Исследование низкотемпературной деформационной поляризации монокристаллов тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

ВВЕДЕНИЕ.

ГЛАВА I. ВЛИЯНИЕ ДЕФОРМАЦИИ НА ЭЛЕКТРЖЕСКИЕ СВОЙСТВА ЩГК лмтобзор)

ГЛАВА П. МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА.

§ I. Метод термостимулированной деполяризации (ТСД).

§ 2. Метод контролируемой пластической деформации (МЩ).

§ 3. Метод дислокационных токов (МДТ)

§ 4. Экспериментальная установка

§ 4.1. Базовая установка ТСД.

§ 4.2. Универсальная установка ТСД.

§ 5. Образцы и их приготовление

ГЛАВА Ш. РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТОВ

§ 3.1. Дипольные пики ТСД.

§ 3.2. Деформация образцов, не поляризованных полем Ел.

§ 3.3. Деформация образцов, предварительно поляризованных полем Егп.

§ 3.4. Поляризация полем En образцов, деформированных при 77К.

§ 3.5. Поляризация образцов при больших степенях деформации

§ 3.6. Дислокационные токи let

ГЛАВА 1У. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ.

§ 4.1. Явления, возникающие в образцах при

§4.2. Явления, возникающие в образцах при

Пластическая деформация щелочно-галоидных кристаллов (ЩГК) сопровождается рядом электрических эффектов, наиболее известными из которых являются эффект Дьюлаи-Хартли - увеличение проводимости ЩГК вследствие их деформации и появление разности потенциалов между гранями деформируемого образца - эффект Степанова.

Природа этих эффектов исследовалась во многих работах, как теоретических, так и экспериментальных (см. , например, обзоры Урусовской (I] и Витворса [21 ). В результате таких исследований был накоплен богатый фактический материал и было предложено несколь ко моделей, объясняющих физические причины возникновения вышеназванных эффектов. Вместе с тем в экспериментах по влиянию деформации на электрические свойства ЩГК были обнаружены и сравнительно новые, требующие своего объяснения, явления, такие, как, например, возникновение в ЩГК деформационной поляризации [3] , как электризация ионных кристаллов при их деформации [4] или возрастание в них диэлектрических потерь [5] .

Наиболее общепринятой на сегодняшний день моделью, удовлетворительно объясняющей большинство из наблюдаемых явлений такого рода, является модель, основанная на движении в ЩГК заряженных дислокаций, их взаимодействии друг с другом или точечными дефектами, присутствующими или создаваемыми вновь в решетке деформируемого кристалла.

Основной целью настоящей работы является изучение влияния движения заряженных дислокаций на структурное состояние системы точечных дефектов в кристаллах хлористого калия, легированных стронцием ( К CP - §z* ).

Необходимость изучения этих процессов обуславливается уже тем, что такие исследования не только расширяют круг наших представлений об электрических свойствах ЩГК, но и позволяют полнее и глубже понять природу прочности и пластичности ионных кристаллов, которые в последнее время находят широкое применение в отечественном приборостроении в качестве оптических элементов, в частности, в лазерной технике. Однако изучение процессов взаимодействия дислокаций с точечными дефектами до сих пор остается задачей сложной и до конца не решенной. Основная трудность здесь заключается в том, что удовлетворительное решение этой задачи требует одновременного знания как дислокационной структуры исследуемого кристалла, так и структурного состояния в нем системы точечных дефектов. К сожалению, ни один из известных на нынешний день методов исследований не удовлетворяет требованиям задачи. На первый взгляд одним из возможных способов преодоления указанной трудности могло бы - быть выращивание кристаллов с требуемыми и хорошо известными исходными характеристиками. Однако выращивание таких кристаллов тоже является сложной проблемой. Кроме того, по мере проведения пластической деформации исходные характеристики кристалла могут существенно изменяться. Поэтому более перспективным путем представляется путь применения к этим исследованиям такой методики, которая бы позволяла одновременно и на любом этапе исследований контролировать в кристалле и его дислокационную структуру, и состояние в нем точечных дефектов.

