Дислокации в кристаллах силы, действующие

Теория дислокаций в кристалле начала развиваться с 1934 г. с попытки объяснить атомный механизм скольжения при растяжении образцов. Было показано, что в результате действия внешних сил атомы смещаются на целое число квантов пластической деформации , а искажения кристаллической решетки, связанные с фазовыми превращениями металла, сохраняются. [c.126]

Сдвигообразование в кристалле под действием внешней силь представляет собой движение дислокаций по плоскостям скольже-ния и выход их на поверхность кристалла. Если бы сдвигообразование происходило только за счет выхода дислокаций, уже имевшихся в кристалле, то процесс пластического деформирования приводил бы к истощению дислокаций и переводу кристалла в более совершенное состояние. Это противоречит эксперименту, который показывает, что с ростом степени деформации искажения решетки не уменьшаются, а, наоборот, растут, следовательно, растет и плотность дислокаций. Поэтому в настоящее время принято считать, что дислокации, обусловливающие пластическую деформацию, генерируются в процессе самого сдвигообразования под действием внешних сил, приложенных к кристаллу. [c.51]

Рис. 6.17.1. Силы, действующие на дислокацию в кристалле, пересыщенном

Под действием внешних сил дислокации могут перемещаться скольжением и переползанием, при этом дислокации передвигаются как вдоль плоскостей скольжения, так и перпендикулярно им соответственно. Движение дислокаций связано с пластической деформацией кристалла. Экспериментальные данные показывают, что дислокации могут двигаться со скоростями от 10 м/с до 10 м/с в зависимости от материала и приложенного напряжения. Однако скорость дислокации в кристалле не может быть больше скорости звука, так как перемещение дислокации есть перемещение волны упругой деформации. [c.101]

Если в кристалле имеется также и плоское (в плоскости л , у) поле напряжений (х, у), созданное заданными внешними нагрузками, то каждая дислокация будет находиться под действием силы Ь Оху + р (j )), где мы обозначили для краткости [c.169]

Для того чтобы ввести понятие о кристаллической дислокации и установить ее связь с упругой дислокацией, рассмотрим модель простейшего кристалла, решетка которого такова, что соседние атомы помещены в вершинах куба. На рис. 14.1.1 изображена одна атомная плоскость такой решетки, линии, соединяющие соседние атомы, образуют одинаковые квадраты. Такое расположение атомов возможно тогда, когда кристалл свободен от дефектов. При наличии дефектов сохранение правильной квадратной сетки уже невозможно, силы, действующие на каждый атом со стороны его соседей, становятся неодинаковыми и решетка искажается. На рис. 14.1.2 изображена атомная плоскость искаженной решетки. Вне области, ограниченной контуром Г, искажение, как видно, невелико. Кристалл с таким незначительным искажением решетки называется хорошим кристаллом, точнее, область вдали от дефекта называется хорошей областью. Но внутри контура Г, заключающего в себе дефект. [c.454]

Рассмотрим перемещение краевой дислокации в плоскости скольжения ss (рис. 32, а) и определим причины легкой подвижности дислокации. В первоначальном положении экстраплоскость образована атомами 2—2. Для простоты рассуждений примем, что силы притяжения между атомами быстро уменьшаются с увеличением расстояния между ними. Поэтому связи между атомами 2—5 и 2—6 пренебрежимо малы и взаимно уравновешены, а связи между атомами 1—5 и 3—6 несколько ослаблены. Приложим к решетке касательное напряжение X (рис. 32,6). Тогда расстояние между атомами 8—6 увеличится, а между 2—6 уменьшится. При дальнейшем перемещении верхней от ss части кристалла относительно нижней под действием касательных напряжений расстояние между атомами 3 тл. 6 настолько увеличится, что [c.60]

GI2—Gl значительны и имеют порядок теоретической прочности кристалла. Так как обычно tпонятия силы f, действующей на единицу длины дислокации, и силы fa линейного натяжения дислокации [см. формулу (35)]. Рассмотрим задачу о равновесии дислокационного отрезка, закрепленного на концах, в поле постоянного напряжения т (рис. 33). На элемент дуги 6L действует сила fi=/6L = [c.65]

