст от дислокации I, что однозначно позволяет определить ее век- тор Бюргерса b  [101 ]. Дислокация является винтовой с осью вдоль [101 ]. Дислокация II также является винтовой. Вектор Бюргерса направлен вдоль [011], что подтверждено исчезновением контраста на дислокациях в рефлексах: [022 ] и [111 ]. Как видно из упоминае- мой выше таблицы факторов Шмида, наблюдаемые здесь системы скольжения [101 ] (010) и [011] (100) имеют наибольшие среди куби- ческих систем факторы Шмида. Именно эти системы были действу- ющими при ВТ-деформации, но барьеры, как обычно при кубиче- ском скольжении, не наблюдались. При последующем нагреве без нагрузки винтовые сверхдислокации превращаются в барьеры. И наконец, при повторной ВТ-деформации, как видно из рис. 16, г, ба- рьеры вновь превращаются в скользящие сверхдислокации. 3.5. ВКНА-4У: НТ-деформация и последующий нагрев Проведены аналогичные эксперименты по деформации и нагреву [251 ] монокристаллов жаропрочного сплава ВКНА-4У, содержа- щего 90% -фазы (монокристаллы выращены в ОАО «Сатурн»): де- формация при комнатной температуре и последующий отжиг без нагрузки при 600С, 1 ч. Были измерены значения предела текуче- сти при сжатии монокристаллов ВКНА-4У с ориентировкой [251 ], которые приведены в табл. 2. Как видно из табл. 2, предел текучести исследуемого сплава име- ет аномальный температурный ход. Монокристаллы деформировали при комнатной температуре. На рис. 17, а приведены микрофотографии дислокационной структуры после НТ-деформации. Наблюдаются криволинейные дислокации в плоскостях октаэдра. Последующий нагрев проводили при 600С в течение часа. Как видно из рис. 17, б, после нагрева наблюдаются длинные заблокированные прямолинейные сегменты. С помощью gb-анализа было показано, что заблокированные дислокации яв- ляются винтовыми с осями, параллельными направлению [011]. На основании этого можно полагать, что при НТ-деформации действует одна система скольжения [011](111 ) с наибольшим фактором Шми- да, равным 0,490. Сравнивая с упоминаемыми выше результатами ТАБЛИЦА 2. Значения предела текучести монокристаллов ВКНА-4У с ориентировкой [ 251], скоростью деформации   3,3310 2 с 1, при раз- личных температурах. Температура испытаний, C 20 800 1000 0,2, МПа 388 636 494 БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 133 для Ni3(Al, Nb), можно считать, что в данном случае ориентировка монокристаллов достаточно близка к точной ориентировке [251]. На рисунке 17 обращает на себя внимание высокая плотность дислокаций, наблюдаемых внутри разупорядоченной -фазы. Это свидетельствует о сильном наклепе в результате предварительной деформации -фазы, значительно более мягкой, чем -фаза. Кроме того, переходы из - в -фазу, обусловленные распадом сверхдисло- кации на одиночные дислокации, являются более легкими, чем об- ратные переходы, требующие рекомбинации одиночных. В резуль- тате внутри прослоек -фазы сосредоточена высокая плотность дис- локаций, как за счет работы источников, так и за счет переходов из кубоидов -фазы. Это свидетельствует также о том, что температура нагрева была ниже температуры рекристаллизации -фазы. Дислокационная структура - и -фаз после нагрева отличается как плотностью дислокаций, так и тем, что блокировка дислокаций происходит только в -фазе вследствие превращения сверхдислока- ций в барьеры. Естественно, что такой механизм блокировки отсут- ствует для дислокаций в разупорядоченной -фазе. Именно в сплаве ВКНА-4У впервые наблюдалась автоблокировка дислокаций [20]. 3.6. Ni3Fe: НТ-деформация и последующий нагрев Эксперименты по нагреву без нагрузки после предварительной де- формации проведены для упорядоченного сплава Ni3Fe с целью вы- яснить изменение дислокационной структуры, наблюдается ли в этом сплаве аномалия предела текучести y(T), подобная той, что в интерметаллидах типа Ni3Al [17, 18]. Температурная зависимость y(T) для упорядоченного сплава Ni3Fe имеет следующий ход: c ро- стом температуры y падает в широком температурном интервале, а вблизи температуры упорядочения Tc, равной примерно 500С для стехиометрического состава, растет. Подъем y(T) при приближе- Рис. 17. ВКНА-4У: НТ-деформация и последующий нагрев без нагрузки; плоскость фольги (100); а — дислокационная структура после деформации   3,5% при комнатной температуре; б — микроструктура после последу- ющего нагрева 600С, 1 час. 134 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. нии к Tc, наблюдаемый и в некоторых других упорядоченных спла- вах, связан с механизмами торможения дислокаций, которые обу- словлены понижением степени дальнего порядка и соответственно энергии АФГ вблизи Tc. Эти механизмы торможения отличаются от исследуемых здесь превращений дислокаций в барьеры и далее не будут рассматриваться. До того, как начинается упоминаемый подъем y(T), в некоторых работах наблюдается слабый пик y(T) вблизи 300С, в других — не наблюдается (см., например, [23]). На рис. 18 приведена кривая y(T), содержащая указанный пик [24]. Согласно [25], температурная аномалия y(T), подобная наблюдае- мой в сплавах типа Ni3Al, не может наблюдаться в сплаве Ni3Fe из- за отсутствия анизотропии энергии АФГ. Этот вывод следует из анализа морфологии антифазных доменов, не имеющих огранки по плоскостям куба. Мы полагаем, что если в результате указанных экспериментов в упорядоченном сплаве Ni3Fe будут обнаружены дислокационные барьеры, то это будет свидетельствовать о наличии аномалии y(T), связанной с термоактивированными дислокационными превраще- ниями, такими же, как в сплавах типа Ni3Al. В противном случае, даже если наблюдается немонотонный ход y(T), это обусловлено другими механизмами торможения сверхдислокаций. Для того чтобы выяснить имеет ли пик y(T) в Ni3Fe то же проис- хождение, что и в Ni3Al, мы провели следующий эксперимент: упо- рядочивающий отжиг в интервале температур 465–485С в течение 100 часов в откачанных кварцевых ампулах; деформация образцов Рис. 18. Температурная зависимость y(T) в упорядоченном сплаве Ni3Fe [24]. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 135 осадкой при температуре жидкого азота на величину 4–6% со скоро- стью 0,5 мм/мин; последующий нагрев без нагрузки при различных температурах; охлаждение на воздухе. Как видно из микрофотогра- фий на рис. 19, существенных изменений дислокационной структу- ры при нагреве не произошло; длинных заблокированных сегмен- тов, подобных наблюдаемым после отжига в Ni3(Al, Nb), не обнару- жено. Однако относительная степень дальнего порядка, определен- ная стандартным рентгенографическим способом, составляет не бо- лее 0,77. Для окончательного выяснения вопроса об отсутствие в Ni3Fe аномалии y(T) были проведены эксперименты на образцах с большей степенью дальнего порядка. Сплав Ni3Fe упорядочивали в интервале температур 465–485С в течение 500 часов в откачанных кварцевых ампулах. Кинетика упорядочения исследовалась в [25]. Мы использовали эти данные при выборе режима упорядочения. Согласно [25], такой отжиг обеспечивает значение степени дальнего порядка, близкое к едини- це. Предварительную деформацию и последующий нагрев при соот- ветствующих температурах проводили так же, как описано выше. Из сравнения приведенных на рис. 20 микрофотографий следует, что существенных изменений дислокационной структуры при нагреве не произошло; длинных заблокированных сегментов, по- добных наблюдаемым после отжига в Ni3(Al, Nb), не обнаружено. Отсюда следует вывод, что происхождение упоминаемого выше пи- ка на кривой y(T) для Ni3Fe не связано с термоактивированной блокировкой дислокаций. Полученные в этой главе результаты экспериментов по нагреву интерметаллидов без нагрузки после предварительной деформации кратко можно сформулировать следующим образом:  в сплаве ВКНА-4У заблокированные дислокации наблюдались в -фазе, но не наблюдались в разупорядоченной -фазе; именно в сплаве ВКНА-4У впервые наблюдалась автоблокировка дисло- каций;  обнаружено, что для сплавов Ni3(Al, Nb) нагрев без нагрузки по- Рис. 19. Дислокационная структура частично упорядоченного сплава Ni3Fe после предварительной деформации и последующего нагрева без нагрузки: а — деформация при 196С; б — нагрев при 200С, 1 ч; в — нагрев при 400С, 1 ч. 136 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. сле предварительной деформации, как низкотемпературной, так и высокотемпературной, приводит к радикальному изменению дислокационной структуры вследствие блокировки дислокаций;  обнаружено, что для сплавов Ni3(Al, Nb) при нагреве после НТ- деформации барьеры принадлежат кубической плоскости попе- речного скольжения, тогда как при нагреве после ВТ-деформа- ции — первичным кубическим плоскостям скольжения;  заблокированные дислокации не наблюдались в упорядоченном сплаве Ni3Fe, так что происхождение пика на кривой y(T) для Ni3Fe не связано с термоактивированной блокировкой дислока- ций. 4. АВТОБЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ В ИНТЕРМЕТАЛЛИДЕ Ni3Ge: КУБИЧЕСКОЕ СКОЛЬЖЕНИЕ Излагаются результаты экспериментов, которые включали дефор- мацию монокристаллов Ni3Ge при температуре выше температуры Tmax пика предела текучести и последующий нагрев без нагрузки. Кроме того, исследовано изменение дислокационной структуры при медленном охлаждении от температуры предварительной деформа- ции [26]. 4.1. Образцы и методика В качестве объекта исследования использовались монокристаллы Ni3Ge [27]. Монокристаллы выращивались по методу Чохральского и подвергались гомогенизационному отжигу в течение 30 часов при температуре 1223 К. Ориентацию образцов определяли с помощью рентгенографического анализа по методу Лауэ-эпиграмм. В данной работе использовались образцы в форме призмы с квад- ратным сечением 2,52,5 мм и высотой 6 мм, заготовки для элек- Рис. 20. Ni3Fe: НТ-деформация и последующий нагрев без нагрузки. а — дислокационная структура после деформации при 196С; б — микро- структура после дополнительного нагрева при 200С, 1 ч; в — дислокаци- онная структура после нагрева при 400С, 1 ч. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 137 тронно-микроскопических фольг вырезали электроискровым спо- собом с использованием гониометрической приставки для рентге- нографического анализа их ориентации. Деформацию осуществля- ли осадкой на величину 2–3,5% со скоростью порядка 0,3 мм/мин. Последующий нагрев без нагрузки проводился при различных тем- пературах, после чего образец охлаждался в воде (быстрое охла- ждение) либо вместе с печью (медленное охлаждение). Дислокационную структуру изучали методами электронной про- свечивающей микроскопии на микроскопах JEM 200CX и СМ-30 Super Twin. Идентификация дислокаций производилась методом gb-анализа. Фольги для электронно-микроскопических исследова- ний (ТЭМ) сплава Ni3Ge были приготовлены из образцов, вырезан- ных параллельно кубической плоскости. Для монокристаллов Ni3Ge, полученных в [27], температурная зависимость предела текучести представлена на рис. 21 [23] для разных ориентаций кристалла. В наших экспериментах ось сжатия монокристаллов Ni3Ge находилась вблизи направления [111 ] с от- клонениями в пределах 5. Наибольший фактор Шмида (f{100}   0,471) в этом случае имеют кубические системы скольжения: [011](100), [110 ](010), [110 ](001). Заметим, что при данной ориен- тировке фактор Шмида для кубических систем значительно пре- вышает наибольший фактор Шмида для октаэдрического скольже- ния f{111}  0,272. Несмотря на это, при ориентировках типа 111, как и при любых других ориентировках [28, 29], в исследуемом ин- терметаллиде, начиная с низких температур вплоть до температуры пика предела текучести при динамическом нагружении наблюдает- ся только октаэдрическое скольжение. Рис. 21. Температурная зависимость предела текучести 0,2%(T) для моно- кристаллов Ni3Ge [23]. 138 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. Температура пика предела текучести Tmax для ориентировки 111 близка к комнатной (рис. 21). Температура предварительной де- формации была выбрана значительно выше температуры Tmax и со- ставляла 400С. Будем, как и ранее, называть такую деформацию высокотемпературной (ВТ). 4.2. Ni3Ge, ВТ-деформация и последующий нагрев без нагрузки На рисунке 22, а приведена микрофотография дислокационной структуры, наблюдаемой после ВТ-деформации. Как видно из рис. 22, а, это типичная для высоких температур дислокационная структура сплавов типа Ni3Al, состоящая из криволинейных дис- локаций в плоскостях куба. При последующем нагреве без нагрузки происходит радикальное изменение дислокационной структуры: наблюдаются длинные заблокированные прямолинейные сегмен- ты. Такое изменение формы дислокаций отчетливо видно на мик- рофотографиях (рис. 22, б, в), полученных после последующего нагрева при 100С, 10 мин. Обратим внимание на дислокационную петлю (рис. 22, в), лежа- щую в плоскости (010). Петля содержит короткие сегменты, вытя- нутые вдоль выделенного направления. На один из таких сегментов указывает стрелка. Кроме того, петля содержит довольно длинный сегмент, направление которого несколько отличается от выделен- ного. Сегмент имеет пилообразную форму, что может быть свиде- тельством нестабильности дислокации относительно вытягивания вдоль выделенного направления. Точное определение параметров прямолинейных дислокаций было проведено на примере дислокаций 1 и 2, представленных на рис. 23. На рисунке 23, б, в приведены темнопольные изображения дислокаций 1 и 2, погасание дислокаций в рефлексах g  [111] (рис. 23, б) и g  [111 ] и подтверждение контраста gb  2 в рефлексе g  [113] (рис. 23, в) позволило однозначно определить их вектор Рис. 22. Дислокационная структура Ni3Ge: а — светлопольное изображение после деформации при 400С; б, в — светлопольные изображения после нагрева при 100С, 10 мин.; плоскость фольги параллельна плоскости (010). БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 139 Бюргерса b  [101 ]. По проекциям дислокационных линий в трех сечениях обратной решетки вычислены направления осей дислока- ции: U1, 2  [101 ]. Таким образом, для исходных кубических систем скольжения заблокированными при последующем нагреве являют- ся винтовые дислокации. Постановка излагаемого далее эксперимента вызвана случайно- стью: образец после деформации оказался забытым и остывал вме- сте с печью. 4.3. Ni3Ge, ВТ-деформация и последующее медленное охлаждение После предварительной деформации 111 монокристалла Ni3Ge при 400С и быстрого охлаждения (в воду) наблюдается характер- ная для ВТ-деформации дислокационная структура, которую уда- ется зафиксировать именно благодаря быстрому охлаждению (рис. 22, а). Однако, после деформации при 400С с последующим мед- ленным охлаждением (вместе с печью, 1 час) наблюдаются, напро- тив, прямолинейные дислокационные сегменты (рис. 24, а). Если сравнивать дислокационную структуру, изображение которой при- ведено на рис. 24, с наблюдаемой после быстрого охлаждения (рис. 22, а), то можно заметить, что в результате медленного охлажде- ния, как и при нагреве без нагрузки быстро охлажденного образца (рис. 22, б), практически исчезли криволинейные дислокации. Это обусловлено тем, что при медленном охлаждении образец достаточ- но длительное время после нагрузки пребывает в области относи- тельно высоких температур. Для прямолинейных дислокаций, светлопольное изображение которых представлено на рис. 24, б, был проведен gb-анализ. Уста- новлено, что длинные дислокации (1) являются винтовыми с векто- ром Бюргерса b  [101 ]. Их погасание в рефлексе g  [111 ] видно на рис. 24, в. Дислокации данной серии принадлежат системе сколь- Рис. 23. Дислокационная структура Ni3Ge после деформации при 400С и нагрева при 100С, 10 мин.: а — светлопольное изображение, плоскость фольги параллельна (010); б — темнопольное изображение g  [111], о.з. [121] ; в — темнопольное изображение g  [113], о.з. [141] . 140 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. жения в плоскости (010) с наибольшим фактором Шмида. На ри- сунке 24, б также можно видеть дислокации в виде коротких вер- тикальных (2) и горизонтальных (3) сегментов, которые относятся к системам скольжения в других кубических плоскостях. Погаса- ние дислокаций (2) (рис. 24, в) в рефлексе g  [111 ] позволяет отне- сти их к системе скольжения [011](100). Дислокации (3) принадле- жат системе [011 ](001), их погасание в рефлексе g  [311] приведе- но на рис. 24, г. Таким образом, медленное охлаждение после пред- варительной деформации приводит к автоблокировке дислокаций в Ni3Ge, как и обсуждаемый выше нагрев без нагрузки. Далее оба эти метода были использованы с целью обнаружения автоблокировки в магнии (раздел 7). Полученные в этом разделе результаты экспериментов кратко можно сформулировать следующим образом:  обнаружена автоблокировка дислокаций в Ni3Ge после предва- рительной деформации, которая осуществляется при T  Tmax по- средством кубического скольжения; температурный ход предела текучести, наблюдаемый при кубическом скольжении, является нормальным;  обнаружена автоблокировка дислокаций не только при нагреве без нагрузки, но также и при медленном охлаждении от темпера- туры T  Tmax;  показано, что в обоих случаях заблокированные дислокации принадлежат первичным кубическим плоскостям скольжения и имеют винтовую ориентацию. Рис. 24. Дислокационная структура Ni3Ge после деформации при 400С и медленного охлаждения: а, б — светлопольные изображения, плоскость фольги параллельна (010); в — темнопольное изображение g  [111] , о.з. [110]; г — темнопольное изображение g  [311], о.з. [130] . БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 141 5. ТЕРМОАКТИВИРОВАННОЕ ВЫТЯГИВАНИЕ СВЕРХДИСЛОКАЦИЙ И ОДИНОЧНЫХ ДИСЛОКАЦИЙ ВДОЛЬ ВЫДЕЛЕННЫХ НАПРАВЛЕНИЙ В TiAl Приводятся данные о температурной зависимости предела текучести в TiAl, о различных конфигурациях сверхдислокаций и одиночных дислокаций, как скользящих, так и заблокированных. Излагаются результаты экспериментов, включающих нагрев без нагрузки после предварительной деформации TiAl при комнатной температуре. Об- наружена автоблокировка как сверхдислокаций с векторами Бюр- герса 101 и 1/2 112, так и одиночных дислокаций [30, 31]. Наблю- дение автоблокировки одиночных дислокаций было неожиданным и выходило за рамки предложенной ранее модели (разд. 2). 5.1. Температурная зависимость предела текучести Сплав -TiAl один из самых известных среди интерметаллидов, име- ющих сверхструктуру L10 (рис. 25). Это слоистая сверхструктура с тетрагональной решеткой, что определяет многие особенности, как скользящих дислокаций, так и дислокационных барьеров. На рису- нке 26 приведены кривые y(T) для монокристаллов TiAl различных ориентировок. Аномальный ход y(T) наблюдается при всех изучае- мых ориентировках. Как видно из рис. 26, типичная для TiAl форма кривой y(T) включает в себя сильную нормальную зависимость при низких температурах (область I [32]), аномальный ход при промежу- точных температурах (область II [33]), нормальный ход при высоких температурах (область III [33]). Здесь обращает на себя внимание та особенность кривой y(T) в TiAl, что температурный спад при низких температурах является значительно более сильным, чем в Ni3Al. Для Рис. 25. Сверхструктура L10. 142 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. сплава Ti–56Al температурный ход предела текучести представлен на рис. 26, в [34]. Здесь кривые y(T) несколько отличаются по своей форме от приведенных на рис. 26, а, б. Это отличие состоит, в частно- сти, в том, что на рис. 26, в предел текучести остается почти постоян- ным от комнатной температуры до  500C. 5.2. Дислокации различных типов 5.2.1. Скользящие конфигурации В слоистой сверхструктуре L10 (рис. 25) атомы разного сорта распо- а б в Рис. 26. Кривые y(T) для монокристаллов TiAl: а — при низких темпера- турах [32]; б — при промежуточных и высоких температурах [33];для мо- нокристаллов Ti–56Al [34]. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 143 ложены в чередующихся плоскостях. Ось c, перпендикулярная ука- занным плоскостям, параллельна направлению 001. В сплавах данного типа решетка при упорядочении, как правило, становится тетрагональной. Благодаря слоистому расположению одноименных атомов, различные направления сдвига 101 не являются эквива- лентными. В результате в сверхструктуре L10 существуют как оди- ночные дислокации с вектором Бюргерса 1/2 110, перпендикуляр- ным оси c, так и сверхдислокации с векторами Бюргерса типа 101. Будем использовать символику Томпсона (рис. 2) для обозначе- ния векторов Бюргерса и плоскостей скольжения дислокаций в сверхструктуре L10. Если ось c параллельна [001], то в плоскости (111) вектор Бюргерса одиночной дислокации есть BA(d), а векторы Бюргерса сверхдислокаций: 2CA(d) и 2CB(d). В сверхструктуре L10, кроме одиночных дислокаций и сверхдис- локаций с вектором Бюргерса типа 101, возможны сверхдислока- ции с вектором Бюргерса 1/2 112. Возникновение свердислокаций с таким необычным вектором Бюргерса связано со слоистым харак- тером сверхрешетки L10. Существенно, что вектор Бюргерса типа 1/2 112 меньше по модулю, чем вектор 101: отношение квадра- тов их модулей составляет, как нетрудно видеть, 3/4. Поэтому сверхдислокация 1/2 112] имеет меньшую энергию, чем сверхдис- локация 101. Сверхдислокации 1/2 112] могут возникать в результате взаимо- действия с одиночной дислокацией: 2CA  AB  (CA  CB). (28) Изменение энергии E в результате реакций b  b1  b2 (29) между дислокациями, оси которых параллельны, можно прибли- женно записать в виде: 1 2 ( , )ln o R E r    b b b , (30) где величина 1 2 ( , ) b b определяется выражением (2). Реакция b   b1  b2 энергетически выгодна, если Eb  0. В противном случае энергетически выгодна реакция b1  b2  b. Используя (30), сразу получаем, что реакция (28) образования сверхдислокации 1/2 112 энергетически выгодна при любой ориентации дислокации. Все три типа дислокаций наблюдались в сплавах со сверхструк- турой L10. Результаты исследования эволюции дислокационной структуры с температурой для сплава TiAl приведены в [35–38]. 144 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. Вследствие слоистого характера сверхструктуры L10, неэквива- лентными являются не только направления полного сдвига 101, но также и направления частичного сдвига типа 112. В каждой плоскости {111} один из f-векторов частичных сдвигов, а именно тот, который перпендикулярен вектору Бюргерса одиночной дис- локации, описывает сверхструктурный дефект упаковки (СДУ). Другие два f-вектора описывают тождественные друг другу дефек- ты упаковки, обычно называемые комплексными (КДУ). В первом приближении, с учетом взаимодействия ближайших соседей, энер- гия  КДУ равна энергии  антифазной границы (АФГ), а энергия  (СДУ) равна нулю. При расчетах используется следующее прибли- жение:     . (31) Поскольку вектор Бюргерса одиночной дислокации и f-вектор СДУ перпендикулярны, то расщепление одиночной дислокации может происходить только с образованием полосы КДУ. Для каждого из рассматриваемых типов сверхдислокаций рас- щепленная конфигурация содержит полосу СДУ, которая с одной стороны ограничена частичной дислокацией, далее называемой осо- бой, а с другой стороны — комплексом частичных (рис. 27). Указан- ный комплекс включает в себя три частичных дислокации, связан- ные друг с другом полосами КДУ и АФГ. В результате расчета равно- весных конфигураций сверхдислокаций показано, что ширина поло- сы КДУ для сверхдислокации с вектором Бюргерса 1/2 112 гораздо меньше (примерно на порядок), чем для сверхдислокации с вектором Бюргерса 101. Следует подчеркнуть, что именно от величины ука- занного расщепления зависит возможность рекомбинации и после- дующего поперечного скольжения, которое и приводит к термоакти- вированной блокировке (и автоблокировке) сверхдислокаций. Рис. 27. Возможные расщепления скользящих дислокаций; использованы обозначения: линия — СДУ, двойная линия — КДУ; ломаная линия — АФГ. