Пайерлса барьеры

Направленность связей в ковалентных кристаллах-обеспечивает им низкую пластичность (высокие барьеры-Пайерлса—Набарро). [c.9]

О напряжениях и барьерах Пайерлса — Набарро см. с. 62. [c.49]

При больших приложенных напряжениях дислокация АС может двигаться как целое без помощи парных перегибов. Наоборот, для кристаллов с высоким барьером Пайерлса изменение температуры сильно влияет на изменение скорости деформации. [c.130]

Vo необходимы пренебрежимо малые напряжения величина изменяется в соответствии с (78), и влияние барьера Пайерлса становится незначительным. [c.131]

Механизм пластической деформации путем диффузии по дислокационным трубкам (т. е. вдоль дислокации) объясняет повышенную подвижность одиночных и парных перегибов под действием приложенных напряжений, что способствует более интенсивному скольжению в результате преодоления барьера Пайерлса. [c.157]

В связи с описанным процессом представляет интерес явление, которое получило название разупрочнения при легировании и заключается в уменьшении критического напряжения сдвига в о. ц. к. кристаллах при добавлении небольшого количества легирующего элемента. Разупрочнение при легировании обычно наблюдается при комнатной температуре и ниже, т. е. в той температурной области, где термически активируемое преодоление барьеров Пайерлса в значительной степени определяет величину критического напряжения сдвига (рис. 134). [c.221]

Известную роль могут играть и барьеры Пайерлса— Набарро. Чем они выше, тем труднее перераспределение дислокаций скольжением и, следовательно, труднее формирование центров рекристаллизации. [c.344]

В формальной интерпретации сопротивление кристаллической решетки движению дислокаций, или напряжение Пайерлса — Набарро, обусловлено наличием на плоскости скольжения периодических потенциальных барьеров с периодом, равным межатомному расстоянию. При наложении внешнего напряжения эти барьеры преодолеваются дислокационной линией с помощью термической активации, например по механизму образования двойных перегибов [90, 92, 93]. В различных теориях показано, что потенциальный барьер Пайерлса или соответственно энергия активации и , необходимая для образования двойного перегиба за счет термических флуктуаций, снижается до некоторого эффективного значения У в присутствии внешнего напряжения, что в линейном приближении может быть представлено [c.46]

Одним из важнейших критериев пригодности материала для применения его в элементах конструкции является способность сохранять в рабочих условиях необходимый уровень механических свойств. Поэтому явлениям этого класса в табл. 2 уделено первое место. Механические свойства сильно подвержены воздействию облучения, так как механизмы движения дислокаций весьма чувствительны к дефектам кристаллической решетки, В облученном кристалле движущимся дислокациям необходимо преодолевать, кроме обычного рельефа Пайерлса и сил взаимодействия с исходными дислокациями и другими несовершенствами структуры, еще целый спектр барьеров радиационного происхождения изолированные точечные дефекты и их скопления, кластеры и дислокационные петли вакансионного и межузельного типов, пары, выделения, возникающие в результате ядерных превращений. Облучение, как правило, вызывает повышение пределов текучести и прочности, ускоряет ползучесть материалов, снижает ресурс пластичности, повышает критическую температуру перехода хрупко-вязкого разрушения. [c.11]

Таким образом, в облученном кристалле движущимся дислокациям необходимо преодолевать кроме обычного рельефа Пайерлса и сил взаимодействия с другими несовершенствами исходной структуры еще целый спектр барьеров радиационного происхождения изолированные точечные дефекты и их скопления, кластеры и дислокационные петли вакансионного и межузельного типов, поры, выделения, возникающие в результате ядерных превращений. В табл. 6 приведена примерная классификация барьеров по степени взаимодействия с дислокациями. Видно, что скопления вакансий и атомы растворенного вещества с симметричными полями напряжений ведут себя, как сравнительно слабые барьеры для движения дислокаций. Дефекты с тетрагональными полями (атомы внедрения в ОЦК-ме-таллах, малые призматические петли, комплексы кластер — атом примеси) являются промежуточными барьерами по сопротивлению [c.62]