Сделанные до сих пор оценки теоретической прочности при сдвиге идеальных монокристаллов выполнены в предположении, что кристалл испытывает чистый сдвиг и сила, нормальная к плоскости скольжения, отсутствует. Учет растягивающих и сжимающих напряжений должен сильно повлиять на величину Ттах-Приведенные оценки теоретической прочности относились к температуре абсолютного нуля. Однако теоретическая прочность зависит от температуры по двум причинам. Во-первых, следует учитывать температурное изменение упругих постоянных, параметров решетки и поверхностной энергии и, во-вторых, термические флуктуации. При температуре, отличной от 0° К, в кристалле имеется конечная вероятность возникновения дислокаций под действием приложенных напряжений и термических флуктуаций [49, 50], что, как показывает расчет, приводит к небольшому уменьшению прочности с температурой. Между тем это противоречит хорошо известному экспериментальному факту о значительном понижении прочности с температурой. Последнее обусловлено влиянием температуры на свойства структурных де- [c.281]

В поле напряжений на дислокацию действует сила, направленная перпендикулярно ее линии. Эта сила вызывает расширение петли (и соответственно деформацию кристалла), если отлична от нуля ее компонента в плоскости скольжения. В простом случае однородных касательных напряжений, параллельных вектору Бюргерса прямолинейной краевой дислокации, сила, действующая на дислокацию, направлена параллельно вектору Бюргерса. Ее величину Р легко найти, приравняв работу касательных напряжений о при скольжении на расстоянии к работе силы при перемещении дислокации на расстояние, [c.67]

Б зависимости от ориентации кристалла относительно действующих на него внешних сил, по различным системам будет действовать различное приведенное касательное напряжение. При этом возможно одновременное движение дислокаций, принадлежащих к различным системам скольжения. Векторы Бюргерса различных единичных дислокаций в г. ц. к. кристаллах могут составлять между собой угол 60 или 120°, в первом случае дислокации отталкиваются, во втором — притягиваются. На рис. 13.42, а показаны две дислокации I с вектором Бюргерса - [101], скользящая в плоскости (111), и 2 с вектором [c.464]

Механико-дислокационная гипотеза механизма трения слоистых смазок. В настоящее время принят дислокационный механизм трансляционного скольжения и механического двойникова-ния в кристаллах. Трансляционное скольжение можно рассматривать как результат прохождения вдоль плоскостей скольжения большого количества одинаковых дислокаций, генерирующихся в процессе пластической деформации под действием внешних сил, приложенных к кристаллу. [c.57]

Соединение двух разнородных материалов при контактировании можно представить следующим образом. Атомы в плоскостях раздела выталкиваются действующими между ними силами на общие линии, и при различных параметрах решетки образуется положительная линейная дислокация. В одном кристалле при большом параметре решетки атомы будут стремиться сблизиться, а в другом — удалиться. Затрачиваемая на образование таких дислокаций энергия будет зависеть от различия в параметрах решеток, от модуля сдвига и коэффициента Пуассона. [c.323]

Сила, действующая на дислокацию. Имеется кристалл в форме куба со стороной L, содержащей краевую дислокацию с вектором Бюргерса Ь. К верхней и нижней граням кристалла приложено напряжение сдвига а в-направлении скольжения. Показать, используя энергетический баланс, что на единицу длины дислокации действует сила F — Ьа. [c.716]

Сила, действующая на дислокационную линию со стороны приложенных напряжений, легко вычисляется, особенно для геометрии, показанной на фиг. 138. Пусть кристалл имеет форму куба с ребром L и параметром решетки а, и пусть приложенное напряжение (сила на единицу поверхности) есть о. Тогда, если / — сила на единицу длины дислокационной линии (величина, которую мы хотим найти), то работа, совершаемая линией при движении ее через весь кристалл, будет а работа должна быть также равна работе приложенного напряжения, когда верхняя половина кристалла сдвигается на одно межатомное расстояние, т. е. aL a. Следовательно, / = аа и не зависит от размеров кристалла. Видно, что эта сила направлена перпендикулярно дислокационной линии и лежит в плоскости скольжения. Аналогичным образом, если известна полная атомная кинетическая энергия и скорость движе ния дислокации, можно определить динамическую массу на единицу длины дислокационной линии, а следовательно, уже можно обсуждать и динамику дислокации. [c.504]