Именно такая комплексная методика была разработана и применена в исследованиях настоящей работы. В качестве своих составных < частей она содержала: метод термостимулированной деполяризации

• (ТСД), который, как известно [63 , позволяет контролировать в кристаллах используемого типа концентрацию и состояние точечных дефектов; метод дислокационных токов (МИТ), позволяющий измерять величину дислокационного заряда, и метод контролируемой пластической деформации (МКПД). При этом следует отметить, что применение всех трех методов осуществлялось в одной установке, на одном кристаллическом образце и в любой требуемой конкретными задачами эксперимента последовательности.

Опыт показал, что такой комплексный метод исследований оказался исключительно плодотворным и информативным. Он позволил,

• во-первых, обнаружить в примесных кристаллах КСЕ два типа ранее , не известной деформационной поляризации [3] и, кроме того, он дает реальную возможность проверить правильность наших представлений о механизмах взаимодействия движущихся дислокаций с точечными дефектами, проводить не только их качественную, но и количественную оценку. Наконец, методика проста и надежна в эксплуатации и может быть легко применена к исследованиям любого типа диэлектриков, содержащих способные к поляризации элементы.

Структура диссертации: диссертация состоит из четырех, помимо введения и заключения, глав, первая из которых посвящена обзору литературных данных, касающихся вопроса о влиянии пластической деформации на электрические свойства ЩГК; вторая посвящена методическим разработкам, используемых в настоящих исследованиях; в третьей главе излагаются основные результаты этих исследований, а четвертая посвящена обсуждению этих результатов. Кроме того, диссертация имеет приложение , куда вошли частные результаты ис-- ледоваяий структуры полиэфируретановых эластомеров, 29 рисунков и список цитированной литературы, насчитывающий 89 наименований.

Работа выполнена в Институте физики твердого тела АН СССР под руководством доктора физико-математических наук В.Ф. Петренко.

Г Л А В A I

Влияние деформации на электрические свойства ЩГК

Влияние деформации на электрические свойства ЩГК, а именно возрастание ионной проводимости кристаллов хлористого натрия iJVbCi), индуцированное деформацией, впервые было обнаружено еще в 1926 году Иоффе и Цехновитцером [7] . Однако более обстоятельно это явление было изучено Дьюлаи и Хартли [8] , благодаря чему в настоящее время оно известно в литературе как эффект Дьюлаи - Хартли. Методические особенности эксперимента Дьюлаи и Хартли заключались в том, что кристаллы природной каменной соли подвергались сжатию между двумя электродами. Один электрод был связан с электрометром, а другой - с положительным полюсом батареи; отрицательный полюс батареи заземлялся. Ставя перед собою цель изучить механизм проводимости ионных кристаллов, Дьюлаи и Хартли в 1928 году обнаружили, что при деформации каменной соли ионная проводимость ее возрастает в 10 - 100 раз.

Вслед за авторами эффекта изменение проводимости кристаллов JVaCinри пластической деформации наблюдал А.В. Степанов [9-10] ; при этом Степанов не только заметил резкое возрастание проводимости исследуемых кристаллов, но и обнаружил еще одно явление: возникновение разности потенциалов на гранях деформируемого образца в отсутствие внешнего электрического поля. В настоящее время это явление известно как эффект Степанова.

С того времени изучению природы этих эффектов было посвящено множество как экспериментальных, так и теоретических работ. Были исследованы не только влияния на эти эффекты степени пластической деформации, но и воздействия температуры, примесей, способов нагружения, форьш образцов и Т.Д. и т.п. Заметим однако, что уже в первых работах отмечается, что природа возникновения обоих эффектов обусловлена наличием в кристаллах дефектов. Таким образом, интерес к изучению эффектов Степанова и Дьюяаи-Хартли был вызван не столько тем, что понимание механизмов их возникновения расширяло наши представления об электрических свойствах ЩГК, сколько тем, что оно могло дать ключ к пониманию физики прочности и пластичности этих кристаллов.