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 145 5.2.2. Заблокированные конфигурации Скользящие конфигурации сверхдислокации (рис. 27) содержат лишь одну полосу низкоэнергетического дефекта упаковки, каким является СДУ. Однако существует возможность расщепления сверхдислокации с образованием двух полос СДУ. Такая возмож- ность реализуется при расщеплении сверхдислокации в пересека- ющихся октаэдрических плоскостях. В результате возникает не- планарная конфигурация типа «крыши». Такие конфигурации, имеющие суммарный вектор Бюргерса типа 101 и 1/2 112 изоб- ражены схематически на рис. 28. Указанные конфигурации будут иметь меньшую энергию, чем скользящие. Однако, будучи непла- нарными, они являются заблокированными. Это относится не только к конфигурациям типа «крыши», но и к другим рассматри- ваемым далее непланарным конфигурациям. Естественное стрем- ление сверхдислокации перейти в низкоэнергетическую конфигу- рацию, которая может иметь одну из непланарных форм, но в лю- бом случае заблокированную, приводит, в конечном счете, к анома- лии деформационных характеристик интерметаллидов. В сплавах со сверхструктурой L10 могут существовать барьеры Кира–Вильсдорфа, которые хорошо известны для сверхструктуры L12 (см. разд. 2). Общим свойством сверхструктур L12 и L10 являет- ся упоминаемая в разд. 2 анизотропия энергии АФГ: наименьшую энергию  имеет АФГ в плоскости куба с вектором сдвига 1/2 101. Поэтому в сверхструктуре L10 возможно возникновение барьеров путем поперечного скольжения дислокации типа 1/2 101, при- надлежащей сверхдислокации, в плоскость куба и ее последующего расщепления в плоскости октаэдра. Указанное расщепление проис- ходит с образованием полосы СДУ, а не КДУ, как в L12. Схематиче- ски конфигурации барьеров Кира–Вильсдорфа в сверхструктуре L10 изображены на рис. 28. Разнообразие этих конфигураций свя- зано с тем, что, во-первых, их суммарный вектор Бюргерса может быть не только 101, но и 1/2 112, а во-вторых, полосы СДУ могут лежать не только в параллельных плоскостях {111}. Как для барьеров Кира–Вильсдорфа, так и для барьеров типа «крыши» было показано, что энергия активации образования барь- ера ниже энергии активации его разрушения (превращения вновь в скользящую конфигурацию). В данном случае это соотношение обусловлено фактически тем, что при образовании барьеров необхо- дима рекомбинация дислокаций, содержащих полосу КДУ, а при разрушении барьеров — дислокаций, содержащих полосу СДУ. Наименьшую ширину имеет одна из полос СДУ, принадлежащих асимметричной «крыше» с суммарным вектором Бюргерса 1/2 112. Именно разрушение такого барьера является наиболее легким про- цессом разблокировки сверхдислокаций. Разрушение же барьеров 146 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. Кира–Вильсдорфа в TiAl, в отличие от Ni3Al, требует такой высокой энергии активации, что они являются практически неразрушаемы- ми (indestructible). Неразрушаемый характер 101 барьеров в TiAl был подтвержден при исследовании автоблокировки. В качестве примера непланарной конфигурации приведем забло- кированную конфигурацию, похожую на «дерево». Такая своеоб- разная конфигурация впервые наблюдалась в [36]. Затем ее неодно- кратно наблюдали в сплавах на основе TiAl [39]. На рисунке 29, а показана панорама микроструктуры деформи- рованного при 400C поликристалла TiAl. Конфигурация типа «де- рево» состоит из длинных прямолинейных параллельных дислока- ций, от которых отходят короткие изогнутые дислокационные сег- менты. Как показал анализ изображений, полученных при различ- ных дифракционных условиях, ветвями «дерева» являются оди- ночные дислокации с векторами Бюргерса 1/2 [110]. Ствол «дере- ва» параллелен направлению [011 ]. Вдоль ствола чередуются сег- менты сверхдислокаций с векторами Бюргерса [011 ] и 1/2 [112 ]. На микрофотографии (рис. 29, б) отчетливо видна сегментирован- ная структура «дерева». Видны сегменты 1/2 [112 ], а сегменты [011 ] погашены. Образование заблокированной конфигурации типа «дерева», как мы полагаем, происходит следующим образом: блокировка сверх- дислокации 101 в результате превращения в барьер Кира–Вильс- дорфа, их пересечение с одиночными дислокациями в соответствие Рис. 28. Различные конфигурации барьеров типа «крыши» и барьеров Ки- ра–Вильсдорфа. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 147 с реакцией (28). Основные результаты исследования эволюции дислокационной структуры TiAl при изменении температуры схематически пред- ставлены в табл. 3. 5.3. TiAl, НТ-деформация и последующий нагрев при T  Tmax Для проведения исследований использовались поликристаллы TiAl. Конечный размер зерна поликристаллов после отжига 100 ча- сов при T  1200С составил 1 мм. Образцы в форме цилиндров диа- метром 15 мм и высотой 10 мм деформировали осадкой на величину   0,5% со скоростью 0,5 мм/мин. Отжиг после предварительной деформации проводился при различных температурах, в вакууми- рованных колбах, с охлаждением на воздухе. Фольги для элек- тронной микроскопии вырезали перпендикулярно оси цилиндра, на середине высоты и утоняли электрохимической полировкой при а б Рис. 29. Светлопольные изображения (а, б) заблокированной конфигура- ция типа «дерево»; видна сегментированная структура «ствола» (б). 148 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. 50С…60С в электролите, состоящем из хлорной кислоты, бути- лового и метилового спиртов в объемном отношении 1:6:10. Дисло- кационную структуру исследовали при помощи просвечивающего электронного микроскопа JEM 200CX. Идентификация дислока- ций производилась методом gb-анализа, направления осей дисло- каций рассчитывались по направлениям их проекций в трех сече- ниях обратной решетки. Эксперименты включали предварительную деформацию при комнатной температуре и нагрев без нагрузки при температурах как ниже, так и выше Tmax. Поскольку ранее в сплавах типа Ni3Al наблюдалась автоблокировка сверхдислокаций, то можно было ожидать автоблокировки сверхдислокаций и в TiAl, хотя они име- ют другую конфигурацию. Однако возможность автоблокировки одиночной дислокации в TiAl не была очевидной. Кроме того, ука- занные эксперименты были дополнены повторной деформацией при T  Tmax с целью выяснить, возможно ли в этом случае превра- щение заблокированных дислокаций в скользящие, а, если воз- можно, то для каких типов дислокаций. На рисунке 30 приведены светлопольные изображения типичной микроструктуры, наблюдаемой после деформации при комнатной температуре. Видны криволинейные дислокации, а также диполи на сверхдислокациях, содержащие СДУ. При последующем нагреве (300, 1 ч) без нагрузки произошло радикальное изменение дисло- кационной структуры. Наблюдаются длинные заблокированные прямолинейные сегменты (рис. 31, а). Далее для удобства будем ис- пользовать обозначения A, B, C для трех типов дислокаций, имею- щих векторы Бюргерса, равные соответственно: 101, 1/2 112, 1/2 110. Дислокации А видны в рефлексах [111 ], [020], [001] (рис. 31, в, г), но погасают при g  [022] (рис. 31, б). Отсюда сразу следует, что вектор Бюргерса дислокации bА  [011 ]. Следовой анализ изоб- ражения в (100), (712 ) и (211 ) отражающих плоскостях показыва- ет, что направление оси сверхдислокаций А близко к [011 ], так что заблокированная А-сверхдислокация является винтовой. ТАБЛИЦА 3. Температурные интервалы наблюдения дислокаций раз- личных типов в TiAl. Дислокация Подвижные Неподвижные Подвижные Сверхдислокации 101] 196…300C 400…600C 700…800C не наблюдаются Одиночные 196…100C 200…540C 600…800C Сверхдислокации 1/2 112] 196…100C 200…600C не наблюдаются 700…800C БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 149 Идентификация дислокаций B, C проводилась подобным обра- зом. Показано, что их оси параллельны направлениям [101] и [110 ] соответственно. Погасание B1 наблюдали при g  [022] (рис. 31, б) и g  [111 ]. Для g  [111 ] на дислокации формировался контраст, ха- рактерный для условия gb  1 (рис. 31, в). Данный результат воз- можен только для дислокации с вектором Бюргерса bB1  1/2 [112]. Дислокация с таким вектором Бюргерса и осью uB1  [101] является 30-градусной. Легко показать, что для дислокации B1 при g  [022] выполняется условие g(bu)  0, что объясняет ее погасание в ука- занном рефлексе. Дислокация B2 была видна во всех использован- ных рефлексах, а для отражений [111 ], [020] (рис. 31, в, г) и [001] выполняется условие gb  1. Отсюда следует, что ее вектор Бюр- герса bB2  1/2 [112 ] и составляет угол, равный 30 с направлением оси [110 ]. Таким образом, сверхдислокации как A-типа с векторами Бюр- герса 101, так и B-типа с векторами Бюргерса 1/2 112 испытывает автоблокировку. Однако в заблокированной форме они имеют раз- ную ориентацию: винтовую для A-типа и 30-градусную для B-типа. На рисунке 31, д видна группа вытянутых дислокаций. Для этих дислокаций условие погасания gb  0 выполняется при g  [002] и g  [111 ], так что их вектор Бюргерса bС  1/2 [110 ]. Они содержат длинный винтовой сегмент, заблокированный вдоль направления [110 ], и криволинейный сегмент. Можно полагать, что в данном случае удалось зафиксировать начальные стадии вытягивания оди- ночной дислокации вдоль выделенного направления, параллельно- го ее вектору Бюргерса. Следует отметить, что диполи, содержащие СДУ, оказались устойчивыми по отношению к нагреву при данной температуре: они не изменили своих конфигураций и полосового расположения в плоскостях {111} (см. рис. 31, е). На рисунке 32 приведены типичные фрагменты микроструктуры Рис. 30. Микроструктура интерметаллида TiAl после деформации при ком- натной температуре: а — дислокационные диполи, содержащие дефекты упаковки, светлопольное изображение; б — криволинейные дислокации. 150 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. TiAl после деформации и нагрева (400, 1 ч) без нагрузки. Анализ контраста в восьми рефлексах, наблюдение погасания для g  [111 ] и расчет направления оси путем следового анализа изображения в трех отражающих плоскостях показали, что для B дислокации bВ   1/2 [112 ], uB  [110 ]. Наблюдаемая сверхдислокация является заблокированной и имеет 30-градусную ориентацию, как и другие дислокации B-типа (рис. 32, а, б). Дислокации A были расшифрованы как винтовые сверхдислока- ции с вектором Бюргерса bА  [011]; дислокации C — как винтовые одиночные дислокации с вектором Бюргерса bС  1/2 [110 ] (погаса- ние в рефлексе [111 ] (рис. 32, б). На рис. 32, в видны многочислен- Рис. 31. Микроструктура интерметаллида TiAl после деформации при комнатной температуре и отжига при 300С, 50 минут: а — светлопольное (с.п.) изображение, о.з. [100]; б — темнопольное (т.п.) изображение в g  [022], ось зоны (о.з.) [100]; в — т.п. изображение в g  [111 ], о.з. [211 ]; г — т.п. изображение в g  [020], о.з. [100]; д — с.п. изображение длинных одиночных дислокаций (указаны стрелками), о.з. [100]; е — дислокаци- онные диполи, содержащие СДУ. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 151 ные прямолинейные винтовые одиночные дислокации с вектором Бюргерса bС  1/2 [110 ]. Погасание этих дислокаций в рефлексе (002) продемонстрировано на рис. 32, г. 5.4. TiAl, НТ-деформация и последующий нагрев при T  Tmax Отжиг при температуре 700С, 20 мин приводит к заметному сни- жению плотности дислокаций и формированию дислокационных стенок (рис. 33, а). Однако по-прежнему наблюдаются заблокиро- ванные дислокации трех типов. В данном случае ограничимся тем, что приведем фрагмент микроструктуры, содержащий одиночные дислокации (рис. 33, б–г). Векторы Бюргерса этих дислокаций определены как bС1  1/2 [110] и bС2  1/2 [110 ]. Погасание дислока- ций C1 в нескольких использованных рефлексах, среди которых [111 ] (рис. 33, в) и [110 ], позволили однозначно установить их век- тор Бюргерса. Для дислокации C2 условие gb  0 выполнялось для рефлексов [111] (рис. 33, г) и [110]. Оси дислокаций вычислялись по их проекциям в сечениях обратной решетки (122 ), (011 ) и (376 ). Предыдущая обработка была дополнена повторной ВТ-деформа- цией при 700С (осадкой на величину 1%). На рисунке 34, а приве- дено изображение характерной дислокационной структуры. Про- Рис. 32. Микроструктура интерметаллида TiAl после деформации при комнатной температуре и отжига при 400С, 40 мин: а — с.п. изображение дислокационной структуры, плоскость фольги совпадает с о.з. [110]; б — т.п. изображение с погасанием в рефлексе g  [111 ], о.з. [110]; в — с.п. изображение винтовых одиночных дислокаций; г — т.п. изображение микроструктуры (в) в g  [002], ось зоны [110]. 152 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. должают наблюдаться заблокированные дислокации. Их векторы Бюргерса определялись из анализа контраста в различных рефлек- сах (рис. 34, б–г), оси дислокаций вычислялись по их проекциям в трех сечениях обратной решетки (110 ), (111 ) и (435 ). Оказалось, что все заблокированные дислокации (рис. 34, б–г) относятся к А- типу и являются винтовыми: bА1  а[011 ] (погасание в рефлексах [022] и [111]); bA2  [101] (погасание в рефлексе [202 ]; bA3  [101 ] (погасание в рефлексе g  [131]). Если сравнивать рис. 34 и рис. 16, то сразу видно, что заблокированные сверхдислокации с суммар- ным вектором Бюргерса типа 101 в TiAl при повторной ВТ-дефор- мации остаются заблокированными, тогда как в сплавах типа Ni3Al превращаются в скользящие (рис. 16, г). Кроме того, было обнаружено, что в процессе деформации оди- ночные дислокации теряют свою прямолинейность и по всей длине на них появляется большое количество перегибов (рис. 35, а). Дис- локации на этом снимке были расшифрованы как одиночные. Не наблюдалось погасание контраста на дислокации C1 ни в одном из использованных рефлексов: [111 ] (рис. 35, б), [020], [200], [110], [021], [201 ], [111 ]. Отсюда можно сделать вывод, что bС1   1/2 [110]. Наблюдалось исчезновение контраста на дислокациях C2 в рефлексах [111 ] (рис. 35, б) и [110], так что bС2  1/2 [110 ]. Полученные в этой главе результаты экспериментов по нагреву TiAl без нагрузки после предварительной деформации кратко мож- Рис. 33. Микроструктура интерметаллида TiAl после деформации при комнатной температуре и отжига при 700С: а — дислокационные стенки; б — с.п. изображение одиночных дислокаций; в — т.п. изображение в ре- флексе g  [111]; г — т.п. изображение в рефлексе g  [111], о.з. [011 ]. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 153 но сформулировать следующим образом:  обнаружена автоблокировка как сверхдислокаций с векторами Бюргерса 101 и 1/2 112, так и одиночных дислокаций. Пред- варительная деформация проводилась при комнатной темпера- туре, нагрев без нагрузки — при температурах, как ниже, так и выше температуры Tmax пика предела текучести y(T);  зафиксированы начальные стадии вытягивания одиночных дис- локации вдоль выделенного направления, параллельного их век- тору Бюргерса, и последующее образование длинных заблокиро- ванных дислокаций;  показано, что исходные криволинейные дислокации при нагреве без нагрузки превращается в набор заблокированных дислока- ций, который подобен наблюдаемому при активном нагружении в области аномального хода y(T). Это означает, что при нагреве без нагрузки, как и при активном нагружении (T  Tmax), барьеры образуются, но не разрушаются;  показано, что барьеры с суммарным вектором Бюргерса 101 в TiAl, в отличие от Ni3Al, остаются неразрушаемыми и в том слу- чае, когда указанные эксперименты дополнены повторной ВТ- деформацией. Именно неразрушаемый характер таких барьеров является причиной исчезновения 101 сверхдислокаций при ди- Рис. 34. Микроструктура сплава TiAl после деформации при комнатной температуре 0,5%, последующего нагрева до 700С и дополнительной де- формации при 700С: a — с.п. изображение сверхструктурных дислока- ций в плоскости фольги (110 ); б — темнопольное изображение в g  [202 ]; в — темнопольное изображение в g  [022], о.з. (111 ); г — темнопольное изображение в g  [001], о.з. [110 ]. 154 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. намическом нагружении TiAl (T  Tmax). 6. О ВОЗМОЖНОСТИ АВТОБЛОКИРОВКИ ДИСЛОКАЦИЙ В РАЗЛИЧНЫХ МАТЕРИАЛАХ Обсуждается вопрос о том, в каких материалах можно ожидать наблюдения автоблокировки дислокаций. Излагаются результаты экспериментов по нагреву без нагрузки после предварительной де- формации Fe и Mo [40–42]. Варьировались как температура дефор- мации, так и температура нагрева. Использовался также эквива- лентный способ: медленное охлаждение. 6.1. Поиск материалов Вопрос о возможности блокировки дислокаций без помощи внеш- него напряжения принадлежит к тем вопросам, на которые неза- медлительно следует ответ: этого не может быть. Но после того как в соответствие с теоретическими предположениями получены наблюдения автоблокировки, следует ответ: это очевидно. Эффект автоблокировки был обнаружен в результате экспери- ментов, состоящих из двух ступеней: пластическая деформация с заданной скоростью и последующий нагрев без нагрузки. Обе сту- пени проводились в широких температурных интервалах. Исход- ная дислокационная структура состояла из криволинейных дисло- каций. Доказательством автоблокировки является превращение криволинейных дислокаций в прямолинейные и их вытягивание вдоль выделенного направления при нагреве без нагрузки. Была обнаружена автоблокировка дислокаций в интерметалли- Рис. 35. Микроструктура сплава TiAl после деформации при комнатной температуре 0,5%, последующего нагрева до 700С и дополнительной де- формации при700С: a — с.п. изображение дислокационной структуры в плоскости фольги (102); б — т.п. изображение g  [111 ], о.з. [314]. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 155 дах Ni3(Al, Nb), Ni3(Ge) и TiAl. Результаты изложены в предыду- щих разделах. Реакция на наблюдения автоблокировки состояла в следующем: эффект возможен лишь в интерметаллидах из-за нагромождения частичных внутри сверхдислокации. Тогда мы попытались найти какой-либо простой металл, в котором возможна автоблокировка. Для того чтобы наблюдалась автоблокировка, прежде всего, необходимо, чтобы при динамическом нагружении (пластическая деформации с постоянной скоростью) наблюдались бы прямоли- нейные дислокации. Как будет видно в дальнейшем, только этого не достаточно для автоблокировки, но в любом случае, если нет блокировки под нагрузкой, тем более не может быть без нагрузки. ГЦК-металлы. В ГЦК-металлах прямолинейные дислокации на- блюдались в следующих случаях. Во-первых, при образовании ба- рьеров Ломер–Коттрелла–Хирта, но они возникают не в результате перестройки отдельной дислокации, а в результате столкновения дислокаций, принадлежащих различным системам скольжения. Во-вторых, при выстраивании краевых дислокаций в наклонную стенку при полигонизации. В обоих случаях речь идет о коллектив- ной перестройке в низкоэнергетическую конфигурацию. Выделен- ные направления для дислокации в ГЦК-металлах не были обна- ружены ни посредством ТЭМ, ни путем компьютерного моделиро- вания. Отсюда следует, что в ГЦК-металлах нет причин для авто- блокировки дислокаций. Полупроводники (Si, Ge). Дислокации в полупроводниках суще- ствуют как в криволинейной, так и прямолинейной формах. По- скольку пластическое течение начинается при промежуточных температурах, то используется стандартная для полупроводников процедура: дислокации предварительно вводятся в кристалл при высокотемпературной деформации, а затем проводится нагрев под нагрузкой. На рисунке 36, а показана дислокационная структура после предварительной деформации, на рис. 36, б — добавлен по- следующий нагрев под нагрузкой, на рис. 36, в — добавлен после- дующий нагрев без нагрузки [43]. На рисунке 36, а видны исходные криволинейные дислокации. На рисунке 36, б показаны начальные стадии вытягивания дислокаций вдоль трех выделенных направле- ний типа 110 в {111} плоскости. Причины вытягивания связаны с реконструкцией ядра частичных дислокаций определенного типа [44]. Как видно из рис. 36, в, при нагреве без нагрузки вытягивания дислокаций не происходит. ОЦК-металлы. В настоящем разделе изложены результаты экспе- риментов по нагреву без нагрузки после предварительной деформа- ции ОЦК-металлов, таких как армко-Fe (далее, для краткости, Fe) и Mo. Общим для ОЦК-металлов и исследованных ранее интерме- таллидов Ni3(Al, Nb) и TiAl является наличие двух форм дислока- 156 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. ций: прямолинейной и криволинейной. В ОЦК-металлах прямоли- нейные дислокации наблюдаются после деформации при низких температурах, а в интерметаллидах — при промежуточных темпе- ратурах в области аномального хода y(T). Целью экспериментов было выяснить, превращаются ли в ОЦК-металлах при нагреве без нагрузки криволинейные дислокации в прямолинейные подобно тому, как это происходит в интерметаллидах. Автоблокировка, как будет показано ниже, не была обнаружена. ГПУ-металлы. Ситуация кардинальным образом меняется при пе- реходе к ГПУ-металлам, в которых возможно наличие двух форм дислокаций: прямолинейной и криволинейной. Именно в одном из ГПУ-металлов, а именно в магнии, нам удалось обнаружить авто- блокировку (см. раздел 7). 6.2. ОЦК-металлы: образцы и методика Поликристаллические образцы армко-Fe, использованные для про- ведения исследования, были гомогенизированы при температуре 1100С в течение 30 минут. Конечный размер зерна после гомогени- зации составил  100 микрон. Кроме того, были исследованы образ- цы из высокочистого монокристаллического Mo, полученного зон- Рис. 36. ТЭМ-изображения дислокационной структуры кремния после де- формации: а — на 5% при 770С; б — на 2,2% при 750С и нагрева при 450С, 11 кг/мм2; в — на 5% при 770С и нагрева при 900С [7]. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 157 ной плавкой. На рисунке 37, а и 37, б приведена температурная зависимость предела текучести y(T) для Fe и Mo [45]. Наблюдается нормальный температурный ход y(T). Отчетливо видно характерное для ОЦК- металлов сильное температурное падение y(T), затем выход на плато. Как видно из сравнения рис. 37, а и 37, б, выход на плато происходит в Fe при более низких температурах, чем в Mo. Эксперименты [40–42] состояли из двух ступеней: пластическая деформация и последующий нагрев без нагрузки. Обе ступени про- водились в широких температурных интервалах. Целью экспери- ментов было выявление возможности наблюдения автоблокировки дислокаций в ОЦК-металлах. Предварительная деформация образцов осуществлялась осадкой на 0,5–1% как при комнатной температуре, так и в жидком азоте. Отжиг образцов Fe проводился при температурах 200, 300, 400 и 500С. Монокристаллы Mo отжигали при температурах 400С, 500С и 900С. Кроме того, монокристаллы Mo деформировали при 400С и исследовали изменение дислокационной структуры при медленном и быстром охлаждении. Фольги для электронной микроскопии срезались перпендику- лярно оси сжатия, на половине высоты образца методом электро- эрозионной резки. Утонение фольг проводилось методами химиче- ской и электрохимической полировки. Дислокационную структуру исследовали при помощи просвечи- вающих электронных микроскопов JEM 200CX и PHILIPS СМ30. Идентификация дислокаций производилась методом gb-анализа, направления осей дислокаций рассчитывались по направлениям их проекций в трех сечениях обратной решетки. а б Рис. 37. Температурная зависимость предела текучести поликристаллов армко-железа (а) и молибдена (б). 