НИИ дислокации затрачивается на формирование поля напряжений [см. формулу (27)]. Для определения силы f, действующей в плоскости скольжения в направлении Х, сделаем разрез и отбросим заштрихованную на рис. 26, б часть. Действие отброшенной части заменим внешними нагрузками, нагрузки уравновесим так, чтобы любая точка поверхности разреза и наружного контура кристалла оставалась в своем первоначальном положении. В этом случае система внешних нагрузок должна [c.51]

Таким образом, для продвижения дислокации необходимо преодоление дополнительного энергетического барьера Е, связанного с увеличением упругого искажения кристаллической решетки непосредственно в ядре дислокации, т. е. необходимо увеличение внешних напряжений. В этом случае говорят, что кристалл (металл) упрочняется. Дополнительное увеличение внешних нагрузок вызывает увеличение касательных напряжений в плоскости скольжения на величину Дт, приводя к повышению силы F, действующей на единицу длины подвижной дислокации. Дополнительное увеличение F AF— =АхЬ. Эта сила AF на пути s=b пересечения неподвижной дислокации совершает дополнительную работу ДЛ= —AFs=Ai b L, где L — длина подвижной дислокации. [c.88]

Под действием касательных напряжений происходит незначительная перестановка атомов (рис. 17), дислокация смещается в новое положение P Q. Экстраплоскость при этом не переместилась и передала свои функции соседней плоскости Р Q. При дальнейшем действии внешних сил дислокация перемещается влево и, дойдя до границы кристалла, образует на нем ступеньку в один период решетки, т. е. образуется сдвиг — пластическая деформация, не сопровождающаяся переносом масс. [c.54]

Пластическая деформация есть выражение сдвигов, происходящих под действием нагрузки в кристаллической решетке. В поликристал-лических телах, каковыми являются металлы, сдвиги происходят по направлениям, ориентированным к приложенной силе под углом 45°, т. е. по направлениям действия максимальных касательных напряжений. Сдвиги идут не по границам зерен, а внутри их, и начинаются с тех зерен, у которых с направлением действия указанных напряжений совпадают плоскости кристаллов с наибольшей плотностью атомов. Затем в пластическую деформацию вовлекаются зерна с иной ориентацией атомов. Дислокация может рассматриваться как граница незавершенного сдвига./В результате взаимодействия отдельных дислокаций между собой возникают различного рода барьеры, препятствующие дальнейшему движению дислокаций. Кристаллическая решетка искажается, в результате происходящих сдвигов на месте бывших зерен образуются продукты их разрушения — вытянутые вдоль приложенной силы обломки зерен или блоки. Растет плотность дислокаций, меняется не только взаимное расположение атомов в кристаллической решетке, но и многие узлы ее оказываются не заполненными атомами, т. е. наряду с ростом количества дислокаций увеличивается количество вакансий. Все этО вместе взятое и ведет к деформационному упрочнению металла при холодной пластической деформации. [c.96]

Протяженность промежуточной области (расстояние С) называют шириной дислокации. Ширина дислокации определяет ее подвижность, т. е. способность скользить вдоль плоскости скольжения под действием приложенной силы. Чем уже дислокация, тем она подвижнее. Ширина дислокации очень мала (например, шнрина дислокации меди равна шести параметрам решетки), тогда как длина ее может быть равна многим тысячам межатомных расстояний. Важнейшей геометрической характеристикой дислокации является вектор Бюргерса (вектор сдвига). При скольжении дислокации в кристалле атомы сдвигаются относительно своих соседей на определенное расстояние и в определенном направлении. Вектор, определяющий величину и направление смещения атомов, называют вектором Бюргерса датшой дислокации. В приведенном на рис. 51 примере вектор Бюргерса равен одному межатомному расстоянию и [c.101]

Следовательно, если дислокации и возможны геометрически, то термодинамически они не устойчивы, с исчезновением дислокации понижается общая свободная энергия всего кристалла. Одако если силы, действующие на дислокацию, каким-либо образом уравновешены, она будет находиться в какой-то мере в метастабиль-ном состоянии. Чем ниже температура материала, содержащего дислокации, т, е. чем ниже свободная энергия решетки, окружающей дислокации, тем более устойчивым является метастабильное достояние дислокации. Вывести дислокации из такого состояния можно подводом к материалу энергии извне, прикладывая внешнюю неуравновешенную нагрузку или повышая температуру металла. [c.14]

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]