Наличие в кристаллах дефектов и полей напряжений вокруг них создает сложный потенциальный рельеф для движущихся дислокаций. Кроме силы сопротивления со стороны кристаллической решетки (силы Пайерлса) дислокации при своем движении должны преодолеть барьеры, связанные с точечными дефектами и их комплексами, частицами внедрения, другими дислокациями, элементарными возмущениями решетки. В различных случаях подвижность дислокации лимитируется тем физическим механизмом, который обеспечивает в этих условиях наибольшую скорость диссипации их энергии. [c.78]

Преодоление барьера Пайерлса — Набарро [c.81]

Таким образом, обобщая сказанное, можно отметить, что роль по верхности как источника облегченного образования перегибов, по-видимому, весьма значительна и особенно на начальной стадии деформации. Это усугубляется еще тем обстоятельством,что во-первых, величина и форма барьера Пайерлса в приповерхностных слоях, по-видимому,существенно [c.161]

Поскольку энергия активации для движения дислокации, согласно [531], равняется энергии активации, необходимой для образования двойного перегиба на расщепленной дислокации t/(r) = U . + RX, где энергия стягивания, R - энергия рекомбинации и X - критическая длина рекомбинирующего сегмента, то вполне естественно ожидать значительно меньшее значение энергии активации вблизи свободной поверхности кристалла (/ (г) < U" (т)) вследствие наличия эффекта уменьшения ширины расщепления, показанного на рис. 94. Тогда и в этом случае свободная поверхность в энергетическом отношении будет являться областью наиболее легкого зарождения перегибов с последующим их стоком по дислокации в глубинные слои кристалла. Кроме того, если даже рассматривать другой возможный вариант локальное повышение электронной плотности и соответствующее снижение барьера Пайерлса вблизи атомов легирующей примеси [519, 520], то и в этом случае максимальное проявление эффекта, по-видимому, следует ожидать вблизи поверхности, так как на глубине дебаевского радиуса экранирования концентрация примеси будет максимальна. [c.162]

Рис, 2.10 (а) Потенциальные минимумы энергии Пайерлса, соответствующие кристаллографическому направлению плотнейшей упаковки. Дислокация, находящаяся на дне потенциальной ямы, вытягивается вперед под действием приложенного напряжения (с силой Р=аЬ) и затягивается назад под действием напряжения Пайерлса (с силой (б) Дислокация может преодолеть барьер между двумя минимумами в результате расползания в стороны двух перегибов на ее линии. [c.72]

Таким образом, пластическое течение скольжением в плотноупакованных плоскостях в направлении плотнейшей упаковки происходит благодаря преодолению барьера Пайерлса при участии тепловых флуктуаций, когда a<0j . При этом термофлуктуационный механизм наиболее эффективен при Т>Тс, а влияние барьера Пайерлса на начало течения становится несущественным. [c.131]

Рис. 1.2. Вклад отдельных дислокационных механизмов упрочнения сплавов в уровень конструктивной прочности (соотношения предела текучести а (ад,а), (вязкости разрушения KJ и температуры вязкохрупкого перехода Оп—напряжение Пайерлса — Наббарро Од—упрочнение взаимодействием диелокаций Од(д)— упрочнение переплетением дислокаций по типу леса Пд д. я.)—упрочнение созданием полигональных ячеистых субструктур Ор— твердорастворное упрочнение, оф—упрочнение дисперсными фазами, <гз— упрочнение структурными барьерами (зернограничное у№

Пластическое течение металлов и сплавов описывается различными моделями деформационного упрочнения 1) преодолением барьера Пайерлса—На-барро, характеризующим собственное сопротивление решетки движению дислокаций 2) преодолением в процессе деформации различного рода препятствий движению дислокаций (барьеров Ломера—Коттрелла или сидячих дислокаций и др.) 3) пересечением скользящих дислокаций с дислокациями леса и взаимодействием дислокаций с плоскими границами 4) поперечным скольжением винтовой составляющей дислокаций с переползанием краевой составляющей дислокации 5) зарождением (размножением) дислокаций. [c.7]

