Дислокаций рассеяние фононов

Рассеяние фононов дислокациями изучалось теоретически и экспериментально. Главные особенности рассеяния статическими дислокациями можно получить с помощью классического отдельного рассмотрения эффектов ядра и окружающего поля напряжений. [c.115]

Главный член в скорости рассеяния фононов на сидячих дислокациях пропорционален Т , и его температурное поведение такое же, как при рассеянии фононов на электронах (если величина Т/ро не слишком мала). Поэтому непосредственная интерпретация экспериментальных результатов возможна, если при деформации или отжиге, проведенных при исследовании, не меняется злектрон-фононное взаимодействие или очень сильно меняется ро. Если эти условия выполнены, то обе компоненты теплового сопротивления, подчиняющиеся закону Т , можно отделить друг от друга. [c.242]

Набарро [176] рассмотрел рассеяние звуковых волн (длинных волн сдвига) подвижной винтовой дислокацией и показал, что сечение рассеяния порядка А, . Займан [264] представлял дислокацию как жесткий цилиндр, способный свободно перемещаться ( дрожать ) под воздействием поля напряжений падающего фонона, и также получил, что сечение рассеяния к, т. е. [c.117]

Практически этим дальним топологическим беспорядком обычно пренебрегают. В теории дислокационного беспорядка главную роль играет способность дислокации существовать как некоторое квазистационарное образование, существующее в образце и перемещающееся по нему как единое целое. Разумеется, это и есть ключ к пониманию современных воззрений на природу механических свойств материалов. То же приближение справедливо и при изучении физических явлений, рассматриваемых в зтой книге. Например, остаточное электрическое сопротивление холоднокатаного металла обычно вычисляется в предположении, что оно обусловлено многими независимыми актами рассеяния на изолированных дислокациях [24, 25]. При этом почти не обращают внимания на отсутствие дальнего порядка, наличие которого постулируется, чтобы ввести функции Блоха [26]. Аналогично динамика решетки в материалах с дислокациями сводится к изучению взаимодействия фононов с характерными конфигурациями из одной или нескольких дислокаций. Иными словами, беспорядок считается локализованным в основном вблизи дислокационных линий, а сколько-нибудь заметные коллективные эффекты считаются отсутствующими. [c.69]

Анизотропия кристаллов усложняет также законы отражения и преломления акустич. волн на границах раздела сред падающая волна при отражении и преломлении может расщепляться на неск. волн разных типов, в т. ч, и поверхностных. Пространственная дисперсия, обусловленная периодичностью крист, решётки, приводит к вращению плоскости поляризации сдвиговых волн (т, н. акустическая активность). Затухание звука в кристаллах определяется его рассеянием на микродефектах и дислокациях, поглощением вследствие вз-ствия упругой волны с тепловыми колебаниями крист, решётки — фононами, поглощением, обусловленным термоупругими и тепловыми эффектами. В металлах и ПП существует специфич. вид поглощения звука вследствие вз-ствия УЗ с эл-нами проводимости (см. Акустоэлектронное взаимодействие), а в ферромагнетиках и сегнетоэлектриках дополнит. поглощение связано с доменными процессами. [c.323]

Измерения Кемпа и др. подтверждают, что сопротивление Wo, вызванное холодной обработкой, меняется как Т . Эта температурная зависимость свидетельствует о том, что рассеяние фононов происходит на отдельных дислокациях. Однако, если величину Wb сравнить с (19.15), то окажется, что число отдельных дислокаций на единицу площади, соответствующее такому теплосопротивлению, должно быть порядка 10 на 1 см . Это значение находится в противоречии с некоторыми другими оценками (см., например, [191]), к тому же оно столь велико, что само представление об изолированных дислокациях теряет смысл. Кроме того, характер температурной зависимости Wц должен измениться. Поэтому следует считать, что рассеяние происходит в основном на группах из N дислокаций одного знака. В этом случае поперечное сечение рассеяния на каждой из таких грунн пропорционально (т. е. сечение рассеяния на отдельной дислокации пропорционально. N). Чтобы согласовать значение W с другими оценками плотности дислокаций (которые дают значения 10 ), N должно быть порядка 50 или 100 [119]. [c.294]