158 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. В качестве исходной дислокационной структуры для последую- щего нагрева без нагрузки использовалась структура, состоящая либо из криволинейных дислокаций, либо из прямолинейных. 6.3. Fe, деформация и последующий нагрев без нагрузки Пластическая деформация проводилась при комнатной температу- ре, а последующий нагрев различной длительности проводился при 200–500С. После первой ступени, как и в интерметаллидах, воз- никают криволинейные дислокации (рис. 38, а). После второй сту- пени вытягивание дислокаций не было обнаружено (рис. 38, б, в). Был проведен другой эксперимент: пластическая деформация при 77 К и последующий нагрев без нагрузки. На рисунке 39, а приведена дислокационная структура после деформации, а на рис. 39, б, в — после нагрева без нагрузки. Исходная дислокационная структура (рис. 39, а) состоит в основном из прямолинейных винто- вых дислокаций. Оказалось, что такая структура практически со- храняется после нагрева без нагрузки при 200С, 1 ч (рис. 39, б). Более того, дислокационные линии становятся более гладкими: удлиняются прямолинейные винтовые сегменты. Однако после нагрева без нагрузки при 450С, 1 ч наблюдаются в основном уже криволинейные дислокации (рис. 39, в). Рис. 38. Дислокационная структура армко-Fe после деформации при ком- натной температуре (а) и последующего нагрева: б — при 200C, 1 ч, в — при 400C, 0,5 ч. Рис. 39. Дислокационная структура армко-Fe после деформации при 77 К (а) и последующего нагрева: б — при 200C, 1 ч, в — при 450C, 1 ч. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 159 6.4. Mo, деформация и последующий нагрев без нагрузки Пластическая деформация проводилась при различных температу- рах от 77 К до комнатной температуры. На рисунке 40, а приведена дислокационная структура после деформации при комнатной тем- пературе. При последующем нагреве наблюдаются в основном кри- волинейные дислокации (рис. 40, б, в), что свидетельствует об от- сутствии автоблокировки в Mo, как и в Fe. После деформации при 77 К наблюдаются прямолинейные вин- товые дислокации, содержащие изломы (cusps) и суперкинки (рис. 41, а). При последующем нагреве без нагрузки дислокации стано- вятся криволинейными (рис. 41, б). 6.5. Mo, деформация и последующее медленное охлаждение Были проведены эксперименты, включающие ВТ-деформацию и последующее охлаждение с разной скоростью, для Mo. В результате аналогичного эксперимента для Ni3Ge, обсуждаемого в разделе 4, медленное охлаждение после предварительной деформации приво- дит к автоблокировке дислокаций (рис. 24). Рис. 41. Дислокационная структура Mo после деформации при 77 К (а) и последующего нагрева при 900C, 1 ч (б). Рис. 40. Дислокационная структура Mo после деформации при комнатной температуре (а) и последующего нагрева: б — при 500C, 1 ч, в — при 900C, 1ч. 160 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. Как видно из рис. 42, а, б, дислокации, введенные путем дефор- мации при 400С, остаются криволинейными как при быстром, так и при медленном охлаждении. Был проведен подробный gb-анализ дислокационной структуры деформированного молибдена. Ориен- тировка исследуемого зерна близка к [102 ] (рис. 42, б). В этом экс- перименте были однозначно определены векторы Бюргерса дисло- каций 1 и 2 благодаря использованию рефлексов типа 112. На дис- локации 1 контраст полностью исчезал в рефлексе g  [121] (рис. 42, в) и gb  2 в рефлексе [112 ]; отсюда следует, что вектор Бюргерса b1   1/2 [111 ]. Для дислокации 2 наблюдали погасание контраста в ре- флексе g  [121 ] (рис. 42, г), что однозначно определяет b2  1/2 [111] с подтверждением контрастом gb  2 в рефлексе [121]. Были также рассчитаны направления сегментов этих дислокаций по их проек- циям в трех сечениях обратной решетки: U1  [113 ] и U2  [111]. Полученные в этом разделе результаты кратко можно сформули- ровать следующим образом:  автоблокировки дислокаций нельзя ожидать ни для ГЦК- металлов, ни для полупроводников;  для исследуемых ОЦК-металлов — армко-железа и молибдена — независимо от того, являются ли исходные дислокации криво- линейными или прямолинейными автоблокировка дислокаций не наблюдается ни при нагреве без нагрузки, ни при медленном охлаждении. Рис. 42. Дислокационная структура Mo после деформации при 400С и быстрого охлаждении (а) и медленного охлаждения (б–в): в — погасание контраста от дислокации 1 в рефлексе g  [121], о.з. [101 ]; г — погасание контраста от дислокации 2 в рефлексе g  [121 ], о.з.  [513 ]. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 161 7. ОБНАРУЖЕНИЕ АВТОБЛОКИРОВКИ ДИСЛОКАЦИЙ В МАГНИИ При поиске материала, в котором можно было ожидать наблюдения автоблокировки, магний был выбран из-за того, что в нем наблюда- лась аномалия y(T) и заблокированные дислокации в области ано- мального хода [46, 47]. 7.1. Скольжение по плоскостям пирамиды II-го рода; аномалия y(T) в магнии На рисунке 43 схематически изображена ячейка ГПУ-решетки, по- казаны векторы Бюргерса дислокаций. Выделена дислокационная петля в плоскости пирамиды II-го рода. Для простоты изображена прямоугольная дислокационная петля. Используя [48], можно по- казать, что для магния среди возможных плоскостей скольжения плоскость пирамиды II-го рода (для краткости, плоскость пирами- ды II) имеет самое низкое значение межплоскостного расстояния d/b, которое равно 0,22 при c/a  1,624 (b — модуль вектора Бюр- герса). Это означает, что плоскость пирамиды II является наименее плотноупакованной из возможных плоскостей скольжения. Кроме Рис. 43. Схематическое изображение дислокационной петли с вектором Бюргерса (c  a) в плоскости пирамиды II-го рода. 162 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. того, пирамидальная система скольжения II имеет самый большой вектор Бюргерса (c  a). Рассмотрим петлю в плоскости (1122 ) пирамиды II (рис. 43) с вектором Бюргерса (c  a), равным [1123 ]/3. Каждая из указанных плоскостей содержит один вектор такого типа. Заметим, что (c  a) — сумма векторов, ни один из которых не принадлежит данной плоскости пирамиды II. Если ось деформации параллельна оси c, то Рис. 44. Предел текучести (приведенный к пирамидальной системе сколь- жения II-го рода) монокристалла магния в зависимости от температуры. Рис. 45. Дислокационная структура 0001 монокристалла магния, дефор- мированного при 350 К: а — большие петли, вытянутые в направлении [1010 ] (В); формирование рядов петель, параллельных [1010 ] (А); плос- кость фольги отклонена на 5 от (1212 ); проекция направления [1010 ] на плоскости фольги (P); б — краевые сегменты (c  a)-дислокаций (В); ряды петель вдоль направления [1010] (С); петли с дефектами упаковки (А); плоскость фольги между (1214 ) и (1216 ). БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 163 факторы Шмида для указанных векторов равны нулю, что не меша- ет фактору Шмида (c  a)-дислокации быть отличным от нуля. При этом дислокация (c  a) не распадается на образующие ее дислока- ции, имеющие нулевые факторы Шмида и не взаимодействующие друг с другом. На рисунке 44 изображена температурная зависимость предела текучести, приведенного к пирамидальному скольжению [49]. Ось сжатия параллельна оси с. В температурном интервале 270–375 К наблюдается аномальный ход предела текучести. При низких тем- пературах наблюдается сильное падение y (T) с ростом температу- ры. Предел текучести при 77 К вдвое превышает значение y (T) при температуре пика Tmax. ТЭМ-исследование [49] показало, что пластическая деформация при сжатии вдоль оси с осуществляется пирамидальными система- ми скольжения II с векторами Бюргерса (c  a). При температурах ниже 270 К и выше 375 К наблюдаются криволинейные дислока- ции. В области аномального хода y(T) наблюдаются большие петли в плоскости пирамиды II-го рода с вытянутыми вдоль 1010  пря- молинейными краевыми сегментами (рис. 45). Сопутствующее на- блюдение маленьких петель является результатом скольжения дислокационного сегмента, имеющего фиксированную точку, обра- зования диполя и его разбиения на петли. Несколько позже была опубликована работа [50], в которой не бы- ла обнаружена температурная аномалия y (T) для магния. Также, как в [49], проводилось сжатие монокристаллов магния вдоль оси с (с точностью до 2). На рисунке 46 приведены деформационные кривые при различных температурах. Установлено, что действующими в интервале температур от комнатной до 500С являются пирамидаль- Рис. 46. Деформационные кривые для 0001 монокристаллов магния при разных температурах. 164 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. ные системы скольжения II-го рода, но наблюдались также и a- дислокации. На рисунке 47 отчетливо видны прямолинейные (c  a)- краевые дислокации, лежащие в плоскости пирамиды II-го рода и вытянутые вдоль направления 1010 . Обратим внимание на пило- образный характер дислокаций на рис. 47, б. Возникает противоре- чие: с одной стороны, нет аномалии y(T), а с другой стороны, наблюдаются заблокированные дислокации. Причины расхожде- ния будут обсуждаться ниже. Температурная аномалия предела текучести была обнаружена для монокристаллов магния не только с осями c (рис. 44), но и с осями a (рис. 48). При таких ориентировках факторы Шмида для a и c дисло- каций равны нулю, что не мешает, как уже говорилось выше, факто- ру Шмида (c  a)-дислокации быть отличным от нуля. В результате Рис. 47. Дислокационная структура 0001 монокристаллов магния: а — сжатие на 1% при 200С, плоскость фольги параллельна плоскости (1120 ); б — сжатие на 1,3% при 150С. Рис. 48. Предел текучести монокристаллов магния и сплавов Mg–Li, Mg– Zn, деформированных вдоль направления a, в зависимости от температуры. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 165 при точных ориентировках действующими могут быть только пира- мидальные системы скольжения с вектором Бюргерса (c  a). На рисунке 48 изображена температурная зависимость аксиаль- ного предела текучести для магния и магниевых сплавов [51]. Рас- тяжение проводилось вдоль оси, параллельной вектору a. Как вид- но из рис. 48, аномальный ход y(T) для магния с a-ориентировкой наблюдается в интервале от 77 К до 293 К, который сдвинут влево по сравнению с соответствующим интервалом для c-ориентировки (рис. 44). На рисунке 49 приведено ТЭМ-изображение (c  a)-краевых дисло- каций в плоскости пирамиды II после деформации при 473 К сплава Mg–7,0 ат.%Li. Возникает противоречие: с одной стороны, темпера- тура деформации примерно на 180 К выше, чем Tmax, т.е. заведомо попадает в область нормального хода y(T), а с другой стороны, наблюдаются заблокированные дислокации, как в области аномаль- ного хода y(T). Причины расхождения будут обсуждаться ниже. Как показано в [52], предел текучести магния при базисном скольжении гораздо ниже (примерно на два порядка), чем при пи- рамидальном. Как видно из рис. 50, приведенное сдвиговое напря- жение для базисного скольжения слабо зависит от температуры. Из-за низкого значения предела текучести базисное скольжение возможно даже при слабом отклонении от точной ориентировки (c или a). Как отмечается в [48], базисное скольжение наблюдалось даже при факторе Шмида, равном 0,035. Если же отклонение от точной ориентировки увеличивается до нескольких градусов, то пирамидальное скольжение вообще перестает быть действующим. Рис. 49. Дислокационная структура монокристалла магния, деформиро- ванного вдоль направления 1120  при 473 К, степень деформации 2,4%: а — краевые (c  a)-дислокации видны в рефлексе g  1100 (а) и не видны в рефлексе g  0110 . 166 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. 7.2. Образцы и методика В качестве объекта исследования использовались 0001 монокри- сталлы Mg. Деформацию монокристаллов осуществляли осадкой на величину 1,5–2,0% со скоростью порядка 0,3 мм/мин при темпера- туре Т  150С. Затем, когда нагрузка была снята, образец охла- ждался в воде (быстрое охлаждение) либо вместе с печью (медлен- ное охлаждение). Как показано выше на примере Ni3Ge, такой «медленный спуск» эквивалентен нагреву без нагрузки. Дислокационную структуру изучали методами электронной про- свечивающей микроскопии на микроскопах JEM 200CX и СМ-30 Super Twin. Идентификация дислокаций производилась методом gb-анализа. Фольги для электронно-микроскопических исследова- ний (ТЭМ) были приготовлены из образцов, вырезанных парал- лельно базисной плоскости. Температура Tmax пика предела текучести для ориентировки c близка к 100С. Для сравнения: температура плавления магния Tm  650С. Далее приводятся результаты исследования структуры монокристаллов при различных режимах термообработки. 7.3. Mg, деформация монокристаллов и быстрое охлаждение После деформации при 150С наблюдается дислокационная структу- ра, которую удается зафиксировать, благодаря быстрому охлаждению (в воду). На рисунке 51, а приведена микрофотография дислокацион- ной структуры, наблюдаемой после деформации монокристалла, ось которого не совпадает с осью c и не лежит в плоскости базиса. Откло- нение оси монокристалла от оси c не превышает 2. Даже такого от- Рис. 50. Приведенное сдвиговое напряжение для базисного скольжения в магнии. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 167 клонения оказалось достаточно, чтобы включилось базисное сколь- жение. Отчетливо видна петля a дислокации в плоскости базиса. На рисунке 51, б приведена микрофотография дислокационной структуры, наблюдаемой после деформации монокристалла с осью, близкой к оси c. Отчетливо видна петля (c  a)-дислокации в плос- кости пирамиды II. На рисунке 51, в приведена микрофотография дислокационной структуры, наблюдаемой после деформации моно- кристалла с осью, близкой к оси a. Именно изображенная на рис. 51, б, в дислокационная структура, состоящая из криволинейных дислокаций, является исходной для последующих экспериментов. 7.4. Mg, деформация монокристаллов и медленное охлаждение 0001-монокристаллы. В результате медленного охлаждения предварительно деформированного монокристалла произошло ра- дикальное изменение дислокационной структуры. На рисунке 52 наблюдаются прямолинейные дислокационные сегменты. По- скольку медленное охлаждение проводится без нагрузки, то дисло- кационные источники не работают и наблюдаемые изменения про- исходят с исходными дислокациями. Как уже говорилось выше, заблокированными в процессе пла- стической деформации являются краевые сегменты (c  a)-дисло- каций, вытянутые вдоль 1100 -направлений, параллельных ли- ниям пересечения плоскостей пирамиды II с плоскостью базиса. Рис. 51. Дислокационная структура Mg после деформации при 150С и быстрого охлаждения: а — базисное скольжение; б — пирамидальное скольжение II-го рода (c-ориентировка); в — пирамидальное скольжение II-го рода (a-ориентировка). 168 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. Именно такую же блокировку испытывают криволинейные исход- ные дислокации при медленном охлаждении (рис. 52, а, б). Обра- тим внимание на форму дислокации (рис. 52, б): дислокация состо- ит из отдельных прямолинейных сегментов, соединенных кратны- ми перегибами. На рисунке 52, в, г видно вытягивание вдоль не- скольких выделенных направлений, углы между которыми равны 60. В плоскости базиса существует три таких направления, два из них видны на рис. 52, в, три — на рис. 52, г. Наблюдаются переходы между криволинейными и прямолинейными дислокациями (рис. 52, д). На рисунке 52, е длинный сегмент имеет пилообразную фор- му, подобную наблюдаемой на рис. 47, б. Как уже говорилось выше, это может быть свидетельством нестабильности дислокации отно- сительно вытягивания вдоль выделенного направления. Для прямолинейных дислокаций, изображения которых пред- Рис. 52. Дислокационная структура 0001 монокристаллов Mg после де- формации при 150С и медленного охлаждения: а, б — прямолинейные дислокаций; в, г — выделенные направления; д — переход от криволи- нейной дислокации к прямолинейной; е — пилообразная форма (c  a)- дислокаций. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 169 ставлено на рис. 53, был проведен gb-анализ. Установлено, что длинные прямолинейные дислокации являются краевыми с векто- ром Бюргерса (c  a), лежащими в плоскости пирамиды II. На рис. 53, а приведено светлопольное изображение дислокационной структуры. Дислокация А погасла в рефлексах g  (1101) (рис. 53, б) и g  (1010) (рис. 53, в). Данный результат возможен только для дислокации с вектором Бюргерса 1 3 [1213]b . Следовой анализ изображения в нескольких отражающих плоскостях показывает, что направление оси дислокации u  [1010 ]. 1120 -монокристаллы. На рисунке 54 видны короткие сегменты, вытянутые вдоль выделенного направления, которое показано стрелкой. Указанные сегменты связаны друг с другом сегментами, направления которых не совпадает ни с одним из выделенных, по- скольку образует с ними почти прямой угол. Подобные цепочки пе- регибов наблюдались в Ni3Ge. До того, как были получены результаты по медленному охла- ждению монокристаллов, мы наблюдали вытягивание (c  a)- дислокаций в поликристаллах магния после предварительной де- формации осадкой (в обойме) при комнатной температуре и отжига Рис. 54. Дислокационная структура 1120  монокристаллов Mg после де- формации при 150С и медленного охлаждения. Рис. 53. Прямолинейные краевые дислокации (c  a): а — светлопольное изображение; б, в — темнопольное изображение в рефлексах g  (1101 ) и g  (1010 ) соответственно. 170 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. при температуре 350С в течение 2 ч. На рисунке 55 видно семей- ство заблокированных прямолинейных дислокаций. Было показа- но, что их ось параллельна выделенному направлению типа 1010 . Можно полагать, что они возникают в отдельных зернах, ось c или a которых, случайно оказалась параллельной оси деформации. За- блокированные дислокации продолжают наблюдаться и при отжиге в течение 24 ч. Выше мы обращали внимание на некоторую противоречивость ре- зультатов ТЭМ-наблюдений, приведенных в работах [50, 51]. Забло- кированные при динамическом нагружении (c  a)-дислокации, вы- тянутые вдоль 1100  направлений (рис. 49), соответствуют ано- мальному ходу y(T), а наблюдаются в области нормального хода. Если предположить, что после деформации происходило медленное охлаждение, то исходные криволинейные дислокации стали прямо- линейными в результате автоблокировки. Для того, чтобы зафикси- ровать их в исходной форме, охлаждение должно быть быстрым. В противном случае дислокации успевают стать прямолинейными. Наблюдение на рис. 47 заблокированных (c  a)-дислокаций, как нам кажется, является свидетельством того, что ось монокристалла близка к оси с и кривая y(T) должна иметь аномальный ход, подоб- ный тому, что приведен на рис. 44 и 48. Полученные в этой главе результаты кратко можно сформулиро- вать следующим образом:  впервые наблюдалась автоблокировка дислокаций в чистом ме- талле, а не в интерметаллиде;  показано, что в монокристаллах Mg, имеющих определенную ориентировку, наблюдается как блокировка (c  a)-дислокаций, принадлежащих пирамидальным системам скольжения II-го ро- да, при динамическом нагружении в области аномального хода y(T), так и их автоблокировка при нагреве без нагрузки или при медленном охлаждении. Рис. 55. Дислокационная структура поликристалла Mg после деформации осадкой (в обойме) при комнатной температуре и последующего отжига при температуре 350С в течение 2 ч: а — ось деформации не совпадает с осью c; б — ось деформации почти параллельна оси c, видны прямолиней- ные краевые дислокации (c  a). БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 171 8. Автоблокировка дислокаций: новая концепция Исследуется поведение дислокаций, для которых потенциальный рельеф является многодолинным. Выявлен достаточно общий тер- моактивированный процесс, который приводит к вытягиванию дислокации вдоль выделенного направления, т.е. к их блокировке. Этот процесс заключается в перебросе дислокации из мелкой доли- ны потенциального рельефа в глубокую и состоит из ряда стадий: образование двойного перегиба, его переориентация, превращение в асимметричный перегиб, и, наконец, вытягивание дислокации вдоль выделенного направления. На основе расчета движущей си- лы получены условия реализации процесса, включая и тот случай, когда отсутствует внешнее напряжение [53, 54]. 8.1. Двухдолинный и однодолинный потенциальный рельеф дислокации Ранее было высказано предположение о возможности термоакти- вированной блокировки сверхдислокаций в отсутствие внешних напряжений (разд. 2). Такое предположение основано, в частности, на том, что сверхдислокация по сути представляет собой скопление, причем сверхчастичные связаны полосой антифазной границы. В результате возникает некоторая эффективная сила, которая ини- циирует поперечное скольжение одной сверхчастичной благодаря влиянию упругого поля другой, что приводит при наличии анизо- тропии энергии АФГ к блокировке сверхдислокации. Существенно, что упоминаемая выше эффективная сила может сохраняться и при нулевом внешнем напряжении. С целью проверки модели была предложена постановка экспери- ментов по нагреву интерметаллидов без нагрузки после предвари- тельной деформации. Такие эксперименты были реализованы для монокристаллов Ni3(Al, Nb), Ni3Ge, TiAl. Результаты изложены в разделах 3–5. Автоблокировка действительно наблюдалась. Одна- ко, в ряде случаев наблюдение вытягивания дислокаций вдоль вы- деленных направлений не могло быть объяснено в рамках предло- женной ранее модели. Имеется в виду автоблокировка сверхдисло- каций при кубическом скольжении в сплавах типа Ni3Al и автобло- кировка одиночных дислокаций в TiAl. Позже была обнаружена автоблокировка дислокаций в магнии. Необходим подход, учитывающий некоторое присущее дислока- циям общее свойство и отражающий ее внутреннюю сущность. Это потенциальный рельеф, долины которого соответствуют равновес- ным состояниям дислокации. Мы полагаем, что автоблокировка связана с двухдолинным ха- рактером потенциального рельефа дислокации. Автоблокировка 172 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. фактически представляет собой самопогружение дислокации в глу- бокую долину без помощи внешнего напряжения. Вытягивание дислокации вдоль определенного направления осуществляется по- средством рождения двойного перегиба и разбегания принадлежа- щих ему одиночных перегибов. На первый взгляд кажется очевид- ным, что для того, чтобы перегибы, будучи разноименными, могли бы преодолеть взаимное притяжение и разбежаться, необходимо внешнее напряжение. Однако, если рельеф содержит долины раз- ной глубины — глубокая вдоль выделенного направления, мелкие- вдоль направлений, отличных от выделенного, — то возникает не- которая дополнительная движущая сила, которая делает возмож- ным появление неустойчивой конфигурации, когда происходит разбегание перегибов при нулевом внешнем напряжении. После- дующая переориентация двойного перегиба приводит к его превра- щению в асимметричный перегиб, в результате движения которого и происходит вытягивание дислокации вдоль выделенного направ- ления. Именно асимметричный перегиб является центральной фи- гурой автоблокировки. Наблюдение или ненаблюдение автоблокировки дислокаций в различных материалах позволяет, как будет показано далее, вос- становить характер потенциального рельефа дислокации и ответить на вопрос, каким является рельеф — однодолинным или двухдо- линным. Рассмотрим две различные формы потенциального рельефа: од- нодолинный (рис. 56, а) и двухдолинный (рис. 56, б). Двухдолин- ный характер потенциального рельефа дислокации отражает нали- чие двух минимумов и соответственно двух конфигураций, которые имеют разную энергию. Существенно, что высота стенки, отделя- Рис. 56. Схематическое изображение потенциального рельефа для дисло- кации: однодолинный рельеф (а), двухдолинный рельеф (б). БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 173 ющей мелкую долину от глубокой, должна быть больше высоты стенки, разделяющей мелкие долины. В противном случае, если бы указанные стенки имели одну и ту же высоту, все дислокации до- статочно быстро оказались бы в глубоких долинах, что привело бы к истощению пластического течения. Изображение рельефа на рис. 56 не следует воспринимать из- лишне буквально. На самом деле дислокационный рельеф не одно- мерный, а, по меньшей мере, двумерный. Более того, в общем слу- чае рельеф является трехмерным, так что и для одной и той же дис- локации при смене плоскости скольжения необходимо рассматри- вать его различные двумерные сечения. 