В соответствии с уровнем представлений о свойствах самих кристаллов, а также природы присутствующих в них дефектов выдвигались и различные гипотезы, пытающиеся объяснить наблюдаемые эффекты. Так, первое объяснение эффекта Дьюлаи-Хартли было дано самими авторами. Дьюлаи и Хартли связывали увеличение ионной проводимости А/а CP с появлением в кристаллах при деформации так называемых "рыхлых" мест, возникающих в образцах при деформациях, превышающих макроскопический предел текучести. Однако в опытах Квиттнера (1929-31 гг.) [II-I3] увеличение ионной проводимости в Na С2 наблюдалось при напряжениях деформации ( <5 ), много меньших напряжения макроскопического предела текучести ( (5т ), когда никаких "рыхлых" мест в кристалле быть не могло. Поэтому Иоффе (1930 г.) [14] , приняв во внимание первые результаты Квиттнера, объяснил возрастание проводимости в NQСИ возникновением в них объемной поляризации, вызванной внешним электрическим полем, т.е. возникновением в NqCI! пьезоэффекта. Однако в I960 году в экспериментах Ремаута и др. [15] предположение Иоффе было опровергнуто как необоснованное.

Одно из объяснений возрастания проводимости ионных кристаллов было дано Степановым. Степанов заметил, что проводимость при деформации растет не во всем кристалле, а только в области полос скольжения. Эти наблюдения Степанова были позже подтверждены Джонстоном (1955) [16], изучавшим кристаллы AjBe. Возможной причиной возрастания проводимости Степанов считал локальное расплавление кристаллов вдоль полос скольжения. Однако специальные эксперименты по проверке этого предположения [17] , а также теоретические расчеты Эшелби и Прат*<та [18] , затем и Коттрелла [19] показали, что локальный разогрев кристалла в полосах скольжения чрезвычайно мал и не может быть причиной возрастания ионной проводимости.

Еще одно объяснение было предложено Тилером. Основываясь на результатах работы Дьюлаи и Бороса (1940) [201 , в которой было показано, что индуцированная деформацией проводимость была существенно большей в аддитивно окрашенных, чем в бесцветных (неокрашенных) кристаллах, Тилер высказал идею, что индуцированная деформацией проводимость ЩГК является следствием движения электронов [21] , т.е. тем, что пластическая деформация индуцирует £ - центры. Эта интерпретация Тилером результатов работы [20] , пригодная, может быть, к объяснению наблюдаемых явлений в окрашенных кристаллах, оказывается, однако, совершенно непригодной при объяснении возрастания проводимости в бесцветных кристаллах.

Несмотря на безуспешность попыток авторов прошлых лет объяснить явление возрастания ионной проводимости ЩГК вследствие их деформации, эти работы позволили накопить богатый фактический материал. Во всех работах отмечается, что возрастание ионной проводимости при деформации - явление временное: при постоянном напряжении {<0-const ) с течением времени проводимость падает; причем спустя достаточное время остаточная проводимость кристалла оказывается ниже исходной.

Отмечается также, что на прирост проводимости при деформации существенное влияние оказывает такой фактор как термообработка образцов. Так, Кандзаки (1955) Г223 изучал влияние отжига на избыточную проводимость кристаллов Atjbz , прошедших предварительную пластическую деформацию. Кандзаки нашел, что при деформации кристаллов Ад 6 2 на 35$ их проводимость возрастала в 5-6 раз. Однако при последующем затем отжиге избыточная проводимость кристаллов падала, причем с повышением температуры отжига спад избыточной проводимости происходил неравномерно. Самый быстрый спад проводимости наблюдался при температурах около 30°С, при 100 - 300°С проводимость опять возрастала, на третьей же стадии отжига ( 400°С) прирост проводимости, индуцируемый деформацией, практически исчезал.