Наиболее пажной харастсристикой фопонов, псуществляющпх перенос тепла, является длина свободного пробега. Средняя длина свободного пробега характеризуется рассеянием фононов при их взаимном столкновении, а также на границах кристалла, инородных включениях и дислокациях решетки, возникших в процессе тепловых флуктуаций. [c.29]

Исследования на сверхпроводниках показали, что дислокации, на которых рассеиваются фононы в металлах, не обязательно являются сидячими. Теплопроводность сверхпроводника при достаточно низкой температуре пёрехода в основном обусловлена фононами (см. следующий параграф). Андерсон и др. [7, 178, 179] исследовали влияние дислокаций на теплопроводность ниобия, алюминия, свинца и тантала в сверхпроводящем состоянии при температурах до 0,04 К. Во всех случаях рассеяние фононов оказалось намного большим (до раз), чем оно могло бы быть на сидячих дислокациях они объяснили это увеличение резонансным рассеянием на колеблющихся дислокациях. Для свинца и тантала средняя длина свободного пробега фононов при рассеянии на дислокациях имеет минимум, который смещается по температуре при изменении напряжения, в то время как для алюминия и ниобия этого сдвига не происходит. Отсюда следовало, что в первых двух металлах колеблющиеся дислокации можно описать с помощью модели упругой струны [75] для двух других металлов лучшее описание получается, если считать, что дислокация колеблется в потенциале Пайерлса. [c.245]

Подвижность дислокаций. Движению Д. препятствует не только прочность разрываемых межат. связей, но и рассеяние фононов и электронов проводимости в упруго искажённой области кристалла, окружающей движущиеся Д. Движению Д. мешают также упругое вз-ствие с др. Д. и с примесными атомами, межзёренные границы в поликристаллах, ч-цы др. фазы в распадающихся сплавах, двойники (см. Двойникование) и др. дефекты в кристаллах. На преодоление этих препятствий тратится часть работы внеш. сил. Т. о., кристалл с Д. мягче бездефектного кристалла, но если он набит Д. и др. дефектами настолько, что они мешают друг другу, то [c.164]

Изучение структурных и энергетических закономерностей пластической деформации в приповерхностных слоях материалов в сравнении с их внутренними объемными слоями имеет важное значение для развития теории и практики процессов трения, износа и схватывания. При этом следует отметить, что. поверхностные слои кристаллических материалов имеют, как правило, свои специфические закономерности пластической деформации. Так, например, в работе [11 при нагружении монокристаллов кремния через пластичную деформируемую среду силами контактного трения было найдено, что в тонких приповерхностных слоях на глубине от сотых и десятых долей микрона до нескольких микрон величины критического напряжения сдвига и энергии активации движения дислокаций значительно меньше, чем аналогичные характеристики в объеме кристалла. Было также показано [2], что при одинаковом уровне внешне приложенных напряжений по поперечному сечению кристалла в радиусе действия дислокационных сил изображения эффективное напряжение сдвига значительно выше, чем внутри кристалла. Поэтому поверхностные источники генерируют значительно большее количество дислокационных петель и на большее расстояние от источника по сравнению с объемными источниками аналогичной конфигурации и геометрии при одинаковом уровне внешних напряжений. Высказывалось также предположение, что облегченные условия пластического течения в приповерхностных слоях обусловлены не только большим количеством легкодействующих гомогенных и различного рода гетерогенных источников сдвига [3], но и различной скоростью движения дислокаций у поверхности и внутри кристалла [2]. Аномальное пластическое течение поверхностных слоев материала на начальной стадии деформации может быть обусловлено действием и ряда других факто-зов, например а) действием дислокационных сил изображения 4, 5] б) различием в проявлении механизмов диссипации энергии на дислокациях, движущихся в объеме кристалла и у его поверхности причем в общем случае это различи е, по-видимому, может проявляться на всех семи фононных ветвях диссипации энергии (эффект фононного ветра, термоупругая диссипация, фонон-ная вязкость, радиационное трение и т. д.) [6], а также на электронной [71 ветви рассеяния вводимой в кристалл энергии в) особенностями атомно-электронной структуры поверхностных слоев и их отличием от объема кристалла, которые могут проявляться во влиянии поверхностного пространственного заряда и дебаевского радиуса экранирования на вели- [c.39]