Экспериментальные результаты исследований температурной зависимости напряжения течения облученных металлов в большинстве случаев пытаются связать либо с механизмом Фляйшера [241, либо с механизмом Пайерлса [51]. Первый рассматривает температурную зависимость упрочнения с точки зрения взаимодействия дислокаций с тетрагональными локализованными полями второй — с точки зрения преодоления дислокациями потенциальных барьеров кристаллической решетки (барьеры Пайерлса) путем образования и распространения парных перегибов. Для аналитического описания темпера- [c.86]

Влияние внешнего электрического поля на доменную структуру, в С. доменные стенки могут смещаться под действием электрич. поля, причём объём доменов, поляризованных по полю, увеличивается за счёт доменов, поляризованных против поля. Возможно также и зарождение новых доменов, поляризация в к-рых ориентирована вдоль Е. В реальных кристаллах доменные стенки обычно закреплены на дефектах и неоднородностях, т. е., для того чтобы перейти из одного положения в другое, доменной стенке нужно преодолеть знер-гетич. барьеры. В сильных электрич. полях эти барьеры сглаживаются и стенка может перемещаться по образцу относительно быстро. Возможно и перемещение стенки в слабых полях за счёт термоактивац. преодоления барьера, это перемещение может быть очень медленным. Энергетич. барьеры для перемещения стенки существуют и в бездефектных кристаллах благодаря дискретности атомной структуры, аналогично т. н. барьеру Пайерлса для перемещения дислокаций. [c.478]

Из табл. 22 следует, что отношение Ттеор/<5 велико у ковалентных и ионных кристаллов (кремний, алмаз, корунд — АЬОз). В этих кристаллах благодаря жесткости направленных связей дислокации узки, потенциальный барьер Пайерлса высок и при невысоких температурах дислокации неподвижны, что приводит, к хрупкому разрушению. При температурах не ниже Ч2Т пл дислокации становятся подвижными и разрушение происходит в результате пластической деформации. В г. ц. к. металлах т еор/G мало, ширина дислокаций больше и они подвижны. Поэтому разрушение кристалла происходит пластично даже при пониженных температурах. В о. ц. к. металлах (вольфраме, железе, хроме) отношение Ттеор/G больше, чем в г. ц. к. Дислокации в них менее подвижны. [c.287]

Движение краевой дислокации в плоскости частичного сдвига кинематически возможно и без влияния диффузии точечных дефектов. Эта плоскость называется плоскостью скольжения и обычно совпадает с плоскостями наиболее плотной упаковки атомов в кристаллической решетке. При скольжении дислокация может выйти на поверхность кристалла и образовать ступеньку элементарного сдвига размером Ь. Перемещение дислокации из одного устойчивого положения в другое связано с преодолением определенного энергетического барьера. Поэтому при движении дислокации в плоскости скольжения возникает сила сопротивления (сила Пайерлса) и для ее преодоления необходимо наличие внешнего касательного напряжения т (см. рис. 2.9). Для кристаллов без примесей с упругоизотропной простой кубической решеткой сила Пайерлса [47 ] [c.86]