Существенное влияние и на прирост и на время релаксации проводимости при б -Const оказывают примеси. Так например, Каффин и Гудфеллоу (1955) [23] тщательно исследовали природные и выращенные в лабораторных условиях кристаллы No.CP (а также затем целый ряд выращенных кристаллов: KCt »KB'Z » К 7 » NciCP* Авторы работы обнаружили, что в природных кристаллах, содержащих большее количество примесей, чем кристаллы, выращенные в лабораторных условиях, наблюдается и большее время затухания избыточной ионной проводимости (~1 минута против-0,5 сек. в выращенных кристаллах).

Особенно интересными в изучении проводимости, индуцированной деформацией, представляются работы Кишша [241 , который исследовал не только влияние примесей (отдельно как катионных, так и анионных) на возрастание и время релаксации ионной проводимости ЩГК, но и изучил влияние способа деформации образцов (одноосное сжатие, пластический изгиб, индентирование), степени деформации ( (D ), а также зависимость проводимости от форды деформируемых образцов. Кишш был первым, кто заметил, что проводимость кристаллов во время деформации растет не плавно, а скачкообразно;;причем скачкообразный характер изменения проводимости сохраняется в кристаллах и на начальной стадии периода релаксации. Он также показал, что если проследить за затуханием проводимости (при<3= const ) достаточно долгое время, то можно заметить, что остаточная проводимость на стадии насыщения всегда оказывается ниже исходной.

Одновременно с изучением природы возрастания ионной проводимости, индуцируемой деформацией, проводились исследования и эффекта Степанова. Пожалуй, однако, наибольший вклад в изучение этого явления внес сам же автор открытия. Исследуя возникновение разности потенциалов на гранях деформируемых образцов каменной соли, Степанов обнаружил, что знак заряда на гранях образца может быть разным, определил величину этого заряда, указав, что она существенно зависит от геометрических размеров кристалла и что внешнее электрическое поле не влияет на появление и величину наблюдаемого заряда. Кроме того, Степанов установил, что заряд в образцах наблюдается в широком интервале температур (30 - 170°С) и при механических напряжениях (5> бу . При разгружении ( б^- 0 ) кристалла заряд исчезает, и лишь повторное нагружение до напряжений (3 > (отвновь вызывает появление заряда. Причиной появления эффекта Степанов считал образование в кристаллах микротрещин, а также влияние трения слоев кристалла о частицы примеси и прочие внутренние неоднородности.

Развитие техники эксперимента, а также теории физики прочности и пластичности твердых тел, особенно развитие теории дислокаций, понимание процессов их движения, размножения, взаимодействия друг с другом и с присутствующими в реальных кристаллах точечными дефектами, решительным образом позволили пересмотреть практически все концепции и модели, так или иначе пытающиеся объяснить природу возникновения в ЩГК эффектов Степанова и Дыолаи-Хартли. В настоящее время можно считать твердо установленным, что оба эффекта являются результатом движения в ЩГК заряженных дислокаций. При этом установлено, что движение заряженных дислокаций не только влияет на их собственное поведение в кристалле, но и оказывает значительное воздействие на структурное состояние в решетке кристалла системы точечных дефектов.

Вопрос о происхождении заряда на дислокациях в ЩГК до сих пор до конца не ясен. Обычно возникновение избыточного заряда на дислокациях в ЩГК связывают с существованием на дислокациях заряженных ступенек. Ступеньки же на дислокациях образуются, как правило, при пересечении дислокаций друг с другом. При этом могут возникать как нейтральные ступеньки (если векторы Бюргерса пе-ресекапцихся дислокаций и Ь2 взаимно перпендикуляра), так и заряженные с величиной заряда - 2 - если векторы Ъ< и 62 составляют между собою угол 60 ш 120°. Так например, при пересечении дислокаций, движущихся в системах скольжения (НО) ШО] и (110 ) [НО] в обоих наборах дислокаций образуются нейтральные ступеньки. Однако при пересечении краевой дислокации системы (ПО) [ПО] с винтовой дислокацией системы (101) [101] на обеих дислокациях образуются ступеньки с зарядами -2/2 .