С помощью Г. э. определены зависимость частоты электрон-фононного рассеяния от положення электрона на поверхности Ферми (Си, Ag), сечение рассеяния электронов па дислокациях (Си), исследована вероятность элоктрон-электронного рассеяния (Мо, W). [c.417]

Носители заряда в М.— электроны проводимости с энергией, близкой к Причиной сопротивления служит рассеяние электронов на любых нарушениях периодичности кристаллич. решётки. Это тепловые колебания ионов (фононы), сами электроны (см. Межэяект-ронное рассеяние), а также разл. дефекты — примесные атомы, вакансии (сечение рассеяния 10 —10 см ), дислокации (сечение 10 —10 см ), границы кристаллов и образца (см. Рассеяние носителей заряда). [c.117]

Эффект окружающего поля напряжений можно оценить, проводя аналогию с геометрической оптикой. Напряжение в кристалле на расстоянии х от ядра, если величина х не слишком мала, будет В1х, где В — вектор Бюргерса дислокации (его длина порядка межатомных расстояний). Вследствие ангармоничности реального кристалла напряжение изменяет скорость фонона это соответствует изменению коэффициента преломления в оптической модели, т. е. волна отклоняется при прохождении через напряженную среду. Сечение рассеяния тогда пропорционально у ВУхо, где хо — наименьшее расстояние (хо X), при котором еще применима оптическая аналогия. Таким образом, находим [c.116]

В идеальном металле решеточное тепловое сопротивление определяется только фонон-фононными и-процессами и электрон-фононными взаимодействиями. Линденфельд и Пеннебакер [147] показали, что в хорошо отожженных медных сплавах дислокации не дают заметного вклада в решеточное тепловое сопротивление, и мы можем предположить, что это общий результат для металлов, которые можно хорошо отжечь. Тепловое сопротивление, определяемое рассеянием на границах, можно оценить так же, как это делалось для диэлектрических кристаллов. В меди, например, граничное решеточное тепловое сопротивление составляет 1,5 Ю У вТ м К/Вт, где /в м — эффективная средняя длина свободного пробега при рассеянии на границах. Чтобы граничное сопротивление было сравнимо по величине с сопротивлением, обусловленным электрон-фононным рассеянием, величина 1вТ должна была бы быть меньшей 2-10" м-К. Это означало бы, что рассеяние на границах стано- [c.231]

Фундаментальное свойство всех проводников — пропорциональность между плотностью тока, протекающего через проводник, и прпло кепным к проводнику нанряжением (закон Ома). При прохождении больших токов (для металлов 10 — 10 а/с.м-) наблюдаются отклонения от линейной зависимости. Объяснение закона ()ма, а также вычисления удельной электропроводности связаны с учетом взаимодействия электронов проводимости с фононами, а также рассеяния электронов па атомах примеси, дислокациях и т. п. Можно показать, что уд. электропроводность изотропного или кубич. металла а (2е-/ < 2яЛ) ) р1, где р, — площадь поверхности Г ерми, а I — длина свободного пробега. Для полупроводников а = пе -1/т, и, где п — число электронов в зоне проводимости, у — их средняя теплова скорость, а т — эффективная масса электрона. [c.120]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...