Не исключена также возможность того факта, что в зависимости от предыстории, режима деформации образца и действия ряда встречных факторов градиент плотности дислокаций вблизи свободной поверхности может иметь более сложную форму по сравнению с теми тремя вариантами (положительный, отрицательный градиент и равномерное распределение дислокаций), которые обсуждались в упомянутых работах. В частности, вследствие действия фактора релаксации и сил изображения непосредственно в тонком слое, прилет ающем к свободной поверхности, плотность дислока-1ЩЙ может быть значительно ниже, чем в объеме материала. Затем по мере удаления от свободной поверхности, где процессы релаксации сказываются уже в меньшей степени, плотность дислокаций может возрастать, проходить через максимум и снова убывать во внутренних объемах кристалла. Возможность реализации такой ситуации в приповерхностных слоях медных образцов бьша экспериментально показана Л.М. Рыбаковой и Л.И. Куксе-новой [200] методом скользящего рентгеновского пучка (рис. 9). Представляет особый интерес тот факт, что экспериментальные результаты по распределению гоютности дислокаций в поверхностных слоях меди, по существу, примиряют все высказанные ранее точки зрения, поскольку в зависимости от конкретной глубины исследуемого слоя как вправо, так и влево от максимума на кривой рис. 9 можно иметь три различных случая распределения плотности дислокаций большую, меньшую и одинаковую по сравнению с плотностью дислокаций в объеме материала. Естественно, что глубина залегания максимума от свободной поверхности, его величина [c.22]

Обращает на себя внимание и тот ф т, что после циклического нагружения кроме образования розеток вблизи отпечатков микротвердости наблюдается и образование отдельных выделений, локализованных на слоях ростовой неоднородности кристалла, аналогично рис. 110, б. При этом слоевая неоднородность проявляется наиболее рельефно именно после нагружения кристалла (рис. 147, а, см. также рис. 145, б). Это указывает на то, что в данном случае, так же как и в предыдущих экспериментах (см. п.7.2 и 7.3), имеет место диффузионный механизм микропластичности, проявлению которого особенно способствует циклический вид нагружения. На проявление этого механизма указьшает также рис. 147,из рассмотрения которого видно, что дислокационные лучи не прямолинейны и меняют постепенно направление движения по мере удаления от царапины. Следовательно, в данном случае также имеет место неконсервативное движение (переползание) дислокаций под действием осмотических сил. Только в отличие от п.7.2 здесь в процессе нагружения растяжением в кристалле возникает недосьццение по вакансиям и они засасываются с поверхности в НК, а при [c.240]

Несколько иная ситуация реализуется в случае деформации кристалла ниже температурного порога хрупкости, где консервативное скольжение при малых и средних напряжениях фактически запрещено в силу наличия больших барьеров Пайерлса. В этом случае, даже если в выращенном кристалле и имеется некоторый исходный спектр гетерогенных источников (относительно слабый без проведения специальных термообработок и являющийся функцией условий роста кристалла [595] и значительно более резкий при проведении специальных режимов отжига), процесс непосредственно призматического вьщавливания дислокаций (т.е. действие процесса неконсервативного их движения от имеющихся включений) подавлен в силу действия ряда факторов. К ним относятся а) высокая величина напряжений Пайерлса, требующая для их преодоления обычным способом консервативного движения высоких напряжений порядка нескольких сотен кгс/мм б) резкое падение напряжений на включениях в зависимости от текущей координаты удаления петли от включения a ljr (рис. 129) в) действие сил линейного натяжения, которые стремятся вернуть петлю на межфазную поверхность раздела. Это приводит к тому, что если дислокационная петля и зарождается, то она отходит на весьма малое расстояние от поверхности включения порядка 1,5—2 г (см. рис. 29) и останавливается в силу того, что напряжение по мере отхода ее от включения резко умень--шается и становится ниже требуемой для ее скольжения величины. В этом случае дальнейшее увеличение размера петли, т.е. ее перемещение, возможно только за счет неконсервативного движения петли, т.е. переползания (см. рис. 125, 126). И в этом плане анализ экспериментальных данных, представленных выше, а также проведенные расчетные оценки показывают, 244 [c.244]

Изложенная модель хорошо объясняет также спектр низких значений энергии активации для приповерхностной деформации выше (гл. 2, 5) и ниже (гл. 6, 7) температурного порога хрупкости, который, по-видимому, отражает условия миграции вакансий, а также их облегченное зарождение вблизи свободной поверхности. С указанных позиций легко снимаются также противоречия между теорией и экспериментом в области динамики дислокаций в ковалентных кристаллах, которые впервые были объяснены Л.С.Милевским с сотр. [497—500], а также появление донорного или акцепторного эффектов при микродеформации. Действием осмотических сил [c.257]