Другим возможным способом образования избыточного заряда на дислокациях можно назвать процесс диссоциации нейтральных ступенек на заряженные. Диссоциация может произойти, если к нейтральной ступеньке подойдет (или уйдет от нее) какая-либо вакансия (или ион). Очевидно, что этот процесс может быть эффективным лишь в примесных кристаллах, содержащих точечные дефекты преимущественно одного какого-либо знака. В чистых же кристаллах, содержащих равное число катионных и анионных вакансий, дислокации должны быть электрически нейтральны, так как вероятность захвата ядром дислокации этих вакансий примерно одинакова; одинакова и энергия их связи с дислокацией. Однако Эшелби, Ньгои, Пратт и Лидьярд (1958) [25] утверждают, что и в чистых кристаллах дислокации могут иметь избыточный заряд благодаря "испарению" с края лишней полуплоскости тех или иных вакансий; при этом может быть "испарение" вакансий преимущественно одного какого-либо типа.

Причиной возникновения заряда на дислокациях может быть и следующее. В кристалле конечных размеров вблизи его поверхности могут иметь место эффекты изображения. Например, винтовые дислокации не могут выходить перпендикулярно к плоскостям (100), являющимся плоскостями спайности. Силы изображения притягивают дислокации из винтовой ориентации к перпендикулярной ей ориентации, что требует образования на дислокациях перегибов с чередующимися зарядами, лежащих в плоскости поперечного скольжения. Дислокации с такими перегибами могут легко захватывать на себя адсорбированные на поверхности кристалла заряженные точечные дефекты и, соответственно, заряжаться. Это происходит в результате необходимости установления равновесия со слоем пространственного заряда, имеющегося на поверхности, [26] .

Однако наиболее естественным путем возникновения заряда на дислокациях является способ заметания движущейся дислокаций встречающихся на пути ее движения точечных дефектов. При таком движении часть захваченных дислокацией точечных дефектов, а также заряды, накопленные на ступеньках, могут быть увлечены этой дислокацией, что ведет к возникновению в решетке кристатша миграции носителей электрического заряда. Перемещение же заряда внутри образца очевидно и является о сновной. причиной возникновения на гранях деформируемого образца разности электрических потенциалов - эффект Степанова. Хотя как краевые, так и винтовые дислокации могут переносить заряд, значение этого эффекта для них различно. На краевых дислокациях образуются скользящие ступеньки, а на винтовых -сидячие, которые закрепляют винтовые дислокации и ограничивают их скольжение. Таким образом, перенос заряда можно почти целиком отнести на счет краевых дислокаций. Однако при движении винтовых дислокаций со ступеньками, если только такое движение возможно, возникают точечные дефекты - вакансии или межузельные ионы. Возникновение этих дефектов должно давать вклад не только в заряд заметающих их дислокаций, но и в возрастание ионной проводимости ЩГК.

Одним из первых, кто связал возрастание ионной проводимости ЩГК с движением дислокаций, был Зейтц [27,281 . Зейтц даже вычислил, что каждые 10% деформации вызывают появление около Ю18 вак/см3 (Ю24 вак/м3). Работы Кандзаки [22] и Кишша [24] тоже не отрицают рождение точечных дефектов за счет деформации.

Прекрасные, хоть и не бесспорные, работы на этот счет были выполнены Девицжем и др. (1959) С29] , а также Каманьи с соавторами (I960) [30] .