8.2. Вытягивание дислокации в отсутствие внешнего напряжения Возможность вытягивания дислокации вдоль выделенного направ- ления в отсутствие внешнего напряжения составляет часть общей проблемы термоактивированных переходов дислокации между до- линами потенциального рельефа. Контролирующим при этом явля- ется термоактивированный процесс переброса дислокации из мел- кой долины в глубокую, который включает в себя образование двойного перегиба и последующее его превращение в асимметрич- ный перегиб (рис. 57). Вдоль выделенного направления происходит изменение внутренней структуры дислокации, обеспечивающее понижение энергии дислокации. Для направлений, достаточно близких к выделенному, будем считать для простоты, что долины почти параллельны. Двойной пе- региб состоит из исходных дислокационных отрезков, лежащих в мелкой долине, отрезка длиной d, переброшенного в глубокую до- лину, и связывающих их одиночных перегибов шириной w (рис. 57, а). Введем следующие обозначения: E0 — энергия дислокации в мелкой долине, Ed — энергия дислокации в глубокой долине (обе — на единицу длины дислокации). Используя [13], можно показать, что вклады в энергию двойного перегиба можно записать в следую- щей форме: (i) удвоенная энергия одиночного перегиба 2Uk; а б Рис. 57. Двойной перегиб (а) и асимметричный перегиб (б). 174 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. (ii) работа внешнего напряжения , затраченная на образование двойного перегиба: 0 2 w E bad b ydx       , (32) где a — параметр решетки; (iii) энергия взаимодействия перегибов, которая в случае резких перегибов имеет вид: 2 ( )iE Ka d w   , 2K k b  , (33) где  — модуль сдвига, k — коэффициент, зависящий от ориента- ции дислокации; (iv) изменение линейной энергии при перебросе (flip) дислокации из мелкой долины в глубокую: fl E Ed  , (34) 0 0dE E E    . (35) Именно вклад Efl, связанный с разностью глубины долин, не учи- тывался ранее и отличает настоящее рассмотрение от предыдущих. В результате, полная энергия Et, которая требуется для образо- вания двойного перегиба, имеет вид: fl 2t k iE U E E E      . (36) Критическая конфигурация двойного перегиба определяется пу- тем нахождения минимума энергии Et по ширине w и максимума по длине d. Будем считать для простоты, что найденная путем мини- мизации характерная ширина wc и форма одиночных перегибов не зависят от расстояния d между ними (во всяком случае, для доста- точно длинных перегибов). Выделим ту часть энергии Et, которая зависит от длины d: 2 ( ) ( ) ( )t cE d ba E d Ka d w       . (37) Тогда из условия экстремума 0tE d   получаем уравнение для определения критической длины dc: 2 2 ( ) 0 ( )c c Ka ba E d w       . (38) Пренебрегая величиной wc по сравнению с dc, имеем: БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 175 2 ( ) c Ka d ba E     . (39) Отсюда следует, что в отсутствие внешнего напряжения появление неустойчивой конфигурации, при которой происходит разбегание перегибов, обеспечивается за счет дополнительной движущей силы, пропорциональной величине E. В этом случае критическая длина dc приобретает вид: 2 c Ka d E   . (40) Условием реализации процесса переброса дислокации из мелкой долины в глубокую при   0, который приводит к автоблокировке дислокации, является неравенство E  0, причем с увеличением E падает dc. Очевидно, что при обратном переходе (из глубокой до- лины в мелкую) сила, которая связана с изменением глубины до- лин, будет противодействовать переходу. В результате при нагреве без нагрузки можно ожидать термоактивированного образования неразрушаемых барьеров. Возможность автоблокировки сохраняется и в том случае, когда направления, вдоль которых лежат мелкие и глубокие долины, не- параллельны. Однако критическая конфигурация не будет возни- кать при таких углах, когда проигрыш энергии при удлинении пе- региба перестает компенсироваться выигрышем энергии при пере- бросе дислокации в глубокую долину. Приведем оценку, достаточно грубую, возможности развертывания или, напротив, коллапса конфигурации, возникающей после переориентации двойного пе- региба (рис. 57, б). Вытягивание дислокации вдоль выделенного направления может происходить путем выбрасывания либо двойного перегиба и его по- следующей переориентации, либо сразу же — асимметричного пе- региба (рис. 57, б). Асимметричный перегиб состоит из прямоли- нейного сегмента, вытянутого вдоль выделенного направления (с линейной энергией Ed) и бокового перегиба (с линейной энергией E0). Благодаря разности E в глубине долин, асимметричный пере- гиб может иметь меньшую энергию, чем исходный дислокацион- ный сегмент (пунктирная линия на рис. 57, б). Этому способствует также форма бокового перегиба, который является резким, так что асимметричный перегиб представляет собой фактически излом на дислокации. Для простоты будем считать, что одиночный перегиб перпендикулярен выделенному направлению. Тогда условие авто- блокировки сводится к тому, что дислокация, которая представля- ет собой ломаную линию и состоит из вытянутого вдоль выделенно- го направления сегмента длиной d и одиночного перегиба длиной h, 176 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. имеет меньшую энергию, чем исходная прямолинейная дислока- ция длиной d0. Это условие можно записать в виде: d 0 0 0 E d E h E d  . (41) Отметим, что выигрыш энергии для ломаной дислокации по сравнению с прямолинейной возможен лишь вследствие разницы в глубине долин. Путь же перехода из мелкой долины в глубокую может быть более оптимальным, чем представленный на рис. 57, б. 8.3. Разность глубины долин как причина автоблокировки дислокаций Введем угол  между выделенным направлением и направлением исходной дислокации (рис. 57, б). Используя (35) и записывая Ed в виде Ed  E0  E, из (41) получаем: 0 d 0 tg 0 cos E E E d          . (42) Неравенство (42) является условием автоблокировки. Выполнение (или невыполнение) этого условия в используемом приближении не зависит от длины сегмента d, т.е. процесс автоблокировки идет (или не идет), при любом d. Условие (42) можно записать в виде: d 0 1 sin cos E E     . (43) Рис. 58. Функция (): разрешенная и запрещенная (заштрихованная) области для автоблокировки при некотором значении угла  . БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 177 Введем функцию (): 1 sin ( ) cos       , (44) которая изображена на рис. 58. Легко показать, что () — положительная функция, монотонно падающая от ()  1 при   0 и равная нулю при   /2. В соот- ветствии с (43), (44) условие автоблокировки принимает вид: 0 ( )dE E    . (45) Как видно из (45) и рис. 58, указанное условие выполняется для уг- лов    , где угол  определяется из уравнения: 0 ( )dE E    . (8.15) Именно угол  является предельным для автоблокировки: при    этот процесс невозможен в рамках данной модели (заштрихо- ванная область на рис. 58). Из рисунка 58 сразу видно, что при 0dE E , угол 0 , что гово- рит об отсутствии автоблокировки. Напротив, если Ed/E0  0, то /2   и автоблокировка возможна при любом угле . При получении условий автоблокировки были сделаны некото- рые допущения, которые, впрочем, существенно не могут повлиять на полученные выводы. Во-первых, мы ввели только две линейные энергии: энергию Ed для сегмента, вытянутого вдоль выделенного направления, и энергию E0 для других сегментов, не зависящую от их ориентации. Во-вторых, предполагалось, что угол в вершине из- лома является прямым. Используя то же приближение, можно по- казать, что если указанный угол является острым, то данная кон- фигурация проигрывает по энергии рассмотренному выше прямо- угольному перегибу. Если же указанный угол является тупым, то при определенных условиях такая конфигурация может оказаться энергетически более выгодной по сравнению с прямоугольным пе- регибом. В результате, вообще говоря, автоблокировка могла бы происходить в более широком интервале углов. И все-таки переход дислокации при нулевом внешнем напряже- нии из мелкой долины в глубокую кажется, на первый взгляд, странным. Разность (E0  Ed), действительно, обеспечивает выиг- рыш энергии при погружении дислокации в глубокую долину. Но для этого дислокация должна преодолеть барьер, разделяющий до- лины, причем без помощи внешнего напряжения. Именно вопрос о преодолении барьера и требует пояснения. Тепловые флуктуации 178 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. заставляют дислокацию колебаться в мелкой долине. Если энергия локальной тепловой флуктуации достаточно велика, то из мелкой долины в глубокую выбрасывается двойной перегиб. Понижение энергии сегмента, попавшего в глубокую долину, стимулирует его рост и при нулевом напряжении. Растущий двойной перегиб как бы затягивает дислокацию в ловушку, причем после достижения кри- тического размера двойной перегиб уже не возвращается в мелкую долину, а падает в глубокую. Это является ключевым моментом ав- тоблокировки. В случае, когда в отличие от рассмотренного выше, двойной пере- гиб выбрасывается из одной мелкой долины в другую, возникает иная ситуация: в отсутствие внешнего напряжения нет разности в глубине долин, нет критического размера перегиба, а, значит, нет и перехода из одной долины в другую. Таким образом, определяющим при анализе эффекта автоблоки- ровки является то, что энергия и критический размер двойного пере- гиба должны зависеть от упоминаемой выше разницы в глубине до- лин. Однако время перехода в глубокую долину в принципе может оказаться настолько большим, что дислокация за время наблюдения не успевает перейти в имеющуюся долину, несмотря на наличие движущей силы. Это означает, что глубокая долина может оказаться динамически недостижимой. Поэтому наблюдение предсказанного теоретически эффекта автоблокировки не было очевидным. 8.4. Цепочка перегибов Инденбом, Петухов и Лете в своем обзоре [55] обратили внимание на некоторую аналогию: исходное положение дислокации соответ- ствует метастабильной фазе, а роль «новой фазы» играют дислока- ционные сегменты, которые преодолевают барьеры, разделяющие долины рельефа Пайерлса. Зародышем (embryo) «новой фазы» яв- ляется двойной перегиб. Удивительным оказалось развитие этой идеи в случае автоблокировки дислокаций. Мы полагаем, что вбли- зи выделенного направления можно ожидать образования не одного перегиба, а цепочки асимметричных перегибов (рис. 59, а). Такая цепочка, в свою очередь, может превратиться в большой асиммет- ричный перегиб, «поедающий» более мелкие (рис. 59, б). Хотя при этом суммарные длины как прямолинейных сегментов, так и боко- вых перегибов не меняются, но стимул для такой перестройки все же остается: это понижение энергии за счет уменьшения числа из- ломов. В отличие от цепочки симметричных двойных перегибов, рассмотренной Зегером и др. [56], цепочку асимметричных переги- бов можно рассматривать, как зародыш, который имеет возмож- ность превратиться в вытянутый вдоль выделенного направления сегмент и кратный перегиб (рис. 59). БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 179 Полученные в этом разделе результаты кратко можно сформули- ровать следующим образом:  исследована возможность вытягивания дислокации в отсутствие внешнего напряжения; особое внимание обращено на процесс переброса дислокации из мелкой долины в глубокую, который включает в себя образование двойного перегиба и последующую его переориентацию, приводящую к образованию асимметрично- го перегиба;  показано, что движущая сила процесса переброса определяется разностью в глубине долин; рассмотрены условия его реализа- ции; показано, что при нулевом внешнем напряжении процесс разрешен при определенных условиях, а выход из глубокой до- лины затруднен, в результате чего становится возможной авто- блокировка дислокаций;  вблизи выделенного направления можно ожидать образования не одного перегиба, а цепочки асимметричных перегибов, кото- рая в свою очередь, может превратиться в большой асимметрич- ный перегиб, «поедающий» более мелкие. 9. ХАРАКТЕРНЫЕ ВРЕМЕНА ОБРАЗОВАНИЯ И РАСПРОСТРАНЕНИЯ ДВОЙНЫХ ПЕРЕГИБОВ Используя предложенную выше модель, вводятся времена, харак- теризующие образование и разбегание перегибов. Показано, что смена соотношений между этими временами определяет изменение формы дислокаций как при пластической деформации, так и при нагреве без нагрузки. Сформулированы соотношения между време- нами перехода между долинами потенциального рельефа дислока- ции и временами наблюдения при динамическом нагружении, и Рис. 59. Перегибы вблизи выделенного направления: а — цепочка переги- бов; б — вытянутый сегмент и кратный перегиб (штрихами показана ис- ходная цепочка). 180 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. при нагреве без нагрузки, которые определяют термоактивирован- ное образование неразрушаемых барьеров. Выявлена связь между характером рельефа и двумя эффектами: температурной аномалией y(T) и автоблокировкой [53–42]. 9.1. Соотношения между характерными временами и аномалия предела текучести Дислокации могут наблюдаться в двух формах: либо криволиней- ные, либо прямолинейные, вытянутые вдоль некоторых выделен- ных направлений. Именно вдоль этих направлений энергия дисло- кации оказывается наименьшей. С изменением температуры эти формы могут сменять друг друга. Как уже говорилось выше, в раз- ных материалах такая смена может сопровождаться или не сопро- вождаться изменением температурной зависимости предела теку- чести y(T). В ОЦК-металлах наблюдается нормальная температур- ная зависимость y(T), характеризуемая сильным падением напря- жения с ростом температуры. При этом наблюдаются как прямоли- нейные дислокации при низких температурах, так и криволиней- ные при высоких. В высокотемпературных интерметаллидах, в частности, в Ni3Al и TiAl, температурная зависимость y(T) являет- ся немонотонной: аномальный ход y(T) при промежуточных тем- пературах; нормальный ход y(T) при низких и высоких температу- рах, причем в Ni3Al при низких температурах наблюдается слабое, а в TiAl сильное падение напряжения с ростом температуры. В об- ласти аномального хода y(T) всегда наблюдаются прямолинейные дислокации, которые представляют собой барьеры, т.е. являются заблокированными. Форму, подобную той, что наблюдается в TiAl, имеет кривая y(T) в магнии, но лишь при определенных ориенти- ровках оси деформации. Общая проблема термоактивированных переходов дислокаций между долинами потенциального рельефа включает в себя последо- вательность времен переброса дислокации между долинами разной глубины. Для описания образования и распространения под дей- ствием внешнего напряжения двойного перегиба на дислокацион- ном сегменте длиной L введем характерные времена: время t1 ожи- дания появления двойного перегиба на сегменте длиной L и время tL распространения двойного перегиба на длину L, время (sd) 2 t (shallow– deep) переброса дислокации из мелкой долины в глубокую, время ( ) 2 dst выхода из глубокой долины, время наблюдения obs t    ( — степень деформации, const  — скорость деформации). Рассмот- рим вытягивание дислокации для двух форм потенциального рель- ефа: однодолинного (рис. 56, а) и двухдолинного (рис. 56, б). Однодолинный потенциальный рельеф. Рассмотрим образование и распространение под действием внешнего напряжения  двойного БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 181 перегиба на дислокационном сегменте длиной L. Пусть энергия ак- тивация образования двойного перегиба, имеющего критическую ширину w, равна U1(). Запишем частоту образования двойного пе- региба в произвольном месте на длине L в виде [58]: 1 1 0 ( ) exp UL w kT          , (47) где частота 0 порядка дебаевской. Соответственно время t1 ожида- ния появления двойного перегиба на сегменте длиной L имеет вид: 1 1 0 ( )1 exp Uw t L kT         . (48) Отсюда следует, что время t1 экспоненциально зависит от температу- ры и обратно пропорционально длине L дислокационного сегмента. Время tL распространения двойного перегиба на длину L, т.е. время разбегания образующих его одиночных перегибов, запишем в виде: Lt L v  , (49) где v — скорость движения одиночного перегиба,  — численный коэффициент, зависящий от исходного положения двойного пере- гиба на рассматриваемом сегменте (1/2    1). В рамках общего подхода к описанию стационарного движения частицы в вязкой среде можно считать что v X  , (50) где X — некоторая обобщенная движущая сила, в качестве которой в данном случае можно использовать внешнее напряжение ,  — подвижность перегибов, связанная с необходимостью при движе- нии одиночного перегиба преодолевать термическим (или атерми- ческим) путем различные препятствия, например, точечные пре- пятствия, вторичный рельеф Пайерлса и др. Из (49), (50) имеем: /Lt L   . (51) Если преодоление препятствий, необходимое для разбегания одиночных перегибов, требует термических флуктуаций, то, вводя соответствующую энергию активации 1 ( )U  , имеем 1 ( ) exp U kT           , (52) 182 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. 1 ( ) 1 expL U t L kT         . (53) Отсюда следует, что время tL экспоненциально зависит от темпера- туры и пропорционально длине L дислокационного сегмента. Время tL оказалось обратно пропорциональным величине напряжения: tL  1/. Таким образом, в отсутствие внешнего напряжения tL бу- дет стремиться к бесконечности, т.е. возникающие вследствие тер- мических флуктуаций перегибы не будут разбегаться. Однако и в этом случае разбегание перегибов до некоторых локальных препят- ствий будет иметь место за счет внутренних напряжений и именно эти напряжения будут входить в выражения для tL. Существенно, что время tL имеет более слабую температурную зависимость по сравнению с t1, поскольку связано с преодолением слабых препятствий, например, вторичного рельефа Пайерлса. Учитывая, что 1 1 ( ) ( )U U    , а также разную зависимость t1 и tL от длины L, можно ожидать, что время t1 может быть как больше, так и меньше tL, т.е. возможны два варианта, рассматриваемые далее. В первом случае, когда t1  tL, (54) одиночные перегибы успевают разбежаться раньше, чем будет об- разован новый двойной перегиб на длине сегмента. В результате дислокация остается прямолинейной. Во втором случае, когда t1  tL, (55) на длине сегмента за время tL разбегания первичных перегибов успе- вают возникнуть новые перегибы. В этом случае дислокация будет представлять собой цепочку перегибов, состоящую из множества одиночных перегибов и прямолинейных сегментов между ними. В обоих рассмотренных выше случаях за время наблюдения tobs успевают возникать перегибы, посредством которых осуществляет- ся движение дислокаций и соответственно пластическая деформа- ция. Отсюда следует, что t1  tobs. (56) Таким образом, при однодолинном рельефе дислокация является либо прямолинейной (на некоторой большой длине L) при выпол- нении условия (54), либо кусочно-прямолинейной при выполнении условия (55). В любом случае прямолинейные сегменты параллель- ны выделенному направлению. Кусочно-прямолинейные дислока- БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 183 ции наблюдаются как криволинейные из-за малой длины указан- ных сегментов. Если бы при динамическом нагружении во всем температурном интервале выполнялось соотношение (54), то дислокации остава- лись бы прямолинейными. Мы полагаем, что смена прямолиней- ных дислокаций на криволинейные, наблюдаемая в ОЦК-металлах с ростом температуры, связана с изменением соотношения между характерными временами t1 и tL. Именно введение второго харак- терного времени tL дает возможность объяснить указанную смену формы дислокации. Характерное время t1, определяемое (48), пада- ет с ростом температуры, что, в конечном счете, и определяет нор- мальный ход предела текучести y(T). Различные последовательно- сти характерных времен в случае однодолинного потенциального рельефа схематически изображены на рис. 60, а, б. Двухдолинный потенциальный рельеф. Иная ситуация имеет ме- сто в случае двухдолинного потенциального рельефа. При этом, как уже говорилось в разделе 8.1, высота стенки, отделяющей мелкую долину от глубокой, должна быть больше высоты стенки, разделя- ющей мелкие долины. При низких температурах, когда еще невозможно преодоление указанного высокого барьера и, соответственно, погружение в глу- бокие долины, можно рассматривать рельеф как однодолинный, сохранив введенные выше характерные времена (рис. 60, в). В ре- зультате должна наблюдаться нормальная температурная зависи- мость предела текучести y(T), связанная с характерным временем t1 [59]. При этом в зависимости от выполнения соотношений (54) и (55) возможно существование как прямолинейных, так и криволи- нейных дислокаций, а также их смена. С ростом температуры для двухдолинного рельефа становится Рис. 60. Различные последовательности характерных времен. 184 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. возможным выбрасывание двойного перегиба из мелкой долины в глубокую, требующее времени (sd) 2 t (shallow–deep). Из-за упоминае- мой выше разности в высоте барьеров, разделяющих долины, спра- ведливо соотношение: (sd) 2 1 t t . (57) По той же причине время (sd) 2 t и время выхода из глубокой доли- ны (ds) 2 t связаны следующим соотношением: (sd) (ds) 2 2 t t . (58) Очевидно, что из-за большой величины (ds) 2 t одиночные перегибы успевают разбежаться на допустимую в этом случае длину сегмента L раньше, чем будет образован новый двойной перегиб, т.е. (ds) 2Lt t . (59) Характерные времена (sd) 2 t и (ds) 2 t имеют температурную зависи- мость типа (33) с соответствующими энергиями активации (sd) 2 U и (ds) 2 U , которые связаны следующим соотношением: (sd) (ds) 2 2 U U . (60) Как следует из (58), должен существовать температурный интер- вал, внутри которого (sd) (ds) 2 2obs t tt , (61) где tobs — введенное выше время наблюдения (рис. 60, г). Соотноше- ния (61) означает, что за время нагружения дислокации успевают перейти из мелкой долины в глубокую, однако обратный переход оказывается невозможным, т.