Другим принципиальным отличием приведенных в работе экспериментальных результатов является тот факт, что они впервые получены при весьма малых величинах деформирующих напряжений, на 1,5—2 порядка ниже величин напряжения Пайерлса и теоретической прочности кристалла на сдвиг, что свидетельствует в пользу термоактивируемого процесса мик-ропластйчности и исключает необходимость обязательного привлечения для объяснения полученных данных атермических безактивационных или ка-ких-либо других специфических механизмов, требующих для своей реализации высокого уровня напряжений. Последнее является весьма новым и принципиальным фактом, который заставляет критически пересмотреть возможность действительной реализации фактически почти всех предлагавшихся ранее моделей низкотемпературного движения дислокаций в кристаллах с высокими барьерами Пайерлса. Полученные результаты и проведенный теоретический анализ позволили объяснить физическую природу низкотемпературной микропластичности материалов с высоким рельефом Пайерлса в области малых и средних величин напряжений с позиций предложенного в работе диффузионно-дислокационного механизма микродеформации, а также неконсервативного движения дислокаций, как основной физической модели их перемещения при указанных условиях. При этом сущность диффузионно-дислокационного механизма микропиасти- [c.5]

Учитывая сказанное, можно сделать предположение, что противоречия в результатах многочисленных работ по выявлению debrls-слоя объясняются именно тем фактом, что все авторы использовали в качестве рабочего объекта очень пластичный материал (медь) с высокой релаксационной способностью, приводящей к перераспределению дислокационной структуры после разгружения образца, а также при изготовлении тонких фольг. В связи с этим в настоящей работе сделана попытка проверить высказанные предположения о наличии или отсутствии градиента плотности дислокаций вблизи поверхности после деформации не на пласти шых объектах, а на кристаллах Si и Мо с жесткой решеткой, в которых процессы релаксации дислокационной структуры сведены к минимуму вследствие большой величины барьеров Пайерлса. При этом способы замораживания дислокационной структуры именно в алмазоподобной решетке полупроводниковых кристаллов в настоящее время считаются наиболее надежными и методически простыми [210-212]. Кроме того, как уже [c.24]

Применительно к частному случаю пайерлсовского механизма деформации по схеме зарождения и движения двойного перегиба, который применим прежде всего для ковалентных кристаллов и ОЦК металлов, теоретические зависимости величин активационного объема от уровня напряжений вычислены Гийо и Дорном [477]. Они представлены на рис. 86, а для различных вариантов формы барьера Пайерлса и фактически отражают зависимость критической длины двойного перегиба от уровня действующих на него напряжений. [c.147]

Как известно, в модели Иайерлса-Набарро [501, 502] энергия дислокации периодически зависит от положения ее центра, а сопротивление решетки соответствует максимальному касательному напряжению Тр (напряжение Пайерлса). Для преодоления потенциального барьера на единицу длины дислокации должна действовать сила ц,Ь (Ь — вектор Бюр-герса). Согласно [503-505], Тр 210 кгс/мм в Ge и — 270кгс/мм в Si. Поскольку в реальных кристаллах дислокации могут двигаться при напряжениях т < Тр, считается, что они могут преодолевать барьер Пайерлса с помощью термофлуктуационного образования двойного перегиба и бокового распространения перегибов вдоль дислокации [506] (рис. 93,а). При этом скорость поступательного движения всей дислокации V определяется линейной плотностью перегибов п, скоростью их перемещения V и расстоянием между соседними канавками потенциального рельефа а V = а nV . Вероятность рождения перегибов зависит от Г и г. Однако не всякий зародившийся двойной перегиб способен расширяться при данном уровне приложенных напряжений если расстояние между парными перегибами I меньше критического, то перегиб может захлопнуться. [c.153]

Челли и др. [510], В.В. Рыбин и А.Н. Орлов [511] развили теорию движения дислокаций в кристаллах с большим барьером Пайерлса, учитывающую действие точек торможения на распространение перегибов вдоль линии дислокации. При этом предполагается, что даже двойной перегиб, превосходящий критический размер, расширение которого остановлено барьерами точек торможения, имеет вероятность захлопнуться. [c.156]