Действие сил зеркального отображения, которые весьма существенно влияют на характер перераспределения и релаксации дислокационной структуры в тонких металлических пленках толщиной порядка ста и более нанометров (именно это обстоятельство и является в настоящее время наиболее серьезным недостатком прямого физического метода исследования структурных дефектов в кристаллах). Кроме того, как показал теоретический анализ, при одинаковом уровне внешних напряжений по поперечному сечению кристалла в радиусе действия дислокационных сил отображения эффективное напряжение сдвига значительно выше, чем внутри кристалла. В связи с этим поверхностные источники генерируют значительно большее число дислокационных петель и на большее расстояние от источника по сравнению с объемными источниками аналогичных конфигурации и геометрии при одинаковом уровне внешних напряжений. Поскольку скорость движения дислокаций является функцией эффективного напряжения сдвига, то в приповерхностных слоях кристалла скорость движения дисйокацм может существенно превышать скорость их движения в объеме материала. [c.27]

Формула (13.18), определяющая силу, действующую на дислокацию, лежащую в поле внещних напряжений а, называется формулой Пича — Келера. В случае, если напряженное состояние в кристалле однородно (о = onst), величина силы, действующей на дислокацию, может быть определена как работа внещних сил при перемещении единицы длины дислокации на единицу расстояния [21]. Специфическое отличие силы, действующей на дислокацию, от обычной силы состоит в том, что направление ее определяется независимо от величины. Согласно формуле (13.18) сила всегда направлена по нормали к линии дислокации. Очевидно, что только при этом направлении конфигурационная сила F ) будет определять по формуле (13.17) [c.433]

Из (9.33) вытекает важное заключение о том, что дислокации ие пытывают силы только со стороны обычных напряжений о,- , а дисклинации — со стороны моментных напряжений Этот вывод, как и комментарии к (9.29)—(9.32), следует рассматривать в качестве обстоятельства принципиального характера. Поскольку появление наряду со смещениями еще и поворотов, а следовательно, деформаций и изгибов кручений не может быть поставлено под сомнение, то невозможно отрицать и неизбежность создания дисклинационных полей со всеми вытекающими последствиями. На первый взгляд, может показаться неочевидным наличие моментных напряжений в обычных кристаллах, а значит, и появление вследствие (9.3) сил, действующих на дисклинации. Отсутствие же последних снизило бы роль дисклинаций, так как сохранило бы за ними лишь статические, а не кинематические функции. Более того, согласно (9.32) в кристаллах без дисклинаций и без их источников Qi они не могут порождаться движущимися дислокациями. Однако в действительности реальная обстановка в кристалле, испытывающем деформацию, такова, что геометрическая перестройка среды и напряженного состояния ее обеспечивают как реализацию источников дисклинаций путем возникновения их через изгибы-кручения по соотношению (9.14), так и действие специфических источников, а также моментные напряжения. О последних можно говорить по той причине, что уже в самом определении континуума дефектов предполагается усреднение по достаточно большому объему кристалла, содержащему большое количество дефектов. Это усреднение означает такой выбор изображающей точки пространства, в которой силовые напряжения должны быть, конечно, усреднены. В то же время при более локальном подходе внутри этой точки напряженное состояние, вне всякого сомнения, неоднородно. Вследствие сказанного нельзя не учитывать градиенты напряжений, а значит, и моменты напряжений. В [9] показано, что среди составляющих этих моментов всегда удается выделить слагаемое, которое целесообразно интерпретировать как моментное напряжение [c.285]

Представление малоугловых границ как совокупности дислокаций подтверждается, кроме того, и тем фактом, что простые наклонные границы движутся перпендикулярно к сам ]м себе при наложении соответствующего напряжения. Это движение было продемонстрировано тонким экспериментом Уошберна и Паркера [12] (рис. 20.15). Образец представлял собой бикристалл цинка, содержащий двухградусную наклонную границу. Дислокации были расположены на расстоянии примерно 30 межплоскостных расстояний одна от другой. С одной стороны образец был закреплен, а по другую сторону границы в некоторой точке к нему была приложена сила. Перемещение границы происходило в результате коллективного перемещения дислокаций внутри границы, причем каждая дислокация в своей плоскости скольжения смещалась на одно и то же расстояние. Движение границы происходило под действием напряжений, которые по порядку величины были близки к пределу текучести для кристаллов цинка. Этот факт послужил сильным аргументом в пользу того, что обычные деформации являются следствием движения дислокаций. [c.704]