е. происходит термоактивированное образование неразрушаемых барьеров. В этом случае, в отличие от рассмотренного выше для однодолинного рельефа, предел текуче- сти y(T), пропорционален величине (sd) 2 1 t [59]. В результате y(T) растет с ростом температуры, т.е. имеет аномальную температур- ную зависимость, определяемую энергией активации (sd) 2 ( )U  . При этом, в соответствие с (59) будут наблюдаться только прямолиней- ные дислокации, которые вытянуты вдоль некоторого выделенного направления. Однако, в отличие от случая однодолинного рельефа, когда в процессе динамического нагружения осуществляются пере- ходы между долинами, в данном случае нет выхода из глубоких до- лин, т.е. прямолинейные дислокации в соответствие с (61) являют- ся заблокированными. Поэтому, несмотря на удивительное сход- БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 185 ство в дислокационной структуре ОЦК-металлов при низкой темпе- ратуре и интерметаллидов в области аномального хода y(T) (винто- вые прямолинейные дислокации), поведение дислокаций является различным. При высоких температурах, когда выполняется соотношение (sd) (ds) 2 2 obs t t t , (62) становится возможным выход дислокаций из глубоких долин (рис. 60, д) и вновь восстанавливается нормальный ход y(T). При этом форма рельефа может измениться, если происходит смена действу- ющих систем скольжения. 9.2. Соотношения между характерными временами и автоблокировка Рассмотрим, какой физический смысл имеют эти последовательно- сти времен в, представленных выше, экспериментах, включающих первую ступень (пластическая деформация) и вторую ступень (нагрев без нагрузки). Октаэдрическому скольжению при НТ-де- формации соответствует вариант (б), а кубическому скольжению при ВТ-деформации — вариант (д). Соответственно на первой сту- пени выполняются соотношения: t1  tobs, (sd) 2 obs t t , (НТ); (63) (sd) (ds) 2 2 obs t t t , (ВТ). (64) В обоих случаях исходные дислокации являются криволинейными и превращаются в прямолинейные при переходе ко второй ступени. На второй ступени при нагреве в отсутствие внешнего напряже- ния может оказаться, что время (sd) 2 t достаточно мало, так что вы- полняется соотношение (sd) ht 2 obs t t . (65) Здесь ht obs t — время нагрева. Из-за упоминаемой выше разности в высоте барьеров, разделяющих долины, время (sd) 2 t и время выхода из глубокой долины (ds) 2 t связаны соотношением (58). Тогда, как следует из (58), (65), может существовать температурный интервал, внутри которого (sd) ht (ds) 2 obs 2 t t t . (66) Таким образом, при переходе ко второй ступени происходит сме- 186 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. на последовательностей характерных времен от (63), (64) на (66). Соотношение (66) означает, что за время наблюдения происходит термоактивированный процесс образования неразрушаемых барье- ров. Этот же процесс, как уже говорилось выше, является ответ- ственным за аномальный ход y(T) при динамическом нагружении, когда выполняется соотношение (61). В обоих случаях реализуется вариант, изображенный на рис. 60, г, но при разных значениях времени наблюдения и температуры. Одним из подтверждений этого являются микрофотографии дис- локационной структуры сплава Ni3(Al, Nb), приведенные на рис. 13: деформация при 300С (а) и последующий нагрев при 800С, 1 ч (б). На рисунке 13, а видна характерная для температурного интер- вала из области аномального хода y(T) структура, состоящая из за- блокированных дислокаций. При последующем нагреве без нагруз- ки дислокационная структура, изображенная на рис. 13, а, практи- чески сохраняется (рис. 13, б). Это возможно благодаря тому, что реализуются последовательности времен одного того же типа. Чрезвычайно убедительным доказательством являются также результаты по изменению дислокационной структуры для случая, когда предварительную деформацию и нагрев без нагрузки прово- дили при одной и той же температуре, равной 800С, которая выше температуры Tmax пика y(T). Исходная дислокационная структура состоит из криволинейных дислокаций (рис. 14). В этом случае вы- полняется соотношение (62). После нагрева в течение 20 мин на- блюдаются заблокированные прямолинейные дислокации (рис. 16). Это означает, что выполняется соотношение (66). При одной и той же температуре сменилась последовательность характерных времен вследствие смены времени наблюдения tobs на ht obs t и выклю- чении напряжения. Ранее, в разделе 8, мы отмечали, что переход дислокации при ну- левом внешнем напряжении из мелкой долины в глубокую все-таки кажется, на первый взгляд, странным. Время перехода в глубокую долину в принципе может оказаться настолько большим, что дисло- кация за время наблюдения не успевает это осуществить, несмотря на наличие движущей силы, пропорциональной разности (E0  Ed). Введя, кроме времен перехода между долинами, времена наблюде- ния tobs и ht obs t , мы получили соотношения (61) и (66), выполнение ко- торых необходимо для обоих исследуемых эффектов: температурной аномалии y(T) и автоблокировки. В обоих случаях необходим пере- ход из мелкой долины в глубокую, т.е. (sd) 2 obs t t и (sd) ht 2 obs t t . Оче- видно, что меняя время нагрева, всегда можно получить ht obs obs t t . Но при этом не очевидно, как изменится время (sd) 2 t при выключении внешнего напряжения. Только экспериментальные результаты наблюдения автоблокировки стали доказательством того, что возни- кающая из-за разности в глубине долин движущая сила оказалась БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 187 достаточной для погружения в глубокую долину. Таким образом, полученные в настоящей главе результаты сви- детельствуют о том, что оба эффекта, — автоблокировка и аномалия y(T), — имеют единую природу: двухдолинный потенциальный рельеф дислокации. Сравнение с поведением дислокаций в полупроводниках [44] под- тверждают эту концепцию. Дислокации в полупроводниках суще- ствуют как в криволинейной (рис. 36, а), так и прямолинейной фор- мах. Как видно из рис. 36, б, наблюдалось вытягивание дислокаций вдоль выделенных направлений. Однако, в полупроводниках, в от- личие от интерметаллидов, вытягивание происходит только под нагрузкой. При нагреве же без нагрузки вытягивания дислокаций не обнаружено (рис. 36, в). В полупроводниках понижение энергии реа- лизуется не для полных, а для частичных дислокаций за счет рекон- струкции их ядра. Для частичных дислокаций не нужна рекомбина- ция. Поэтому рельеф является однодолинным: глубокая долина — ядро после реконструкции, барьер — нереконструированное ядро. Термоактивированный переход между долинами определяется вре- менем типа t1(T). В результате наблюдается нормальный темпера- турный ход предела текучести y(T). Ни аномалия y(T), ни автобло- кировка не обнаружены в полупроводниках. Для объяснения аномального хода y(T) развиты также другие подходы. Петуховым [60, 61] предложена модель описания дина- мики дислокаций со спонтанно перестраивающимися состояниями ядер, которая включает в себя статистику времен задержки дисло- каций в сидячих состояниях. Показано, что усреднение по стати- стическому распределению указанных времен приводит к наличию аномального вклада в эффективную скорость дислокации, что объ- ясняет, в конечном счете, аномалию y(T). В модели Louchet–Viguier [62] аномальный ход y(T) объясняется ростом числа точек закрепления (pinning points) вдоль линии дисло- кации с повышением температуры. Образование же точек закрепле- ния обусловлено столкновением перегибов, которые возникают на винтовой дислокации в различных плоскостях скольжения. Наши возражения против этой модели сводятся к следующему:  предполагается одновременное действие двух систем скольже- ния, имеющих общий вектор Бюргерса: первичной системы (с наибольшим фактором Шмида) и системы поперечного скольже- ния;  предполагается, что блокировку испытывают винтовые дисло- кации; Однако первое предположение выполняется лишь при определен- ных ориентировках, а при других ориентировках механизм Louchet– Viguier не работает, тогда как в исследуемых интерметаллидах ано- малия y(T) наблюдается при любых ориентировках. Второе предпо- 188 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. ложение несправедливо в тех случаях, когда блокировка происходит для дислокационных сегментов, отличных от винтовых. Например, для 30-градусных сегментов дислокаций с вектором Бюргерса 1/2 112 в TiAl или для краевых сегментов (c  a)-дислокаций в маг- нии. В этих случаях механизм Louchet–Viguier не работает. Тем не менее, аномальный ход y(T) наблюдается и в TiAl, и в магнии. Основные результаты кратко можно сформулировать следующим образом:  проанализированы различные возможности вытягивания дис- локации вдоль выделенного направления для двух форм потен- циального рельефа: однодолинного и двухдолинного; введены времена, характеризующие образование и распространение двойного перегиба;  получены соотношения между характерными временами, при которых дислокации оказываются прямолинейными и соотно- шения, при которых прямолинейные дислокации являются за- блокированными; показано, к каким последствиям приводит изменение соотношений;  получены соотношения между характерными временами, кото- рые определяет температурную аномалию предела текучести, и соотношения, выполнение которых необходимо для автоблоки- ровки. 10. ОКТАЭДРИЧЕСКОЕ СКОЛЬЖЕНИЕ И АВТОБЛОКИРОВКА Сформулированы условия автоблокировки дислокаций после окта- эдрического скольжения, которые обеспечивают поперечное скольжение сверхчастичной с учетом образования вслед за ней по- лосы антифазной границы [31, 40, 63]. В интерметаллидах типа Ni3Al, имеющих аномальный ход пре- дела текучести y(T), пластическая деформация при температурах ниже температуры Tmax пика y(T) осуществляется посредством ок- таэдрического скольжения сверхдислокаций. При низких темпера- турах наблюдаются криволинейные дислокации (рис. 9), при про- межуточных температурах в области аномального хода y(T) пря- молинейные дислокации (рис. 13) [64, 65]. Действующими при T  Tmax являются системы, имеющие наибольшие среди октаэдри- ческих систем факторы Шмида (рис. 7, а). При промежуточных температурах дислокации этих систем становятся заблокирован- ными в результате поперечного скольжения сверхчастичных в плоскость куба и образования барьеров Кира–Вильсдорфа (рис. 3). В том случае, когда пластическая деформация осуществляется путем октаэдрического скольжения, то поскольку при последую- щем нагреве без нагрузки дислокационные источники не работают, превращения испытывают дислокации тех же упоминаемых выше БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 189 систем. Автоблокировка происходит также в результате поперечно- го скольжения в плоскость куба и заблокированные конфигурации имеют форму, подобную той, что при динамическом нагружении. Начальные стадии вытягивания дислокаций вдоль выделенных направлений при нагреве без нагрузки видны на рис. 10. Вследствие того, что сверхдислокация в плоскости октаэдра (с нормалью n) представляет собой маленькое скопление, на ведущую дислокацию в плоскости куба (с нормалью n) действует эффектив- ная сила ( , ) effK b n со стороны ведомой. Как показано в разд. 2, услови- ем того, что ( , ) 0 effK  b n при 0  0, является соотношение 0    , (67) здесь  и  — энергии АФГ в плоскостях октаэдра и куба соответ- ственно, 1 3  nn . Для того чтобы двойной перегиб при своем распространении в плоскости куба превратился в асимметричный перегиб, это пре- вращение должно сопровождаться выигрышем энергии, несмотря на то что прямолинейная дислокация при этом становится ломаной и состоит из вытянутого вдоль выделенного направления сегмента длиной d и одиночного перегиба длиной h. Это условие имеет вид (41). В том случае, когда двойной перегиб принадлежит сверхча- стичной дислокации, для его распространения в плоскости куба требуется дополнительная энергия, пропорциональная площади возникающего поверхностного дефекта, т.е. АФГ с энергией  [40, 64, 65]. На рисунке 61 изображен асимметричный перегиб на сверх- частичной дислокации и полоса АФГ. Далее предполагается неза- висимое (несогласованное) образование перегибов на каждой из сверхчастичных, входящих в состав исходной сверхдислокации. Тогда условие автоблокировки вместо уравнения (42) приобрета- ет вид: Рис. 61. Асимметричный перегиб на сверхчастичной дислокации; точками показана АФГ в плоскости куба. 190 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. d 0 0 ( tg 1 2 tg ) ( cos )E E d d E d       . (68) Отсюда получаем: 0 0 1 cos sin 1 1 cos 2 d E E E                 . (69) Введем угол  посредством аналогичного (46) соотношения 0 cos sin 1 cos E E        . (70) Тогда из (69) получаем: 0 0 1 cos sin 1 1 cos 2 d E E E                 ,    . (71) Это означает, что в данном случае условие (69) не выполняется, так что автоблокировка сверхчастичной дислокации при    невоз- можна. Если же    , то при малых значениях длины сегмента d усло- вие (69) будет выполняться. Однако, для сверхчастичных, в отли- чие от полных дислокаций, с ростом d это условие перестает выпол- няться. Значение длины сегмента d, при котором это происходит, определяется соотношением: 0 0 1 1 cos sin 1 1 cos 2 E E d E                   ,    . (72) Существование решения d уравнения (72) при заданном значении угла  зависит от соотношения между величинами E и a. Введем критическое значение длины перегиба h  dtg. С исполь- зованием величины h уравнение (72) может быть записано в виде: 0 0 (cos sin 1) / cos / 2 h E E a a E           ,    . (73) Из (73) следует, что 2h a E a     ,    . (74) Рассмотрим случай, когда E  a. (75) Тогда из (74) получаем: БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 191 h/a  1,    . (76) Отсюда следует, что при выполнении соотношения (75) отсут- ствует имеющее физический смысл решение уравнения (73), а именно такое, когда величина h больше постоянной решетки, т.е. автоблокировка не происходит. Возникновение и распространение перегиба в отсутствие внеш- них напряжений, а значит и автоблокировка, становятся возмож- ными с учетом (67) только при выполнении условий: > 0  , (77) E a   . Таким образом, автоблокировка сверхчастичной, первоначально ле- жащей в плоскости октаэдра, возможна, если одновременно выпол- няются оба неравенства (77): первое из них обеспечивает уход сверх- частичной в плоскость куба, а второе — последующее вытягивание сверхчастичной вдоль выделенного направления вследствие октаэд- рического расщепления. Существенно, что вытягивание происходит лишь для сегмента, чья ориентация удовлетворяет условию: 0 min{ , }E E    . (78) Стимулом для расщепления (splitting) является выигрыш энер- гии Espl, который равен разности энергий стянутой и расщеплен- ной сверхчастичной дислокации. Легко показать, что величина Espl приближенно может быть записана в виде: csf csf spl 1 2 csf csf 1 2 0 0 ( , ) ln ( , ) ln 1 0 l l E l r r                   . (79) Здесь csf — энергия комплексного дефекта упаковки (CSF), lcsf — равновесная ширина расщепления сверхчастичной,  — вектор Бюргерса частичной дислокации; r0 — радиус ядра дислокации, (1, 2) — коэффициент, определяемый (2). Прежде, чем произой- дет указанное расщепление, сегмент распространяется в плоскости куба, т.е. хотя скольжение считается октаэдрическим, оно включа- ет в себя этап, связанный с кубическим скольжением. Анализ ку- бического скольжения проводится в разд. 11. Но даже если будут выполнены все перечисленные выше условия — и сверхчастичная уйдет в плоскость куба, и сегмент подходящей ориентации начнет вытягиваться вдоль выделенного направления — переход из мелкой долины в глубокую может потребовать при нулевом напряжении большего времени, чем время наблюдения. 192 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. Должно выполняться еще одно условие, о котором говорилось в разделе 9: (sd) ht 2 obs t t . Наблюдение автоблокировки при нагреве без нагрузки после предварительной пластической деформации интер- металлидов типа Ni3Al, осуществляемой октаэдрическим скольже- нием, показало, что выполнение всех этих условий возможно. Полученные в этой главе результаты кратко можно сформулиро- вать следующим образом:  исследована возможность вытягивания сверхчастичной дислока- ции вдоль выделенного направления в отсутствие внешнего напряжения; особое внимание обращено на то, что превращение двойного перегиба в асимметричный перегиб должно сопровож- даться выигрышем энергии, несмотря на то, что при этом прямо- линейная дислокация становится ломаной и тянет за собой полосу антифазной границы;  показано, что автоблокировка сверхчастичной, первоначально лежащей в плоскости октаэдра, возможна, если одновременно выполняются несколько условий, которые обеспечивают уход сверхчастичной в плоскость куба, последующее вытягивание сверхчастичной, причем вытягивание происходит лишь для сег- мента, направление которого достаточно близко к выделенному; необходимо также, чтобы время перехода в глубокую долину бы- ло меньше времени наблюдения. 11. КУБИЧЕСКОЕ СКОЛЬЖЕНИЕ И АВТОБЛОКИРОВКА Рассмотрены различные аспекты кубического скольжения: исчезно- вение кубического скольжения при T  Tmax, и октаэдрического скольжения при T  Tmax. Выяснена природа кубического скольже- ния. На основе совокупности экспериментальных данных, включа- ющих наблюдение автоблокировки, сделано заключение о двухдо- линном потенциальном рельефе дислокации в плоскости куба. Вы- яснены причины того, почему при кубическом скольжении не наблюдается температурная аномалия y(T) [26, 64, 65]. 11.1. Потенциальный рельеф дислокации при кубическом скольжении В интерметаллидах типа Ni3Al, имеющих аномальный ход предела текучести y(T), пластическая деформация при температурах выше температуры Tmax пика y(T) осуществляется посредством кубиче- ского скольжения сверхдислокаций. Действующими при T  Tmax являются системы, имеющие наибольшие среди кубических систем факторы Шмида (рис. 7, б). При высоких температурах наблюдают- ся криволинейные дислокации (рис. 14), которые при динамиче- БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 193 ском нагружении не испытывают блокировки. Однако если после кубического скольжения проводится нагрев без нагрузки, то наблюдаются заблокированные дислокации (рис. 15, 16), причем блокировку испытывают дислокации тех же упоминаемых выше кубических систем. Это означает, что при кубическом скольжении, как и при октаэдрическом, дислокации имеют скользящие и забло- кированные конфигурации, но при кубическом скольжении забло- кированные конфигурации обнаруживают себя только при нагреве без нагрузки. Особый интерес представляет изменение дислокационной струк- туры сплава Ni3(Al, Nb) в том случае, когда температура деформа- ции, нагрева и повторного нагружения была выбрана одной и той же (раздел 3). Дислокации наблюдаются как криволинейные в слу- чае кубического скольжения при 800С (рис. 14), как заблокиро- ванные при последующем нагреве без нагрузки (рис. 16, а) и вновь как криволинейные после повторного нагружения (рис. 16, г). Это означает, что дислокация имеет два состояния, причем это являет- ся присущим ей свойством. При внешнем воздействии могут прояв- ляться оба состояния, либо одно из них. Аналогичные результаты были получены при детальном иссле- довании автоблокировки после кубического скольжения в сплаве Ni3Ge (раздел 4). Как видно из рис. 22, криволинейные дислокации, наблюдаемые при кубическом скольжении (T  Tmax) сменяются на винтовые прямолинейные дислокации при последующем нагреве без нагрузки. Обратим внимание на дислокационную петлю (рис. 22, в), лежащую в плоскости (010). Петля содержит короткие сег- менты, вытянутые вдоль выделенного направления. Обнаружена автоблокировка дислокаций не только при нагреве без нагрузки, но также и при медленном охлаждении от температуры T  Tmax (рис. 24). Показано, что в обоих случаях заблокированные дислокации принадлежат первичным кубическим плоскостям скольжения и имеют винтовую ориентацию. Вопрос о форме потенциального рельефа дислокации и о его вли- янии на поведение дислокации рассматривался нами в разделах 8, 9. Далее ограничимся изложением наших представлений о двухдо- линном потенциальном рельефе винтовой сверхчастичной дисло- кации 1/2 110{001} в интерметаллидах типа Ni3Al. Можно пола- гать, что в этом случае низкоэнергетическая конфигурация (глубо- кая долина) возникает в результате диссоциации сверхчастичной дислокации, а именно испускания одной из частичных в плоскость октаэдра (рис. 62). При этом другая частичная остается на линии пересечения плоскостей куба и октаэдра. Направление такой линии пересечения как раз и представляет собой рассматриваемое выде- ленное направление, вдоль которого лежит глубокая долина. Ука- занная выше диссоциация сверхчастичной или ее ядра (в случае 194 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. высокого значения энергии комплексного дефекта упаковки) при- водит к погружению дислокации в глубокую долину. При этом оче- видно, что диссоциации дислокации должно предшествовать ее стягивание. Такой стянутой форме сверхчастичной дислокации со- ответствует высокий холм потенциального рельефа. Разность Espl энергий стянутой и расщепленной сверхчастичной дислокации определяется соотношением (79). Поскольку плоскость куба не является плоскостью плотной упа- ковки, возникает естественное предположение, что мелкие долины (вернее, менее глубокие) — это долины Пайерлса. Рельеф Пайерлса определяет сопротивление периодической решетки движению дис- локации, которая, повторяя себя на каждом шаге, вынуждена про- ходить через более высокоэнергетическую конфигурацию (холм). Предположим сначала, что максимум рельефа Пайерлса отвечает полностью стянутой форме дислокации. Но тогда высоты всех хол- мов двухдолинного рельефа были бы равны. В результате, как уже отмечалось выше, все дислокации достаточно быстро оказались бы в наиболее глубоких долинах, и пластическое течение стало бы не- возможным. Поэтому речь может идти о рельефе Пайерлса для раз- мазанного (spreading) ядра сверхчастичной, где смещения атомов локализованы вблизи плоскости куба. Тогда мелкая долина соот- ветствует квазиравновесной (метастабильной, но не самой глубо- кой) форме ядра, а холм между этими долинами — нестабильной форме ядра. В разделе 9 введены характерные времена перехода между доли- нами потенциального рельефа и времена наблюдения. Различные последовательности этих времен изображены на рис. 60. Соотноше- ния между характерными временами, при которых наблюдается аномалия y(T) и автоблокировка дислокаций имеют вид: Рис. 62. Скользящая (а) и заблокированные (б, в) конфигурации сверхдис- локации в плоскости куба. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 195 (sd) (ds) 2 obs 2 t t t , (sd) ht (ds) 2 obs 2 t t t . (80) Рассмотрим случай, когда в интерметаллиде типа Ni3Al выключе- но октаэдрическое скольжение и пластическая деформация во всем температурном интервале осуществляется посредством кубического скольжения. Очевидно, что вследствие наличия двух долин приве- денные выше соотношения между характерными временами долж- ны были бы иметь место и для кубического скольжения. Таким обра- зом, действие только одних кубических систем сделало бы возмож- ным наблюдение аномалии y(T). Однако, в реальных эксперимен- тах, как уже говорилось выше, кубическое скольжение наблюдается только при высоких температурах. В этой связи возникают вопросы о том, почему кубическое скольжение исчезает при T  Tmax, а окта- эдрическое скольжение, напротив, исчезает при T  Tmax. 11.2. Напряжение включения дислокационного источника с учетом блокировки Рассмотрим возможную причину того, почему аномалия y(T) не наблюдается для кубического скольжения. Мы полагаем, что бло- кировка дислокаций еще на стадии их размножения оказывается существенным фактором, определяющим начало пластического те- чения [66]. Как известно, размножение дислокаций происходит в результате потери устойчивости, происходящей после достижения источником некоторой критической конфигурации. В результате, именно ха- рактерный размер указанной конфигурации определяет то напря- жение, которое необходимо для работы источника. Однако при наличии блокировки дислокаций возникает вторая характерная длина, что существенным образом меняет условия включения дис- локационного источника. Пусть источник, для которого расстояние между точками за- крепления равно l, испускает дислокацию с вектором Бюргерса b. Если дислокация не испытывает блокировки, то критическая фор- ма (в простейшем случае это полуокружность) будет достигнута при напряжении, равном f  b/l, (81) где f — фактор Шмида. Предположим, что в результате некоторого превращения, кото- рому соответствует длина свободного пробега F, дислокация стано- вится заблокированной, причем ее возвращение в скользящую форму затруднено. Если такое превращение испытывает дислока- ция, принадлежащая источнику, то при напряжении, определяе- 196 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. мом выражением (81), дислокационный сегмент длиной l  F при прогибе вместо критической принимает заблокированную форму (рис. 63, а). В результате источник оказывается заблокированным и размножение дислокаций не происходит. Если же l  F, то сегмент успевает достичь критической конфигурации, прежде чем испыта- ет блокировку (рис. 63, б). При этом длина свободного пробега F дислокации, принадлежащей источнику, играет роль максималь- ного линейного размера источника. Поэтому для начала пластиче- ского течения действующее напряжение должно превысить харак- терное минимальное значение F напряжения включения дислока- ционного источника, которое связано с длиной F следующим соот- ношением: Ff  b/F, (82) здесь и далее индекс F относится к величинам, связанным с дисло- кационным источником. При последующем росте  начинают рабо- тать источники, для которых l  F. Таким образом, возможность блокировки дислокации, принад- лежащей источнику, меняет условие его включения. В отсутствие блокировки, чем длиннее дислокационные сегменты, тем они более предпочтительны в качестве источников. При наличии же блоки- ровки те сегменты, которые оказываются слишком длинными (по Рис. 63. Заблокированная (а) и критическая (б) конфигурации дислока- ции, принадлежащей источнику. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 197 сравнению с F) оказываются заблокированными. Это означает, что возникает область запрещенных длин сегментов l  F (заштрихо- ванная полоса на рис. 63, в), которые не могут быть источниками дислокаций, несмотря на то, что выполняется соотношение (81). Для термоактивированного превращения дислокации в барьер величина F(T) может быть записана в виде: exp{ ( )} F F F U kT   , (83) где U F — энергия активации блокировки дислокации, принадле- жащей источнику. Из (82) и (83) следует, что ( ) exp{ ( )} F F FT U kT   . (84) Полагая, что предел текучести y(T) определяется напряжением включения дислокационного источника F(T), из (84) сразу получа- ем аномальную температурную зависимость напряжения y(T). Сравним напряжения включения для октаэдрического и для ку- бического скольжения. При исходном октаэдрическом скольжении в области аномального хода y(T) блокировка дислокаций опреде- ляется энергией активации {111} FU поперечного скольжения сверхча- стичной из плоскости октаэдра в плоскость куба. Для этого требует- ся стягивание сверхчастичной, содержащей полосу комплексного дефекта упаковки. Если бы исходным в указанной области темпе- ратур было кубическое скольжение, то блокировка источника определялась бы энергией активации {100} FU , необходимой для пре- вращения плоского ядра в стянутое. Очевидно, что {100} {111} F FU U , (85) поскольку ширина упоминаемой выше полосы комплексного де- фекта упаковки, возникающего при октаэдрическом скольжении, существенно больше радиуса ядра дислокации, размазанного в плоскости куба. Таким образом, как следует из выражений (84), (85), дислокационные источники в плоскости октаэдра включаются при меньшем напряжении, чем в плоскости куба, так что: {111} {100} ( ) ( ) F FT T   . (86) Действительно, наблюдаемым в области аномального хода y(T) оказывается октаэдрическое, а не кубическое скольжение. При исключении по тем или иным причинам октаэдрического скольжения наблюдался бы немонотонный ход y(T). Именно такую форму имеет кривая y(T) в сплаве Pt3Al (сверхструктура L12) [67], когда действующими являются только кубические системы сколь- 198 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. жения. 11.3. Исчезновение октаэдрического скольжения при высоких температурах Для анализа возможности перехода от октаэдрического к кубиче- скому скольжению рассмотрим теперь процесс образования нераз- рушаемых барьеров несколько более подробно. Рассмотрим сверх- дислокацию с вектором Бюргерса 2b (рис. 64, а). Одна из сверхча- стичных (ведущая, т.е. та, которая движется первой в приложен- ном внешнем поле напряжений) фиксирована, другая (ведомая) — подвижна. Фактически существует множество барьеров [6, 68] с меняющейся при перестройке шириной в плоскости куба, как незавершенных (рис. 64, б), так и завершенных (рис. 64, в, г). Но основу их пере- стройки всегда составляет один и тот же процесс поперечного сколь- жения в плоскость куба. Поперечному скольжению ведущей содей- ствует упругое отталкивание со стороны ведомой. В результате сила ( , ) effK b n , определяемая выражением (13), облегчает для ведущей дис- локации уход в плоскость куба, который затруднен для ведомой. Ситуация меняется при высоких температурах, когда становится возможным независимое скольжение каждой из сверхчастичных Рис. 64. Скользящая (а) и заблокированные конфигурации сверхдислока- ции, первоначально лежащей в плоскости октаэдра: незавершенные (б), завершенные (в, г) барьеры Кира–Вильсдорфа; д — барьер, содержащий две полосы АФГ в плоскости куба; жирными линиями обозначены дефек- ты упаковки; тонкими линиями — АФГ. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 199 (без помощи другой) в плоскости куба. Но тогда с ростом темпера- туры становится возможным и независимое поперечное скольже- ние обеих сверхчастичных из плоскости октаэдра в параллельные плоскости куба. В результате скользящая конфигурация (рис. 64, а), превращается в заблокированную конфигурацию (рис. 64, д). Такая конфигурация никогда ранее не рассматривалась. Она пред- ставляет собой, действительно, неразрушаемый барьер. Ее возник- новение «убьет» любой источник дислокаций в плоскости октаэдра, поскольку, если испущенная источником сверхдислокация прини- мают такую заблокированную форму, воспроизводство дислокаций становится невозможным. В результате октаэдрическое скольже- ние должно исчезнуть. Действующим в этом случае остается только кубическое скольжение. Действительно, начиная с работы [69], многократно было показано, что при T  Tmax октаэдрическое скольжение не наблюдается. Полученные в этой главе результаты кратко можно сформулиро- вать следующим образом:  показано, что потенциальный рельеф дислокации при кубиче- ском скольжении является двухдолинным: мелкие долины — это долины Пайерлса, которым соответствует квазиравновесная (метастабильная) структура ядра, а холмам между этими доли- нами — нестабильная структура ядра; низкоэнергетическая конфигурация (глубокая долина) возникает в результате диссо- циации сверхчастичной, высокий холм соответствует стянутой структуре сверхчастичной дислокации;  используя выражение для напряжения включения дислокаци- онного источника с учетом блокировки, показано, что дислока- ционные источники в плоскости октаэдра включаются при меньшем напряжении, чем в плоскости куба; именно поэтому кубическое скольжение исчезает при T  Tmax;  предложено возможное объяснение того, почему октаэдрическое скольжение не наблюдается при T  Tmax; это связано с возможно- стью образования неразрушаемого барьера, содержащего две поло- сы АФГ в параллельных плоскостях куба. 12. ПИРАМИДАЛЬНОЕ СКОЛЬЖЕНИЕ II-ГО РОДА И АВТОБЛОКИРОВКА Рассмотрены различные аспекты пирамидального скольжения II-го рода в магнии: температурная аномалия y(T) при тех ориентиров- ках, когда ось деформации параллельна либо c-оси, либо плоскости базиса; блокировка и автоблокировка краевых сегментов дислока- ции с вектором Бюргерса (c  a). Выяснена природа пирамидального скольжения II-го рода. На основе совокупности экспериментальных данных сделано заключение о двухдолинном потенциальном релье- 200 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. фе краевой (c  a)-дислокации в плоскости пирамиды II-го рода. Вы- яснены причины сходства кубического скольжения в интерметалли- дах и пирамидального скольжения II-го рода в магнии [26, 46, 47]. 12.1. Двухдолинный потенциальный рельеф (c  a)-дислокации в магнии Особенности пластической деформации монокристаллов магния, из- ложенные в разделе 7, кратко можно сформулировать следующим образом. Пластическая деформация осуществляется либо базисным, либо пирамидальным скольжение II-го рода (далее, для краткости, пира- мидальным скольжением II). Предел текучести имеет слабое темпе- ратурное падение при базисном скольжении (рис. 50) и немонотон- ный температурный ход (рис. 44, 48) при пирамидальном скольже- нии II. Предел текучести магния при базисном скольжении гораздо ниже (примерно на два порядка), чем при пирамидальном. Пирами- дальное скольжение II наблюдается лишь при таких ориентировках оси деформации, при которых фактор Шмида для a-дислокаций ра- вен нулю. Пирамидальное скольжение II наблюдается, если ось де- формации параллельна либо оси c, либо базисной плоскости. При этом (c  a)-дислокации наблюдаются либо в криволинейной, либо в прямолинейной формах в зависимости от температуры деформации. В разделе 7 приведены ТЭМ-изображения заблокированных дисло- каций в магнии. На рисунках 45, 47, отчетливо видны прямолиней- ные (c  a)-краевые дислокации, лежащие в плоскости пирамиды II и вытянутые вдоль направлений типа 1010 . Такие же заблокиро- ванные краевые дислокации наблюдаются после пирамидального скольжения II при медленном охлаждении, которое было использо- вано вместо нагрева без нагрузки (рис. 53). Вытягивание дислокаций (c  a) вдоль выделенных направлений в отсутствии внешнего напря- жения является доказательством их автоблокировки в монокри- сталлах магния. Рассмотрим петлю в плоскости (1122 ) пирамиды II-го рода (рис. 43) с вектором Бюргерса (c  a), равным [1123 ]/3. Предполагая возможность расщепления a-дислокации на ча- стичные с векторами Бюргерса типа 1/3 1100  согласно реакции: a  1  2, (87) расщепление (c  a)-дислокации можно представить в виде: (c  a)  1  (2  c)  (1  c)  2  1  c  2, (88) или в индексах Браве: БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 201 1/3 [1123 ]  1/3 [0110 ]  1/3 [1013 ]  1/3 [0113 ]  1/3 [1010 ]   1/3 [0110 ]  [0001]  1/3 [1010 ]. Ось дислокаций, участвующих в реакции (88), параллельна ли- нии пересечения исходной плоскости пирамиды II с плоскостью ба- зиса, т.е. в данном случае направлению [1100 ]. Указанный вектор и вектор Бюргерса (c  a) взаимно перпендикулярны (см. рис. 43). Это означает, что указанное расщепление может испытывать толь- ко краевой сегмент (c  a)-дислокации. Расщепление становится возможным, благодаря взаимному упругому отталкиванию частич- ных дислокаций. В результате возникает плоская конфигурация, состоящая из частичных дислокаций, связанных полосами дефекта упаковки (ДУ) с вершинной дислокацией. На рисунке 65 показано расщепление краевых сегментов дислокационной петли в плоско- стях базиса. Обратим внимание на сходство конфигураций, изоб- раженных на рис. 66, с конфигурациями сверхчастичных в плоско- сти куба, изображенными на рис. 62. Поскольку частичные дислокации имеют единственную плос- кость скольжения, а именно плоскость базиса, которая не может быть плоскостью скольжения c-дислокации, то расщепленная (c  a)-конфигурация заблокирована и вытянута вдоль линии пере- сечения плоскостей базиса и пирамиды II. Можно полагать, что именно эта заблокированная конфигура- ция, расщепленная в плоскости базиса, является той низкоэнерге- тической конфигурацией, которой соответствует глубокая долина Рис. 65. Заблокированные краевые (c  a)-дислокации. 202 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. потенциального рельефа краевой (c  a)-дислокации. В случае вы- сокой энергии ДУ заблокированным может быть размазанное (spreading) ядро (c  a)-краевой дислокации, где смещения атомов локализованы вблизи плоскости базиса. Поскольку в исходном со- стоянии дислокация находится в плоскости пирамиды II, то рас- щеплению дислокации в плоскости базиса (или размазыванию ядра в плоскости базиса) должно предшествовать ее стягивание. Такой стянутой форме дислокации соответствует высокий барьер (hill), отделяющий глубокую долину от менее глубоких. Выигрыш энергии Espl в результате расщепления (splitting) дис- локации (c  a) равен разности энергий стянутой (Eh)и расщеплен- ной (Ed) дислокации. Подобно (79), величина Espl приближенно может быть записана в виде: sf sf spl d 1 2 sf sf 1 2 0 0 ( , ) ln ( , )(ln 1) 0 h l l E E E l r r               . (89) Здесь sf — энергия дефекта упаковки (SF), lsf — равновесная ширина расщепления,  — вектор Бюргерса частичной дислокации; r0 — ра- диус ядра дислокации, (1, 2) — коэффициент, определяемый (2). Для краевого сегмента (c  a)-дислокации из (2) получаем: 2 1 2 ( , ) (2 ) 2 (1 )12 a          . (90) Коэффициент (1, 2) определяет в соответствии с (88) равновесную ширину расщепления: 1 2 sf sf ( , ) l      . (91) Рис. 66. Различные конфигурации (c  a)-дислокации: скользящие в плос- кости пирамиды II и заблокированные; выделены полосы дефекта упаков- ки в плоскости базиса. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 203 Пренебрегая взаимодействием частичных дислокаций с c-дисло- кацией, можно считать, что выражение (91) определяет ширину плоской конфигурации, состоящей из вершинной и частичных дис- локаций. Скольжение (c  a)-дислокации по пирамидальной плоскости II представляет собой скольжение с наибольшим (для ГПУ-решетки) вектором Бюргерса по наименее плотноупакованной плоскости. И тогда возникает естественное предположение, что скольжение дис- локации с вектором Бюргерса (c  a) по плоскости пирамиды II опре- деляется рельефом Пайерлса с многочисленными, менее глубокими, чем рассмотренные выше, долинами. Если бы речь шла о рельефе Пайерлса для стянутой (c  a)-дислокации, то высоты всех холмов были бы одинаковыми и дислокации, в конце концов, оказались бы в глубоких долинах, и скольжение прекратилось бы, как уже говори- лось выше. Тем не менее, должна существовать вторая, квазиравно- весная, структура ядра. В противном случае потенциальный рельеф (c  a)-дислокации будет однодолинным, что делает невозможным наблюдение аномалии y(T) и автоблокировки. Полагаем, что долина Пайерлса определяется структурой размазанного ядра дислокации, где смещения атомов локализованы вблизи исходной плоскости пи- рамиды II, а барьер Пайерлса — нестабильной структурой ядра. В результате компьютерного моделирования [70–72] были полу- чены многочисленные формы ядра краевой (c  a)-дислокации, кото- рые включают релаксацию ядра, образование высокоэнергетическо- го поверхностного дефекта при расщеплении в плоскости пирамиды II, образование низкоэнергетического дефекта упаковки при рас- щеплении в плоскости базиса и т.д. В результате, если опустить де- тали, остаются следующие формы краевой (c  a)-дислокации: недис- социированная (стянутая) форма; ядро, диссоциированное (разма- занное) в исходной плоскости пирамиды II; ядро, диссоциированное (размазанное) в плоскости базиса и пересекающихся с ней плоско- стях. О том, как на основе подобных форм конструируется потенци- альный рельеф краевой (c  a)-дислокации, мы и говорили выше. Разность в глубине долин E  E0  Ed  0 определяет эффектив- ную силу, содействующую переходам дислокации из долины Пай- ерлса в глубокую долину. Заметим, что между величинами Espl и E выполняется очевидное соотношение Espl  E. (92) Для реализации подобных переходов дислокация должна пре- одолеть высокий холм между мелкой долиной и глубокой, причем без помощи внешнего напряжения, т.е. глубокая долина должна быть динамически достижимой. Поэтому обнаружение эффекта ав- тоблокировки в Mg не было очевидным, несмотря на наличие тем- 204 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. пературной аномалии y(T). 12.2. Сравнение с кубическим скольжением в интерметаллидах Экспериментальные результаты по наблюдению автоблокировки после кубического скольжения изложены в разд. 4, после пирами- дального II-го рода — в разд. 7. Теоретический анализ кубического скольжения проведен в разд. 11, пирамидального — в настоящем разделе. Оказалось, что по своей сущности эти два вида скольжения близки. Это непосредственно следует из последующего сравнения. В обоих случаях плоскости скольжения не являются плоскостями плотной упаковки. Испускание частичной дислокации с образовани- ем дефекта упаковки (ДУ) приводит к выигрышу энергии Espl, опре- деляемому либо (79), либо (89). В результате возникает низкоэнерге- тическая расщепленная конфигурация, принадлежащая пересека- ющимся плоскостям (исходной и плоскости плотной упаковки). Та- кие конфигурации для кубического скольжения изображены на рис. 64, для пирамидального скольжения II — на рис. 65. Для кубическо- го скольжения это различные формы барьера Кира–Вильсдорфа, со- держащие полосы комплексного ДУ, для пирамидального скольже- ния — плоская конфигурация, для которой вершинная с-дисло- кация связана полосами ДУ с частичными. В случае высокой энер- гии ДУ уже нельзя говорить о расщеплении на частичные, а только о размазывании (spreading) ядра, имитирующем в какой-то степени это расщепление. Низкоэнергетическая конфигурация соответствует глубокой долине потенциального рельефа дислокации. Она отделена от соседней, мелкой (менее глубокой), долины высоким холмом, ко- торому соответствует стянутая форма дислокации. В обоих случаях скольжение дислокаций по исходным плоско- стям, которые не являются плоскостями плотной упаковки, опреде- ляется, как мы полагаем, рельефом Пайерлса с многочисленными, менее глубокими, чем рассмотренные выше, долинами и менее высо- кими холмами. Мелкая долина — это долина Пайерлса; холм, разде- ляющий мелкие долины, — барьер Пайерлса. Такой рельеф имеет место, например, для размазанного (spreading) ядра дислокации, где смещения атомов локализованы вблизи исходной плоскости. Условия наблюдения кубического скольжения и пирамидального скольжения II различны. Кубическое скольжение в интерметалли- дах наблюдается при температурах T  Tmax практически при любых ориентировках. Исключение составляет ориентировка типа 001, когда фактор Шмида в любой плоскости куба равен нулю. Пирами- дальное скольжение II наблюдается при таких ориентировках, ко- гда ось деформации параллельна либо оси с, либо плоскости базиса. Только при этих (и очень близких к ним) ориентировках исключено гораздо более легкое базисное скольжение. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 205 Очевидно, что вследствие наличия двух долин действие только одних кубических систем, если бы каким-либо способом были ис- ключены октаэдрические, сделало бы возможным наблюдение ано- малии y(T). И тогда, учитывая сходство кубического скольжения с пирамидальным скольжением II, температурная зависимость y(T) имела бы вид, подобный наблюдаемому в магнии (рис. 44, 48). Вследствие подавления кубического скольжения октаэдрическим при T  Tmax от немонотонного хода y(T) в интерметаллидах остает- ся только его высокотемпературная часть. Для обоих видов скольжения (кубического и пирамидального II) наблюдались аналогичные формы вытягивания вдоль выделенного направления, включая цепочки перегибов. В случае пирамидально- го скольжения II в магнии они приведены на рис. 53, 54, в случае кубического скольжения в Ni3Ge — в разд.14. В заключение для улучшения настроения приведем рис. 67, условно названный «эскимо». Рисунок 67, а иллюстрирует рельеф Пайерлса: квазиравновесная форма ядра, размазанная вблизи ис- ходной плоскости скольжения (долина Пайерлса), и нестабильная форма ядра (барьер Пайерлса). Рисунок 67, б иллюстрирует низко- энергетическую форму ядра, размазанную по пересекающимся плоскостям (глубокая долина), и стянутую форму ядра (высокий холм). Рисунок 67, в простой художественной форме описывает до- статочно сложный рельеф для обоих исследованных выше видов скольжения. Полученные в этом разделе результаты кратко можно сформули- ровать следующим образом:  показано, что потенциальный рельеф дислокации при пирами- дальном скольжении II-го рода является двухдолинным; след- ствием этого является наблюдение в магнии температурной ано- малии предела текучести и автоблокировки;  в результате сравнения двух видов скольжения — кубического и пирамидального II-го рода — показано, что по своей сущности Рис. 67. Модель «эскимо»: а — рельеф Пайерлса; б — равновесная и стяну- тая формы ядра. 206 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. эти два вида скольжения близки: в обоих случаях скольжение дислокаций по исходным плоскостям, которые не являются плоскостями плотной упаковки, определяется рельефом Пайерл- са; низкоэнергетическая конфигурация возникает в результате расщепления в плоскости, пересекающей исходную;  показано, что если в интерметаллидах исключить каким либо образом октаэдрические системы и оставить только кубические, то будет получена температурная зависимость y(T), подобная наблюдаемой в магнии. 13. ДВУХДОЛИННЫЙ ПОТЕНЦИАЛЬНЫЙ РЕЛЬЕФ ДИСЛОКАЦИЙ В TiAl Показано, что хотя сверхдислокации в TiAl имеют иную внутрен- нюю структуру, чем в Ni3Al, их автоблокировка становится воз- можной, как и ранее, если одновременно выполняются два условия: одно обеспечивает уход сверхчастичной в плоскость куба, другое — вытягивание сверхчастичной вдоль выделенного направления. Вы- яснена причина того, почему возникающие после нагрева без нагрузки барьеры с суммарным вектором Бюргерса 101 в TiAl, в отличие от Ni3Al, остаются неразрушаемыми и в том случае, когда указанные эксперименты дополнены повторной деформацией. Вы- явлены следствия, к каким приводит неразрушаемый характер 101 барьеров при динамическом нагружении TiAl. Показано, ка- ким образом ковалентно-подобный характер определенных меж- атомных связей в TiAl влияет на потенциальный рельеф одиночной дислокации [30, 40, 54]. 