Таким образом, анализ существующих моделей движения дислокаплй в кристаллах с высоким барьером Пайерлса показывает, что в настоящее время нет общей теории, описывающей с одних позиций динамическое поведение дислокаций в этих кристаллах. Причем представляет особый интерес тот факт, что сопоставление теории с экспериментом [518, 519], как было показано выше, дает лучшую сходимость результатов в случае использования в теоретической модели не двойного, а одиночного перегиба. Вполне естественно предположить, что наиболее вероятным источником образования одиночного перегиба является свободная поверхность кристалла [129, 491-499, 519, 523-525]. При этом, если предположить, что движением дислокаций управляет процесс зарождения одиночных перегибов вблизи внешней поверхности, то, по мнению [497], становится понятным и отсутствие зависимости скорости дислокации от ее длины L. [c.159]

По температурной зависимости критического напряжения сдвига была определена величина активационного объема Va = b lS = U/т р, где Ь — вектор Бюргерса I — длина двойного перегиба дислокации S — полуишри-на барьера Пайерлса-Набарро U - энергия активации движения дислокаций Ткр — критическое напряжение сдвига при абсолютном нуле, которое можно получить из экстраполяции кривой на рис. 105, а (I и S выражены в единицах Ь). Оценка этой величины по данным рис. 105 дала значение Va = 480-10 " см , что почти на порядок выше, чем для объемной деформации [456,457]. [c.177]

Кроме того, в данной работе впервые проведена оценка активационных параметров в области деформации ниже макроскопического порога хрупкости Si. При этом полученные значения этих параметров, в частности, низкое критическое напряжение сдвига, малая величина энергии активации, большая величина активащюнного объема и более высокая подвижность дислокаций, свидетельствуют об аномальности механических свойств в приповерхностном слое Si [307- 314]. Обращает на себя внимание тот факт, что аномальность механических свойств проявляется именно в тонком поверхностном слое кристалла [рис. 101], глубина которого согласуется с данными работ по тонкой абразивной обработке полупроводников [96, 97 и их статическому нагружению инденторами различной формы [98- 100, 105]. Особая деформационная способность приповерхностного слоя по сравнению с объемом кристалла находит подтверждение в работах по абразивной обработке полупроводников [96, 97, 102, 553, 554], в которых показано, что при переходе к определенной степени дисперсности абразива (для Si порядка 0,25 мкм [96, 97]) можно полностью избежать хрупких трещин и получить чистые единичные дислокации. При более крупных частицах абразива, как правило, наблюдается хрупкое разрушение [96, 97, 102, 553, 554]. Аналогичная закономерность проявляется и при статическом нагружении полупроводниковых кристаллов, когда лишь при строго определенной величине нагрузки может протекать чисто пластическая деформация [98—100, 105], а при большей величине нагрузки, которая вовлекает в пластическую деформацию соответственно более глубокие слои приповерхностного слоя, наряду с образованием дислокаций наблюдается процесс хрупкого разрушения[102,554]. Кроме того, следует отметить, что именно в приповерхностных слоях кристаллов (порядка 2—5 мкм для S1 и Ge) проявляются обычно фотомеханический, электромеханический и концентрационный эффекты [423, 430, 431]. При объяснении природы этих эффектов в работах [430, 431] предполагалось понижение барьеров Пайерлса под действием тех или других внешних факторов (электрическое поле, освещение и т.п.). Поскольку в данной работе указанные внешние факторы отсутствовали, на основании полученных результатов можно 178 [c.178]

Найденные значения активационного объема для Ge и Si находятся в пределах (0,65-1,0) см , а энергии активации порядка 0,07-0,08 эВ. Такие малые значения энергии активации по аналогии с результатами определения малых ее значений в работах по внутреннему трению в полупроводниках [586, 622—624], а также в ряде других работ [485,486j объяснялись нами ранее [58, 567, 568] с позиций истощения готовых геометрических перегибов на дислокациях, т.е. с помощью движения геометрических перегибов в поле барьеров Пайерлса второго рода. Однако на основании изложенных экспериментальных данных можно предполагать, что они относятся все же к диффузионной кинетике точечных дефектов в приповерхностных слоях полупроводниковых кристаллов. [c.217]