Одно из самых первых подтверждений того, что дислокации (и другие виды дефектов) действительно существуют в кристаллах, выращенных в обычных условиях, было получено Брэггом и Наем [8j, исследовавшими системы одинаковых пузырьков, плавающих на поверхности мыльного раствора. Двумерная система пузырьков, слипающихся под действием сил поверхностного натяжения, очень хорошо аппроксимирует некоторое сечение кристалла. В структурах, образованных пузырьками, были обнаружены и точечные дефекты, и дислокации, и границы зерен. [c.254]

Что касается кристаллизации жидкой фазы, то этому процессу дислокации способствуют. Действительно, вышедшие на поверхность кристаллического зародыша дислокации приводят к уменьшению свободной поверхности, на которой действуют силы поверхностного натяжения. (Поскольку область между двумя соседними вышедшими на поверхность дислокациями, отстоящими друг от друга на расстояние порядка межатомного расстояния в кристалле, по существу относится к твердофазному состоянию, т. е. свободна от действия поверхностного натяжения.) Кроме того, находящиеся на поверхности зародыша дислокации должны играть роль центров кристаллизации это ясно из того, что заполнение области между двумя соседними поверхностными дислокациями закристаллизовавшимся веществом приводит к уменьшению энергии Гиббса [на величину энергии Гиббса этих дислокаций 2 (ЬЮИ2), где / — длина дислокации] и, следовательно, является термодинамически выгодным. [c.94]

В 1968 г. Эшелби [ ] также ввел силу, необходимую для распространения трегцины, в форме интеграла, не зависящего от контура интегрирования. Этот интеграл вытекает из теории сил, действующих на дефекты в кристаллах, разработанной Эшелби на основе понятия тензора энергии—имнульса [ ]. В рамках механики разрушения эта теория модифицируется с тем, чтобы она могла быть использована для сплошной среды, содержащей дефекты и неодпородно-сти, а не для кристаллов, содержащих дислокации. [c.170]

Дислокация (обозначаемая значком J ) под действием силы Р перемещается направо только вследствие того, что изменяется соседство атомо В по обе стороны от плоскости АА. В конце концов дислокация выйдет иа поверхность кристалла (границу зер- [c.67]

При приближении дислокации к свободной поверхности энергия деформации кристалла уменьшается, так как свободная поверхность не вызывает напряжений, которые препятствовали бы перемещению дислокации. Чем меньше расстояние от свободной поверхности до дислокации, тем меньше энергия дислокации и больше ее притяжение к свободной поверхности. Поэтому дислокация будет притягиваться к поверхности до тех пор, пока она не выйдет на поверхность, при этом образуется ступенька в одно межатомное расстояние. Сила притяжения дислокации к свободной поверхности кристалла аналогична силе, с которой в бесконечном кристалле на нее действует воображаемая дислокация противоположного знака, соответствующим образом ориентированная по отношению к поверхности. В случае винтовой дислокации, приближащейся к плоской поверхности, воображаемая дислокация есть зеркальное отражение исходной дислокации от поверхности кристалла. В этом случае силу, притягивающую дислокацию к поверхности, называют силой изображения. В частности, если винтовая дислокация параллельна свободной поверхности и лежит на расстоянии г от нее, то сила изображения на единицу длины дислокации [c.52]

Дислокации могут возникать в полностью затвердевшем металле в непосредственной близости от фронта кристаллизации и вдали от него. Считается, что основным здесь является вакансион-ный механизм образования дислокаций. Равновесная концентрация вакансий с иониженигм температуры от точки кристаллизации резко уменьшается. При ускоренном охлаждении создается сильное пересыщение кристалла вакансиями. Избыточные вакансии конденсируются в диски, параллельные плоскости плотнейшей упаковки. Толщина диска может быть в один, два или три слоя вакансий. Когда диаметр вакансионного диска превышает некоторую критическую величину, то под действием сил межатомного притяжения его стороны сближаются и диск сплющивается. Это явление называется захлопыванием диска вакансий. [c.104]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...