13.1. Сверхдислокации Пластическая деформация TiAl осуществляется сверхдислокация- ми двух типов с векторами Бюргерса 101 и 1/2 112 соответствен- но и одиночными дислокациями с вектором Бюргерса1/2 110. Ре- зультаты анализа скользящих и заблокированных конфигураций приведены в [6]. При динамическом нагружении превращения скользящих конфигураций в заблокированные наблюдаются при T  Tmax, а обратные превращения при T  Tmax. В разделе 5 были изложены, результаты экспериментов, вклю- чающих предварительную деформацию при комнатной температу- ре и нагрев без нагрузки при температурах как ниже, так и выше Tmax. Поскольку ранее в сплавах типа Ni3Al наблюдалась автобло- кировка сверхдислокаций, то можно было ожидать автоблокировки сверхдислокаций и в TiAl, хотя они имеют другую конфигурацию. Однако возможность автоблокировки одиночной дислокации в TiAl БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 207 не была очевидной, тем более что эти эксперименты были сделаны раньше, чем аналогичные для магния. Кроме того, указанные экс- перименты были дополнены повторной деформацией при T  Tmax с целью выяснить, возможно ли в этом случае превращение заблоки- рованных дислокаций в скользящие, а, если возможно, то для ка- ких типов дислокаций. Конфигурация сверхдислокации в плоскости октаэдра схемати- чески изображена на рис. 68. Далее будем пренебрегать расщепле- нием сверхчастичной, которое происходит с образованием ком- плексного дефекта упаковки (КДУ). Как видно из рис. 68, кроме указанной сверхчастичной с вектором Бюргерса b, конфигурация включает в себя две частичные дислокации (0 — вектор Бюргерса типа 1/6 112],  — вектор Бюргерса типа 1/6 112]), полосу АФГ с энергией  (d — ширина полосы), полосу СДУ с энергией  (D — ши- рина полосы). При нулевом внешнем напряжении из условий равновесия в при- ближении d  D получаем: 0 ( , ) D     b  ; ( , ) d q      b  0 0 ( , ) 1 ( , ) q      b     , (93)  0 0 0 ( , ) (1 ) 2 (1 )          e e s s  ; здесь коэффициент (0, ) определяется выражением (2). Далее, повторим процедуру, которая была использована в разд. 2, и рассмотрим стянутый сегмент (b — вектор Бюргерса) вдоль ли- нии пересечения плоскостей октаэдра и куба. Вблизи указанной линии пересечения, перпендикулярно ей, на единицу длины стяну- того сегмента действуют сила eff ( , ) K b n в плоскости октаэдра и сила eff ( , ) K b n в плоскости куба. Здесь нижними индексами обозначены си- стемы скольжения. В отсутствие внешнего напряжения, используя (93), получаем eff ( , ) 0K  b n , (94) Рис. 68. Схематическое изображение скользящей конфигурации сверх- дислокации: сплошная линия — АФГ, пунктирная — СДУ. 208 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. eff ( , ) K      b n . (95) Выражения (94), (95) оказались тождественными выражениям (15,) (16), полученным для другой конфигурации, а именно для парной сверхдислокации, содержащей две одинаковые сверхчастичные, связанные полосой АФГ. Запишем eff ( , ) K b n в виде: eff el ( , ) ( , ) K K   b n b n . (96) Для парной сверхдислокации: el ( , ) ( , ) K d   b n b b . (97) Для данного случая: el 0 ( , ) ( , ) ( , ) K D d d      b n b b  . (98) Условие равновесие для сверхчастичной имеет вид: eff el ( , ) ( , ) 0K K    b n b n . (99) Отсюда следует, что в обоих случаях, несмотря на различие вы- ражений (97), (98), сила упругого отталкивания, действующая в плоскости октаэдра на сверхчастичную со стороны остальных дис- локаций, принадлежащих сверхдислокации, компенсируется по- верхностным натяжением  АФГ. Однако, проекция указанной силы упругого отталкивания на плоскость куба, равная el ( , ) K b n , не компенсируется поверхностным натяжением  АФГ. В результате с учетом (99) имеем: eff el ( , ) ( , ) K K          b n b n . (100) Таким образом, при условии 0    , (101) сила eff ( , )K b n содействует уходу сверхчастичной в плоскость куба. Не- равенство (101), подобно неравенству (17), является необходимым условием автоблокировки. Особенность экспериментов по нагреву без нагрузки, как уже от- мечалось ранее, состоит в том, что барьеры образуются, но не раз- рушаются. Их можно сделать разрушаемыми, если после нагрева провести повторную деформацию. При этом в Ni3(Al, Nb) действи- тельно обнаружено превращение барьеров в скользящие сверхдис- БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 209 локации (см рис. 16). Однако в TiAl после подобных экспериментов сохранились барьеры (рис. 34), которые имеют суммарный вектор Бюргерса типа 101. Одновременно заблокированные дислокации двух других типов превращаются в скользящие. Причина того, по- чему 101 барьеры остаются неразрушаемыми, состоит в следую- щем. Конфигурация барьеров Кира–Вильсдорфа в TiAl, в отличие от Ni3Al, включает в себя две полосы низкоэнергетического сверх- структурного (а не комплексного) дефекта упаковки (рис. 69). В ре- зультате рекомбинация сверхчастичных дислокаций, необходимая для разрушения 101 барьеров, в TiAl затруднена. С этим связано сохранение 101 барьеров после указанных экспериментов. Именно неразрушаемый характер таких барьеров является, как мы полагаем, причиной исчезновения 101 сверхдислокаций для случая динамического нагружения при T  Tmax. Действительно, в этом случае напряжение включения источника 101 сверхдисло- каций будет продолжать расти с повышением температуры подобно тому, как в области аномального хода y(T). Однако, для дислока- ций двух других типов, для которых барьеры являются разрушае- мыми, пластическое течение будет начинаться при меньшем напряжении и иметь нормальный температурный ход. Таким образом, благодаря экспериментам, включающим нагрев без нагрузки и повторную деформацию, оказалось возможным про- демонстрировать неразрушаемый характер барьеров Кира–Вильс- дорфа с суммарным вектором Бюргерса 101 в TiAl. 13.2. Одиночные дислокации Переход из мелкой долины в глубокую для одиночной дислокации соответствует перестройке ее ядра. Для сверхдислокаций как в Ni3Al, так и в TiAl наблюдается вытягивание вдоль выделенного направления сверхчастичных дислокаций: к ним примыкают поло- сы АФГ различных типов; они испытывают расщепление с образо- ванием дефектов упаковки различных типов и взаимодействуют с остальными дислокациями, принадлежащими сверхдислокации. И Рис. 69. Схематическое изображение заблокированных конфигураций сверхдислокации: двойная линия — КДУ. 210 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. только для одиночной дислокации в TiAl наблюдается этот процесс в наиболее чистом виде: дислокация в исходном состоянии являет- ся криволинейной; при нагреве без нагрузки начинается вытягива- ние вдоль выделенного направления (начальные стадии видны на рис. 31, д) и далее наблюдаются длинные прямолинейные винтовые дислокации. Для ориентировок, которые благоприятны для скольжения оди- ночных дислокаций, немонотонный ход предела текучести сопро- вождается сменой систем скольжения: при T  Tmax наблюдается ок- таэдрическое скольжение, а при T  Tmax — в основном неоктаэдри- ческое скольжение, по плоскостям типа {110} и {001}. Как известно, химическая связь в интерметаллиде может вклю- чать в себя как металлическую, так и ковалентную составляющую. Металлическая связь, которая определяется почти свободными s- и p-электронами, не зависит от направления. Ковалентная составля- ющая, которая обусловлена d-орбиталями, является направленной. Распределение зарядовой плотности было рассчитано в [73]. Было показано, что существует большая (почти в 3 раза) анизотропия за- рядовой плотности вблизи атомов Ti между направлениями 110 и 001. Образование направленных связей Ti–Ti вдоль 110 обуслов- лено, во-первых, наличием незаполненной d-оболочки атомов Ti, а во-вторых, уменьшением (до четырех) числа соседей Ti–Ti в первой координационной сфере из-за слоистой структуры интерметаллида. Аналогичные расчеты, проведенные для твердого раствора TiAl и для чистого Ti (с гипотетической ГЦК-решеткой), показали, что распределение зарядовой плотности является изотропным. Таким образом, особенностью, присущей интерметаллиду TiAl, является ковалентный характер определенных межатомных связей. Это не может не оказать влияние на потенциальный рельеф одиночной дислокации. Можно ожидать, что в зависимости от направления оси дислокации долины могут быть глубокими, как в ковалентных кристаллах, или мелкими, как в ГЦК-металлах. Полученная кар- тина является чисто качественной и описывает лишь поведение дислокаций с узким ядром, когда можно говорить о локализации линии дислокации вдоль некоторого атомного ряда. Сравним структуру нерелаксированного ядра краевой и винтовой дислокаций. Оси этих дислокаций параллельны направлениям 112 и 110 соответственно. Будем следить за изменениями, кото- рые происходят с ковалентными 110 связями при образовании дислокации, ось которой направлена вдоль ряда атомов Ti. При об- разовании краевой дислокации одна из четырех ковалентных свя- зей атома Ti с его ближайшими соседями будет разорвана, так что вдоль оси дислокации возникает ряд разорванных связей вне ее плоскости скольжения {111}. Конечно, говорить о разорванных связях в TiAl можно лишь условно, имея в виду лишь перераспре- БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 211 деление зарядовой плотности вблизи края экстраплоскости. Винтовая дислокация, в отличие от краевой, может быть образо- вана без разрыва ковалентных связей. Когда винтовая дислокация вытянута вдоль выделенного направления, кристалл превращается в две винтовые поверхности, вставленные друг в друга. Одна из них заполнена атомами Ti, другая — атомами Al. При образовании вин- товой дислокации атомы Ti, образующие ряд, ближайший к ее оси, смещаются вдоль направления 110. Но при этом не происходит разрыва ковалентных связей между ними и атомами, лежащими на оси дислокации, а лишь несколько меняется направление указан- ных связей. Это низкоэнергетическая структура ядра (глубокая до- лина). Для того чтобы дислокация могла попасть в нее из мелкой долины, необходима реконструкция ядра, включающая восстанов- ление (полное или частичное) оборванных ковалентноподобных связей для винтовой стянутой дислокации. Барьером, отделяющим глубокую долину от мелкой, является ядро в стянутой форме, по- скольку именно такая форма ядра обеспечивает возможность вос- становления ковалентноподобных связей. Поскольку винтовая стянутая дислокация принадлежит также и плоскостям типа {110}, {001}, то она является предвестником перехода к неоктаэдрическо- му скольжению одиночной дислокации при высоких температурах. Автоблокировка одиночной дислокации может происходить сле- дующим образом. Пульсация широкого ядра дислокации вследствие термических флуктуаций может случайно вызвать локальное суже- ние ядра при любой ориентации дислокации. Однако, только в том случае, если сужение ядра испытывает винтовой сегмент, упоминае- мая выше реконструкция приводит к понижению его энергии. Непланарное размазывание ядра по ортогональным {110}, {001} плоскостям также является предвестником перехода к неоктаэдри- ческому скольжению. Барьер, отделяющий глубокую долину от мелкой, как и в предыдущем случае, — ядро в стянутой форме. Од- нако неоктаэдрическое размазывание ядра пока еще не было получе- но посредством компьютерного моделирования. Нам известна лишь работа Yamaguchi [74], где получено размазывание ядра одиночной дислокации по нескольким параллельным плоскостям {110}. Таким образом, низкоэнергетическая структура ядра винтовой одиночной дислокации может быть достигнута либо за счет залечи- вания оборванных Ti–Ti 110 ковалентноподобных связей, либо за счет непланарного размазывания ядра по ортогональным {110}, {001} плоскостям, либо за счет каких-либо других причин. Квазиравновесную (метастабильную) структуру имеет непланар- ное ядро одиночной дислокации, значительная доля которого, как показано путем компьютерного моделирования, размазана по двум сопряженным {111} плоскостям (см., например, [75]). Термоакти- вированные переходы между мелкими долинами приводят к нор- 212 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. мальному ходу y(T) при низких температурах. Аналогия между непланарной структурой ядра в ОЦК-металлах и в TiAl [76] являет- ся естественным объяснением сильного температурного падения y(T) в TiAl при низких температурах. При поиске равновесных (или квазиравновесных) конфигураций посредством компьютерного моделирования обычно считается, что результат достигнут, если одна такая конфигурация найдена. Дей- ствительно, для ОЦК-металлов упоминаемая выше конфигурация является единственной, рельеф однодолинным, ход y(T) нормаль- ным, автоблокировка не наблюдается. Но единственной {111} не- планарной конфигурацией одиночной дислокации в TiAl недоста- точно, чтобы объяснить наблюдаемую с ростом температуры смену нормального хода y(T) на аномальный и далее вновь на нормаль- ный. Только при двухдолинном характере рельефа это возможно. Полученные в этом разделе результаты кратко можно сформули- ровать следующим образом:  благодаря экспериментам, включающим нагрев без нагрузки и повторную деформацию, обнаружено, что барьеры Кира–Вильс- дорфа с суммарным вектором Бюргерса 101 в TiAl, в отличие от Ni3Al, являются неразрушаемыми; причина состоит в том, что в TiAl они содержат сверхструктурные (а не комплексные) дефек- ты упаковки;  показано, что неразрушаемый характер барьеров Кира–Вильс- дорфа в TiAl является причиной исчезновения 101 сверхдисло- каций для случая динамического нагружения при T  Tmax;  показано, что потенциальный рельеф одиночной винтовой дис- локации в TiAl является двухдолинным: мелкие долины — не- планарное ядро, размазанное по сопряженным {111} плоскостям; глубокие долины — узкое ядро после реконструкции, включаю- щей восстановление (полное или частичное) оборванных кова- лентноподобных связей; высокий холм соответствует стянутой форме дислокации. 14. РЕКОНСТРУКЦИЯ ПОТЕНЦИАЛЬНОГО РЕЛЬЕФА ДИСЛОКАЦИИ С ПОМОЩЬЮ ЭФФЕКТА АВТОБЛОКИРОВКИ Предложена процедура определения угла  , который является пре- дельным для автоблокировки. Используя ТЭМ-изображения дисло- кационной структуры, можно получить набор углов между выделен- ным направлением и направлениями дислокационных сегментов. Выделяя наименьшие из этих углов, можно с достаточной степенью точности приблизиться к углу  . На основе полученных ранее в раз- деле 8 результатов, используя значения угла  , можно определить отношение Ed/E0 между глубинами долин. Процедура применена для анализа дислокационной структуры при нагреве без нагрузки после БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 213 кубического скольжения в Ni3Ge [26, 77, 78]. 14.1. Нахождение предельного для автоблокировки угла  Условие автоблокировки выполняется для углов    , где угол  определяется из уравнения (46), которое имеет вид: d 0 / ( )E E    . Здесь E0 и Ed — линейная энергия дислокации в мелкой и глубокой долинах соответственно. Именно угол  является предельным для автоблокировки: при    этот процесс невозможен в рамках дан- ной модели (заштрихованная область на рис. 58). Вблизи выделенного направления возможно образование цепоч- ки асимметричных перегибов (рис. 59, а). Такая цепочка, в свою очередь, может превратиться в большой асимметричный перегиб (рис. 59, б). На рисунке 70, а изображены два прямолинейных дислокацион- ных сегмента, для которых    и образуются асимметричные пе- регибы, а также показан сегмент, для которого    . На рисунке 70, б изображена ломаная дислокационная линия, которая содер- жит длинный сегмент, вытянутый вдоль выделенного направле- ния, кратный перегиб и один исходный сегмент, оставшийся неиз- менным. В настоящем разделе излагаются результаты исследования, ко- торые являются продолжением раздела 4. Используются те же ма- териалы и методики. Пластическая деформация 111 монокристаллов Ni3Ge прово- дится при той же температуре 400С, а нагрев без нагрузки при 100С. Целью исследования является определение предельного для автоблокировки угла  . В результате исследования переходов между прямолинейными и криволинейными сегментами оказалось возможным провести реконструкцию формы потенциального рель- ефа дислокации. Рис. 70. Вытягивание ломаной линии вдоль выделенного направления: а — два вытянутых сегмента; б — один длинный сегмент (пунктиром пока- зано исходное направление сегментов). 214 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. Цепочка перегибов. Обратим внимание на необычную конфигура- цию, которая представляет собой излом на дислокации, вершина которого указана стрелкой (рис. 71). Конфигурация, лежащая в плоскости (010), образована двумя дислокациями: первая — пря- молинейная винтовая дислокация вдоль выделенного направления [101 ], вторая — под некоторым углом к выделенному направле- нию. Существенно, что вторая дислокация состоит из цепочки пе- регибов. Как видно из рис. 71, это асимметричные перегибы, каж- дый из которых состоит, в свою очередь, из двух взаимно перпенди- кулярных сегментов, один из них — вдоль выделенного направле- ния. Удивительным оказалось сходство впервые обнаруженной це- почки перегибов с цепочкой, предложенной нами ранее (рис. 59). Наблюдение цепочки перегибов означает, что перегибы возникают, но не разбегаются. Отсюда следует, что угол в вершине излома, ко- торый составляет примерно 19, достаточно близок к углу  , но не- сколько больше его. Вытянутые вдоль выделенного направления Рис. 71. Излом на дислокации: сегмент вдоль выделенного направления; сегмент — цепочка асимметричных перегибов. Рис. 72. Цепочка перегибов. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 215 сегменты, входящие в состав асимметричных перегибов, имеют длину примерно 30 нм вблизи вершины излома, возрастающую по мере удаления от вершины. На рисунке 72 также видны цепочки перегибов. Углы между средними направлениями таких сегментов, изображенных на рис. 72, и выделенным направлением также со- ставляют примерно 18–19. Подобные цепочки перегибов наблюда- лись и в других исследуемых материалах. На рисунке 54 видна це- почка перегибов в магнии, менее совершенная, чем та, что на рис. 70 для Ni3Ge. Длина сегментов составляет примерно 100 нм. Переходы между сегментами: большие углы. При анализе дисло- кационной структуры, полученной после нагрева без нагрузки предварительно деформированных монокристаллов Ni3Ge, измеря- ли углы между прямолинейным сегментом, вытянутым вдоль вы- деленного направления, и касательной к ближайшему криволи- нейному сегменту. Можно было ожидать, что мы увидим переходы от прямолинейных сегментов к криволинейным, происходящие при углах, близких к углу  , как и на рис. 71, 72. Однако, на мик- рофотографиях, приведенных на рис. 73, наблюдается целый набор углов tr i . Можно считать, что для любого из них выполняются условия: tr i   . В противном случае наблюдалась бы автоблоки- ровка, как и для любого угла , меньшего  . Значит, все углы tr i попадают в заштрихованную область на рис. 57. Рисунок 74 иллю- Рис. 73. Дислокационная структура с большими углами между сегментами. 216 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. стрирует возможность наблюдения переходов при больших углах tr i . Если, предположим, угол , не достигнув  , меняется сразу на угол, больший  (пунктирная линия на рис. 74), то наблюдаемый угол tr i   . Такой переход можно назвать вынужденным (рис. 74, в). Большие углы tr i не несут какой-либо информации об автобло- кировке: форма дислокации такова, что из-за резкого возрастания отклонения сегмента от выделенного направления пропущены уг- лы, близкие к  . При нормальном переходе (рис. 74, б), в отличие от вынужденного, вытягивание вдоль выделенного направления продолжается, пока не будет достигнут предельный угол  , и толь- ко затем наблюдается изогнутый сегмент. Проблема, таким образом, состоит в том, чтобы отличить вынуж- денные переходы от нормальных. Переходы между сегментами: малые углы. На рисунке 75 приведе- ны ТЭМ-изображения дислокационной структуры, которые ис- пользованы для оценки угла  . Очевидно, что углы tr i по мере уменьшения все больше приближаются к углу  . При этом даже для наименьшего из наблюдаемых углов ( min tr ) все же остается не- который интервал между ним и истинным значением величины  . Именно с такой точностью можно определить угол  по измерени- ям угла min tr . Чем меньше наблюдаемый угол tr i , тем он ближе к Рис. 74. Переходы между дислокационными сегментами различной ори- ентации: а — различные варианты исходной формы дислокационной ли- нии; б — нормальный переход от прямолинейного сегмента к криволиней- ному; в — вынужденный переход. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 217  . Однако, следует также учитывать погрешность в измерении уг- лов, неточность в определении выделенного направления и плоско- сти фольги, недостаточную четкость изображения и т.д. Хорошим объектом для нахождения  может служить дислока- ционная дуга как часть гладкой дислокационной кривой. Уже само наблюдение дуги (а не прямолинейного сегмента) означает, что углы  (между касательными в точках этой дуги и выделенным направле- нием) больше, чем  . При этом возможно, что наименьший из таких углов, действительно, близок к углу  . Здесь мы видим углы 15–17 между прямолинейными и изогнутыми сегментами. Сравнение с переходами между сегментами для других интерме- таллидов. Вытягивание дислокаций вдоль выделенного направле- ния отчетливо видно на ТЭМ-изображениях дислокационной структуры сплавов Ni3(Al, Nb) и TiAl, приведенных на рис. 10 и 31 соответственно. Для обоих сплавов предварительная деформация проводилась при T  Tmax, т.е. осуществлялась посредством октаэд- рического скольжения. Как видно из рис. 31, на одиночных дислокациях в TiAl, которые здесь только и представлены, наблюдаются разного типа переходы между сегментами. В некоторых случаях наблюдается только один, упоминаемый выше, переход от вытянутого сегмента к изогнутому. Рис. 75. Дислокационная структура с малыми углами между сегментами. 218 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. Однако, на той же микрофотографии видны другие случаи: после первого перехода к криволинейному сегменту наблюдается вновь прямолинейный сегмент. Это может быть обусловлено, например, тем, что вдоль петли отклонение от выделенного направления нарастает неравномерно. Первый переход происходит, когда до- стигнуто  , а затем, если уменьшается , вновь выполняется соот- ношение    и становится возможным повторное вытягивание сегмента, а затем — второй переход к изогнутому сегменту. Обратим внимание на несколько случаев смены вытянутого вин- тового сегмента сразу на краевой сегмент, направленный под пря- мым углом к винтовому. Такие наблюдения отнюдь не означают, что предельный угол составляет примерно 90. Наоборот, это может быть обусловлено тем, что не успело еще отклонение от выделенно- го направления достичь  , как угол  изменился скачком, так что    и вытягивание становится невозможным. Учитывая упоминаемые выше особенности дислокационной структуры после автоблокировки, можно попытаться восстановить исходную форму, которую имели криволинейные сегменты до нагре- ва. Можно полагать, что фактически это две формы (рис. 76). Одна — выпуклая (а, в), другая — выпукло-вогнутая (б). Сколько на петле будет чередований выпуклый–вогнутый, столько при вытягивании возможно переходов прямолинейный–криволинейный. Для приве- денной на рис. 75, в исходной формы криволинейной дислокации, когда угол  меняется практически скачкообразно, после нагрева возможно наблюдение вытянутого винтового сегмента, непосред- ственно переходящего в краевой (см. рис. 76, б). 14.2. Реконструкция потенциального рельефа дислокации Как видно из рисунка 75, наименьшие углы min tr составляют при- мерно 15–17. Будем полагать, что угол  имеет величину, близкую к min tr . Тогда, вычисляя значение функции ( )  , получаем равное ему значение отношения d 0 / 0,767E E 0,740 . Если считать, учитывая конфигурацию излома, приведенного на рис. 71, что угол  равен примерно 18–19, то d 0 / 0,727E E 0,713 . Эти оценки являются Рис. 76. Различные возможные формы криволинейной дислокации. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 219 приближенными, а кроме того, есть еще другие, упоминаемые выше, источники погрешностей. Ограничимся тем, что будем считать, что d 0 0,7E E . Для наглядности рельеф с таким соотношением между глубинами долин изображен на рис. 77. Речь идет о двухдолинном потенциальном рельефе винтовой сверхчастичной дислокации 1/2 110{001}. Наши представления о том, какой физический смысл имеют долины и барьеры такого рельефа, изложены выше. Именно разность (E0  Ed) между глубинами долин — долины Пайерлса (размазанное ядро в плоскости куба) и самой глубокой долины (сверхчастичная дислокация, расщепленная в плоскости октаэдра), как раз и обеспечивает необходимую движущую силу ав- тоблокировки в отсутствие внешнего напряжения. Отсюда, учиты- вая полученное выше значение Ed/E0, приходим к следующему вы- воду: в Ni3Ge относительная разность в глубине долин составляет 0 0,3E E . Основные результаты этого раздела кратко можно сформулиро- вать следующим образом:  получены выражения, определяющие связь между отношением глубины долин d 0 E E потенциального рельефа и предельным для автоблокировки отклонением направления дислокационного сегмента от выделенного; показана возможность восстановления формы рельефа и его параметров; выявлены разрешенная и за- прещенная области для автоблокировки;  предложен метод определения отношения Ed/E0 посредством де- тального анализа ТЭМ-изображений дислокационной структуры и измерения предельных для автоблокировки углов между дис- локационными сегментами;  в качестве примера приведены оценки отношения Ed/E0 для сверхчастичной дислокации в Ni3Ge, скользящей в плоскости куба;  отмечается, что если предлагаемая процедура будет осуществле- на достаточно последовательным и тщательным образом, то мо- гут быть получены оценки величин Ed/E0 для дислокаций раз- Рис. 77. Реконструкция двухдолинного потенциального рельефа в Ni3Ge для винтовой сверхчастичной дислокации 1/2 110{001}. 220 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. личных типов в разных материалах. 15. ЗАКЛЮЧЕНИЕ Те, кто знаком с нашей книгой об интерметаллидах Ni3Al и TiAl, может быть, помнят рисунок на обложке: ветки в вазе. Мы исполь- зовали ТЭМ-изображение наблюдаемой в TiAl дислокационной структуры, которую назвали «деревом». Это одна из ключевых микрофотографий, которые удалось получить. В настоящей работе ключевая микрофотография приведена на рис. 71 (Ni3Ge, после кубического скольжения); ее фрагмент приве- ден на рис. 78. Вытягивание дислокации вдоль выделенного направления может происходить путем выбрасывания либо двойного перегиба и его по- следующей переориентации, либо сразу же — асимметричного пере- гиба. Начальные стадии вытягивания сверхдислокаций в Ni3(Al, Nb) видны на рис. 76, а, одиночных дислокаций в TiAl — на рис. 76, б. Но наблюдение перегибов — двойных или асимметричных — за- труднительно. Приведенная выше микрофотография также являет- ся большой редкостью. Ценность ее состоит в том, что это прямое до- казательство существования асимметричных перегибов. Именно асимметричный перегиб является центральной фигурой при авто- блокировке. Происходящий при вытягивании дислокации переход от прямолинейной дислокации к ломаной возможен лишь благодаря разности E0  Ed энергий дислокации в мелкой и глубокой долинах. Возникает вопрос, не может ли поле внутренних напряжений, со- зданных исходной дислокационной структурой, вызвать автоблоки- ровку. Мы полагаем, что это невозможно по следующей причине. Поскольку распределение дислокаций является хаотическим, то ха- отическим является и распределение средних квадратичных компо- нент упругих напряжений. Для такого распределения нельзя найти направления, которое чем-либо выделялось среди других. Это зна- чит, что последующее вытягивание дислокаций, приводящее к их Рис. 78. Цепочка асимметричных перегибов. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 221 блокировке при нагреве без нагрузки, невозможно. Для погружения в глубокую долину дислокация должна преодо- леть барьер, разделяющий долины, причем без помощи внешнего напряжения. Именно вопрос о преодолении барьера и требует пояс- нения. Тепловые флуктуации заставляют дислокацию колебаться в мелкой долине. Если энергия локальной тепловой флуктуации до- статочно велика, то из мелкой долины в глубокую выбрасывается двойной перегиб. Понижение энергии сегмента, попавшего в глубо- кую долину, стимулирует его рост и при нулевом напряжении. Рас- тущий двойной перегиб как бы затягивает дислокацию в ловушку, причем после достижения критического размера двойной перегиб уже не возвращается в мелкую долину, а падает в глубокую. Однако время перехода в глубокую долину в принципе может оказаться настолько большим, что дислокация за время наблюдения не успе- вает перейти в имеющуюся долину, несмотря на наличие движущей силы. Другими словами, глубокая долина может оказаться дина- мически недостижимой. Были введены характерные времена (sd) 2 t и (ds) 2 t переходов между долинами, а также времена наблюдения при динамическом нагру- жении obs t    и при нагреве без нагрузки ht obs t (см. табл. на рис. 60). В обоих случаях необходим переход из мелкой долины в глубо- кую, т.е. (sd) 2 obs t t и (sd) ht 2 obs t t . Очевидно, что меняя время нагрева, всегда можно получить ht obs obs t t . Но при этом не очевидно, как из- менится время (sd) 2 t при выключении внешнего напряжения. Только экспериментальные результаты наблюдения автоблокировки стали доказательством того, что глубокая долина может быть динамиче- ски достижимой и при нулевом внешнем напряжении. Условия того, что за время наблюдения происходит термоакти- вированный процесс образования неразрушаемых барьеров имеют вид (61), (66). Выполнение соотношения (61) необходимо для на- блюдения температурной аномалии, а соотношения (66) — для наблюдения автоблокировки. При этом времена наблюдения и тем- пературы различны. Одним из подтверждений этих условий являются микрофотогра- фии дислокационной структуры сплава Ni3(Al, Nb), приведенные на рис. 13: деформация при 300С (а) и последующий нагрев при 800С, 1 ч (б). Видно, что характерная для температурного интерва- ла из области аномального хода y(T) структура, состоящая из за- блокированных дислокаций, практически сохраняется при после- дующем нагреве без нагрузки. Это возможно благодаря тому, что в обоих случаях реализуются превращения в неразрушаемые барье- ры одного и того же типа. Чрезвычайно убедительными оказались также результаты по изменению дислокационной структуры сплава Ni3(Al, Nb) для слу- чая, когда предварительную деформацию и нагрев без нагрузки 222 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. проводили при одной и той же температуре, равной 800С, которая выше температуры Tmax. Исходная дислокационная структура со- стоит из криволинейных дислокаций, принадлежащих кубическим системам скольжения (рис. 14). В этом случае выполняется соот- ношение (62) между характерными временами. После нагрева наблюдаются заблокированные прямолинейные дислокации (рис. 15). Отсюда следует, что выполняется соотноше- ние (66). Результаты этих экспериментов, на первый взгляд, не оче- видны: при высокотемпературной деформации (кубическое сколь- жение) наблюдаются криволинейные дислокации, выключаем напряжение, выдерживаем при той же температуре — дислокации становятся прямолинейными. Причина в том, что при одной и той же температуре сменилась последовательность характерных вре- мен вследствие смены времени наблюдения obs t на ht obs t и выключе- ния напряжения. Подобные эксперименты, проведенные для материалов, в кото- рых дислокации обладают однодолинным рельефом, дают противо- положный результат. Так, в молибдене, как видно из рис. 42, дис- локации, введенные путем деформации при 400С, остаются далее криволинейными. В результате нагрева без нагрузки после кубического скольже- ния для сплавов Ni3(Al, Nb) впервые удалось наблюдать заблокиро- ванные дислокации, тогда как ранее при динамическом нагруже- нии наблюдались только криволинейные дислокации. Это означа- ет, что дислокация имеет два состояния, что является присущим ей свойством. При внешнем воздействии могут проявляться оба состо- яния, либо одно из них. Аналогичные результаты были получены при исследовании автоблокировки после кубического скольжения в сплаве Ni3Ge. Начальные стадии вытягивания видны для дислока- ционной петли (рис. 22, в), лежащей в плоскости (010): петля со- держит короткие прямолинейные сегменты вдоль выделенного направления. Таким образом, если судить по динамическому нагружению, можно было предполагать однодолинный рельеф для дислокаций при кубическом скольжении, (нормальный ход y(T), криволиней- ные дислокации). Но результаты нагрева без нагрузки показали, что этот рельеф является двухдолинным. Наблюдение же температурной аномалии y(T) только при октаэдрическом скольжении обусловлено тем, что определяемое (84) напряжение включения F(T) дислокаци- онного источника при октаэдрическом скольжении ниже, чем при кубическом. Если бы в интерметаллиде типа Ni3Al можно было ка- ким-то способом во всем температурном интервале выключить окта- эдрическое скольжение и оставить кубическое, то наблюдалось бы немонотонная температурная зависимость y(T) и превращения скользящих дислокаций в заблокированные и обратно. БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 223 Нагрев без нагрузки (или медленное охлаждение, что эквива- лентно) позволяют не только выявить двухдолинный рельеф для дислокаций, принадлежащих кубическим системам скольжения, но и найти отношения между глубинами долин. С этой целью была предложена процедура, включающая ТЭМ-анализ дислокационной структуры и определение предельного угла автоблокировки  . Да- лее, используя соотношение 0 1 sin cos dE E     , вычисляется отношение Ed/E0 между глубинами долин. Для Ni3Ge, как видно из рис. 75, наименьшие углы отклонения от выделенного направления составляют примерно 15–17. Учитывая конфигурацию, приведенную выше, получаем, что угол  равен примерно 18–19. Отсюда в качестве оценки получа- ем, что d 0 0,7E E . После того, как посредством нагрева без нагрузки были получены данные о кубическом скольжении, оказалось, что по своей сущно- сти два вида скольжения — кубическое и пирамидальное II-го рода — близки. В обоих случаях скольжение дислокаций по исходным плоскостям, которые не являются плоскостями плотной упаковки, определяется, как мы полагаем, рельефом Пайерлса с многочис- ленными долинами, которым соответствует квазиравновесное со- стояние ядра. Такой рельеф имеет место, например, для размазан- ного (spreading) ядра дислокации, где смещения атомов локализо- ваны вблизи исходной плоскости. Низкоэнергетическая равновесная конфигурация, которая соот- ветствует глубокой долина, возникает в результате расщепления в плоскости, пересекающей исходную: плоскости октаэдра при куби- ческом скольжении (рис. 62); плоскости базиса при пирамидальном скольжении II (рис. 66). Для кубического скольжения это различ- ные формы барьера Кира–Вильсдорфа, содержащие полосы ком- плексного ДУ (рис. 64, в, г), для пирамидального скольжения II — плоская конфигурация, содержащая полосу ДУ (рис. 65). Удиви- тельно сходство этих конфигураций. В случае высокой энергии ДУ уже нельзя говорить о расщеплении на частичные, а только о раз- мазывании (spreading) ядра, имитирующем в какой-то степени это расщепление. Барьеру, разделяющему высокую и мелкую долины, соответствует стянутая форма дислокации. Приведенная на рис. 67 модель «эскимо» не серьезно, но убедительно демонстрирует сход- ство обоих исследуемых видов скольжения. Барьеры, которые возникают при нагреве без нагрузки, могут при последующем воздействии разрушаться, т.е. превращаться в скользящие конфигурации, но могут и не разрушаться. Мы исполь- 224 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. зовали специальные эксперименты, при которых нагрев без нагрузки и повторная деформация проводились при одной и той же температуре. При этом в Ni3(Al, Nb) обнаружено превращение барь- еров в скользящие сверхдислокации (рис. 16, г). Однако в TiAl по- сле подобных экспериментов сохраняются заблокированные 101 сверхдислокации (рис. 34). Одновременно заблокированные дисло- кации других типов превращаются в скользящие (рис. 35). Причина того, почему 101 барьеры остаются неразрушаемыми, состоит в том, что барьеры Кира–Вильсдорфа в TiAl, в отличие от Ni3Al, включает в себя полосы сверхструктурного (а не комплексно- го) дефекта упаковки (рис. 69). В результате рекомбинация сверх- частичных, необходимая для разрушения 101 барьеров, в TiAl за- труднена. Именно неразрушаемый характер таких барьеров является, как мы полагаем, причиной исчезновения 101 сверхдислокаций для случая динамического нагружения при T  Tmax. Действительно, в этом случае напряжение включения источника 101 сверхдисло- каций будет расти с повышением температуры, как и в области аномального хода y(T). Однако, для дислокаций двух других ти- пов, для которых барьеры являются разрушаемыми, пластическое течение будет начинаться при меньшем напряжении и иметь нор- мальный температурный ход. Таким образом, благодаря экспериментам, включающим нагрев без нагрузки и повторную деформацию, оказалось возможным про- демонстрировать неразрушаемый характер барьеров Кира–Вильс- дофа с суммарным вектором Бюргерса 101 в TiAl. Неразрушаемый характер 101 барьеров в TiAl может быть использован для повы- шения сопротивления крипу. Каркас из таких барьеров, созданный в результате указанных экспериментов, остается стабильным и при температурах выше Tmax. В этом случае пластическое течение при крипе будет осуществляться одиночными дислокациями и 1/2112 сверхдислокациями. Каркас будет оказывать упругое противодей- ствие скользящим дислокациям. Кроме того, они будут испытывать торможение за счет контактного взаимодействия с дислокациями каркаса. Значение эффекта автоблокировки состоит, прежде всего, в том, что благодаря его обнаружению, открывается новый взгляд на тер- моактивированные процессы. На этой основе возникают новые представления о сущности таких процессов, как кубическое и пи- рамидальное скольжение, сходство которых ранее никогда не пред- полагалось. ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА 1. B. Escaig, J. Phys. C, 7, No. 35: 151 (1974). БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 225 2. M. Yamaguchi and Y. Umakoshi, Prog. Mater. Sci., 34, No. 1: 1 (1990). 3. F. R. N. Nabarro, Solid State Phenomena, 35–36: 19 (1994). 4. P. Veyssier and G. Saada, Dislocations in Solids (Eds. F. R. N. Nabarro and M. Duesbery) (Amsterdam: Elsevier: 1996), vol. 10, p. 113. 5. B. Viguer, J. L. Martin, and J. Bonneville, Dislocations in Solids (Eds. F. R. N. Nabarro and M. S. Duesbery) (Amsterdam: Elsevier: 2002), vol. 11, p. 460. 6. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, Интерметаллиды Ni3Al и TiAl: микро- структура, деформационное поведение (Екатеринбург: УрО РАН: 2002). 7. B. А. Greenberg and M. A. Ivanov, Успехи физ. мет., 1, No. 1: 9 (2000). 8. P. Lukac and Z. Trojanova, Magnesium Alloys—Design, Processing and Proper- ties (Eds. F. Czerwinski) (Rijeka: InTech: 2011), p.1. 9. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, Физ. мет. металловед., 102, № 1: 68 (2006). 10. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, О. В. Антонова, А. М. Пацелов, А. В. Плотни- ков, Известия РАН. Серия физич., 70: 1331 (2006). 11. B. A. Greenberg, M. A. Ivanov, O. V. Antonova, A. M. Patselov and A. V. Plot- nikov, Israel J. Chem., 47: 415 (2007). 12. B. A. Greenberg, M. A. Ivanov, and A. M. Patselov, ‘TMS 2008’ Annual Meet- ing Supplemental Proceedings (March 9–13, 2008) (Louisiana, New Orleans: 2008), vol. 3, p. 165. 13. M. S. Duesbery, Phil. Mag., 19, No. 159: 501 (1969). 14. D. J. H. Cockayne and A. Hons, J. Phys., 40, No. 6: C6–11 (1979). 15. C. B. Carter and I. L. F. Ray, Phil. Mag., 29: 1231 (1974). 16. Б. А. Гринберг, О. В. Антонова, М. А. Иванов, А. М. Пацелов, А. В. Плотни- ков, Физ. мет. металловед., 102, № 1: 77 (2006). 17. А. М. Пацелов, О. В. Антонова, Б. А. Гринберг, М. А Иванов, А. В. Плотни- ков, Физ. мет. металловед., 104, № 5: 534 (2007). 18. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, О. В. Антонова, А. М. Пацелов, А. В. Плотни- ков, Особенности структуры и свойств перспективных материалов (Томск: НТЛ: 2006). 19. B. A. Greenberg and M. A. Ivanov, ‘The Third International Conference on Computational Methods and Experiments in Materials Characterization’ (June 13–15, 2007) (Bologna, Italia: 2007), p. 51. 20. А. В. Плотников, Б. А. Гринберг, А. М. Пацелов, Международная школа «Физическое материаловедение» (Тольятти: ТГУ: 2004), c. 10. 21. C. Lall, S. Chin, and D. P. Pope, Metall. Trans. A., 10, No. 9: 1323 (1979). 22. S. S. Ezz, D. P. Pope, and V. Paidar, Acta Metall., 30: 921 (1982). 23. В. А. Старенченко, Ю. В. Соловьева, С. В. Старенченко, Т. А Ковалевская, Термическое и деформационное упрочнение монокристаллов сплавов со сверхструктурой L12 (Томск: НТЛ: 2006). 24. D. M. Wee and T. Suzuki, Trans. JIM, 22, No. 3: 163 (1981). 25. D. G. Morris, G. T. Brown, R. C. Piller, and R. E. Smallman, Acta Metall., 24: 21 (1976). 26. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, О. В. Антонова, А. В. Плотников, Н.А. Круг- ликов, А. М. Власова, Ю. В. Соловьева, Физ. мет. металловед., 111, № 4, c. 402 (2011). 27. В. А. Старенченко, Ю. В. Соловьева, В. И. Николаев, В. В. Шпейзман, Б. И. Смирнов, Физ. твердого тела, 42, № 11: 2017 (2000). 28. H-r. Pak, T. Saburi, and S. Nenno, Trans. JIM, 18: 617 (1977). 29. K. Aoki and O. Izumi, J. Mater. Sci., 13: 2313 (1978). 226 Б. А. ГРИНБЕРГ, М. А. ИВАНОВ, О. В. АНТОНОВА и др. 30. Б. А. Гринберг, О. В. Антонова, А. Ю. Волков, М. А. Иванов, Н. А. Кругли- ков, Ю. П. Кадникова, Физ. мет. металловед., 105, № 5: 523 (2008). 31. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, О. В. Антонова, А. М. Пацелов, Н. А. Кругли- ков, А. В. Плотников, Ю. П. Кадникова, Эволюция структуры и свойства металлических материалов (Томск: НТЛ: 2007). 32. T. Kawabata, T. Abumiya, T. Kanai, and O. Izumi, Acta Metall. Mater., 38: 1381 (1990). 33. T. Kawabata, T. Kanai, and O. Izumi, Acta Metall., 33: 1355 (1985). 34. H. Inui, M. Matsumuro, D.-H. Wu, and M. Yamaguchi, Phil. Mag. A, 75: 395 (1997). 35. B. A. Greenberg, O. V. Antonova, V. N. Indenbaum, L. E. Karkina, A. B. Notkin, M. V. Ponomarev, and L. V. Smirnov, Acta Metall. Mater., 39, No. 2: 233 (1991). 36. B. A. Greenberg, O. V. Antonova, V. N. Indenbaum, L. E. Karkina, A. B. Notkin, M. V. Ponomarev, and L. V. Smirnov, Acta Metall. Mater., 39, No. 2: 243 (1991). 37. B. A. Greenberg, O. V. Antonova, L. E. Karkina, A. B. Notkin, and M. V. Ponomarev, Acta Metall. Mater., 40, No. 4: 815 (1992). 38. B. A. Greenberg, O. V. Antonova, L. E. Karkina, A. B. Notkin, and M. V. Ponomarev, Acta Metall. Mater., 40, No. 4: 823 (1992). 39. M. A. Morris, Phil. Mag. A, 68: 237; M. A. Morris, Phil. Mag. A, 68: 259 (1993). 40. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, О. В. Антонова, Н. А. Кругликов, А. М. Паце- лов, А. В. Плотников, Ю. П. Кадникова, Деформация и разрушение мате- риалов, 12: 2 (2008). 41. О. В. Антонова, Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, Н. А. Кругликов, А. М. Паце- лов, 47 Международная конференция «Актуальные проблемы прочности» (Июль 1–5, 2008) (Нижний Новгород: 2008), c. 77. 42. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, Н. А. Кругликов, О. В. Антонова, Физ. мет. металловед., 108, № 1: 93 (2009). 43. J. R. Patel and L. C. Kimerling, J. Phys., 40, No. 6: 67 (1979). 44. J. Rabier and A. George, Rev. Phys. Appl., 22, No. 9: 941 (1987). 45. Г. А.Малыгин, Физ. твердого тела, 47, № 5: 870 (2005). 46. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, О. В. Антонова, А. М. Власова, Н. А. Кругли- ков, А. В. Плотников, Известия ВУЗов. Физика, 54, № 8: 58 (2011). 47, Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, О. В. Антонова, А. М. Власова, Кристалло- графия, 57, № 4: 603 (2012). 48. А. А. Предводителев, О. А. Троицкий, Дислокации и точечные дефекты в гексагональных металлах (Москва: Атомиздат: 1973). 49. J. F. Stohr and J. P. Poirier, Phil. Mag., 25: 1313 (1972). 50. T. Obara, H. Yoshinga, and S. Morozumi, Acta Metall., 21, No. 7: 845 (1973). 51. S. Ando, N. Harada, M. Tsushida et al., Key Engineering Materials, 345–346: 101 (2007). 52. A. Chapuis and J. H. Driver, Acta Mater., 59: 1986 (2011). 53. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, Физ. мет. металловед., 105, № 6: 587 (2008). 54. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, Кристаллография, 54, № 6: 1023 (2009). 55. V. L. Indenbom, B. V. Petukhov, and J. Lothe, Elastic Strain Fields and Dislo- cation Mobility (Eds. V. L. Indenbom and J. Lothe) (Elsevier Science Publishers B.V.: 1992), p. 491. 56. A. Seeger and P. Schiller, Acta Metall., 10, No. 4: 348 (1962). 57. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, Известия. ВУЗов. Физика, 9, № 2: 132 (2009). 58. J. E. Dorn and S. Rajnak, Trans. AIME, 230, No. 8: 1052 (1964). БЛОКИРОВКА ДИСЛОКАЦИЙ БЕЗ ПОМОЩИ ВНЕШНЕГО НАПРЯЖЕНИЯ 227 59. B. A. Greenberg and M. A. Ivanov, ‘THERMEC’2003’ (Eds. T. Chandra et al.) (Zurich-Uetikon, Switzerland: Trans. Tech. Publ. Ltd.: 2003), vol. 3, p. 1849. 60. B. V. Petukhov, Mater. Sci. Eng. A, 387–389: 98 (2004). 61. Б. В. Петухов, Физ. твердого тела, 54, № 12: 2366 (2012). 62. F. Louchet and B. Viguier, Phil. Mag., 71, No. 6: 1313 (1995). 63. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, Металлофиз. новейшие технол., 31, № 1: 47 (2009). 64. Б. А. Гринберг, О. В. Антонова, М. А. Иванов, А. М. Пацелов, А. В. Плотни- ков, Физ. мет. металловед., 102, № 1: 77 (2006). 65. А. М. Пацелов, О. В. Антонова, Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, А. В. Плотни- ков, Физ. мет. металловед., 104, № 5: 534 (2007). 66. B. A Greenberg and M. A. Ivanov, Mater. Sci. Eng. A, 239: 813 (1997). 67. D. M. Wee, D.P. Pope, and V. Vitek, Acta Metall., 32, No. 6: 829 (1984). 68. P. Veyssier and G. Saada, Dislocations in Solids, (Eds. M. Duesbery and F. R. N. Nabarro) (Amsterdam: Elsevier: 1996), vol. 10, p. 255. 69. A. E. Staton-Bevan and R. D. Rawlings, phys. stat. sol. A, 29: 613 (1975). 70. Y. Minonishy, S. Ishioka, M. Koiwa, and S.Morozumi, Phil. Mag. A, 45, No. 5: 835 (1982). 71. M. H. Liang and D. J. Bacon, Phil. Mag. A, 53, No. 2: 181 (1986). 72. J. R. Morris, K. M. Ho, K. Y. Chen, G. Rengarajan, and M. H. Yoo, Mod. Simul. Mater. Sci. Eng., 8: 25 (2000). 73. B. A. Greenberg, V. I. Anisimov, Yu. N. Gornostirev, and G. G. Taluts, Scripta Metall., 22, No. 6: 859 (1988). 74. M. Yamaguchi, Y. Umakoshi, and T. Yamane, Dislocations in Solids, 5: 77 (1985). 75. C. Woodward and S. I. Rao, Phil. Mag., 84, Nos. 3–5: 401 (2004). 76. V.Vitek, Phil. Mag., 84, Nos. 3–5: 415 (2004). 77. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, А. В. Плотников, Кристаллография, 55, № 6: 1085 (2010). 78. Б. А. Гринберг, М. А. Иванов, О. В. Антонова, А. В. Плотников, Н. А. Круг- ликов, А. М. Власова, Ю. В. Соловьева, Физ. мет. металловед., 112, № 2: 215 (2011).

Блокировка дислокаций без помощи внешнего напряжения: эксперимент и теория

Institution

Ähnliche Einträge