Чисто гетерогенное зарождение дислокаций на ростовых включениях за счет действия модели призматического выдавливания дислокаций (см. рис. 123, б) и дальнейщее их движение за счет термоактивируемого процесса зарождения и движения двойных перегибов в поле барьеров Пайерлса. При этом, как показано в п.4.2 главы 4, процесс гетерогенного зарождения дислокаций на включениях следует рассматривать как термоактивируемый, а не атермический безактивационный процесс, который, хотя в принципе и возможен, все же является частным случаем гетерогенного зарождения. Таким образом, в данном случае как процесс зарождения первичной дислока- [c.243]

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]

Каков же этот механизм обычный термоактивируемый механизм зарождения и движения двойного перегиба [555] надбарьерный атермический [102, 519, 545, 548, 550] подбарьерный, за счет квантово-механического туннелирования [545, 555, 556] смешанный с протеканием двух процессов — термической активации и последующего туннелирования [555, 556] квантовый механизм с участием нулевых колебаний решетки [663] или же какого-либо принципиально другого типа, например, краудионный [557, 558], за счет реализации фазового перехода при очень высоких напряжениях [559, 560] механизм консервативного переползания [561, 562] и др. Ответ на этот вопрос дают экспериментальные данные главы 7, которые показывают, что в области хрупкого разрушения, где процесс термоактивируемого зарождения и движения двойных перегибов в поле высоких барьеров Пайерлса весьма затруднен и фактически подавлен и соответственно консервативное движение дислокаций при малых и средних величинах напряжений также фактически запрещено, практическ единственно возможным механизмом остается механизм их диффузионного, т.е. неконсервативного движения (переползания) под действием градиента химического потенциала точечных дефектов и появления осмотических сил соответствующей величины. Именно с этих позиций с учетом возможности неконсервативного движения дислокаций под действием осмотических сил легко устраняется разница между экспериментально наблюдаемым и расчетным зна- [c.252]

Характерной особенностью сдвигового превращения аустенита в области температур образования видманштеттовых структур является относительно медленный термически активируемый рост кристаллов. Термическая активация в условиях недостаточной движущей силы превращения создает возможность преодоления барьеров на пути консервативно перемещающейся полукогерентной границы кристаллита. К таким барьерам относятся дислокации, пересекающие плоскость скольжения, атомы примесей, силы Пайерлса-Набарро. [c.60]

Ядро дислокации — это область вблизи линии дислокации (шириной в несколько векторов Бюргерса), где кристаллическая решетка сильно нарушена. Теория упругости в ядре неприменима, и во всех расчетах в рамках теории упругости ядро дислокации заменяется полым цилиндром радиуса Ьо- Однако такое приближение, справедливое при описании поля крупномасштабных напряжений вдали от ядра, становится неверным п и изучении подвижности дислокаций. В самом деле, именно в ядре разрушаются связи между атомами и происхо дят процессы, контролирующие распространение дислокации. Расс1иотрим линию дислокации, расположенную вдоль кристаллографического направления в потенциальной яме. Для перемещения в соседнюю потенциальную яму дислокация должна преодолеть энергетический барьер. Напряжение, необходимое для перемещения дислокации через барьеры, можно рассчитать в рамках модели дислокации в периодической решетке (дислокация Пайерлса — Набарро). Сила Пайерлса равна максимальному значению производной по расстоянию от энергии дислокации Пайерлса и является выражением силы трения решетки, действующей на дислокацию. Напряжение Пайерлса связано с силой Пайерлса соотношением (2.57). Можно показать, что [c.70]

НИМИ плоскостями. Поэтому ясно, что скольжение дислокаций происходит особенно легко в плоскостях с плотной упаковкбй атомов (для которых с1 велико), поскольку ширина ядер дислокаций в таких плоскостях велика и соответственно мало напряжение Пайерлса (т. е. мала сила трения решетки). Дислокация преодолевает потенциальный барьер путем раздвижения в горизонтальном направлении двойных перегибов на ее линий [c.71]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...