Следует заметить, что в самых ранних исследованиях влияния деформации на электрические свойства ЩГК эффекты Степанова и Дьюлаи-Хартли, как правило, наблюдались в одних и тех же экспериментах одновременно, сопровождая друг друга, что существенно затрудняло изучение их природы. Привлечение к их толкованию модели заряженных дислокаций позволило вести целенаправленные исследования, позволяющие дифференцировать эти эффекты. Тот же Киши (1968) [31] , повторяя эксперименты Степанова и Дьюлаи с Хартли, деформировал кристаллы природной каменной соли и кристаллы, выращенные в лабораторных условиях. Он использовал два типа образцов - плоские и высокие. При этом Кишш деформировал сжатием плоские образцы перпендикулярно их широким граням, а высокие - вдоль наибольшей оси. Ни в плоских, ни в высоких образцах природной каменной соли Кишш никогда не наблюдал эффекта Степанова, а наблюдал лишь эффект Дьюлаи-Хартли. С другой стороны,в искусственных высоких кристаллических образцах Кишш никогда не наблюдал эффекта Дьюлаи-Хартли -этот эффект он наблюдал лишь в плоских образцах и при больших механических напряжениях.

В подобных же, но более ранних, экспериментах на выращенных кристаллах NqP И Тейлор и Пратт (1958) [32] также не обнаружили в высоких образцах эффекта Дьюлаи-Хартли, а видели его лишь в плоских образцах и тоже при больших напряжениях нагрузки. Однако Фишбах и Новик (1958) [33] наблюдали эффект Дьюлаи-Хартли в плоских искусственных образцах чистых кристаллов NG СЕ при сравнительно малых значениях механических напряжений. Они также наблюдали и эффект Степанова, но не смогли отделить один эффект от другого.

По мере увеличения числа работ в этом направлении было замечено, что эффект Дыолаи-Хартли лучше всего изучать на чистых кристаллах, а эффект Степанова на легированных. Однако встречаемые в текущей литературе данные и до сих пор носят противоречивый характер, [1,2] .

Противоречивость этих данных обусловлена не только сложностью природы вышеназванных эффектов, но и недостатком информации о причинах их возникновения, то есть сложностью механизмов образования на дислокациях избыточного заряда. Поэтому большое количество работ было посвящено изучению этого вопроса. Среди авторов такого рода работ, очевидно, следует назвать Фишбаха и Новика [33] , Руеду [34] , Шина и Маккроуна [351 , Блистанова и Шаскольскую 136], Сойфера [37] , Сергеева [381 и многих других. Однако особую заслугу в изучении этой проблемы, как кажется, имеют работы Витворса [2] и Венника и Ремаута (1961) [39] . Сложность изучения этой проблемы заключается в том, что для того чтобы знать причины возникновения заряда на дислокации, необходимо хотя бы определить знак этого заряда. Однако до недавнего времени знак заряда на дислокации в отдельных опытах оставался не известным, так как в этих экспериментах обычно исследовались образцы кристаллов с произвольно сформированной в них дислокационной структурой. При деформации (например, сжатием) таких образцов в них двигались дислокации разных механических знаков и во всех возможных плоскостях легкого скольжения, вынося на поверхность кристалла заряды противоположного знака, вследствие чего идентификация общего заряда на дислокации представляла значительную трудность.

В 1961 году Ремаут и Венник разработали метод, позволяющий изучать заряды на дислокациях при их однонаправленном движении (суть этого метода достаточно подробно излагается во второй главе настоящей работы). Вслед за Ремаутом и Венником эксперименты по изучению заряда на дислокациях с использованием образцов с направленным движением дислокаций были выполнены Девиджем (1963) [40] , чуть раньше Брунэем и Праттом (1962) [41] , а также Вит-ворсом (1967) [421 , существенно усовершенствовавшим этот метод.

В результате таких работ было найдено, что заряд на дислокации при пластической деформации ЩГК определяется типом заметаемых вакансий. Особенно удачными экспериментами можно считать те, которые проводились на кристаллах, легированных определенного типа примесями. Так, в подавляющем большинстве случаев обнаружено, что при легировании ЩГК двухвалентными металлическими примесями, способствующими образованию в кристаллах избытка катионных вакансий (по отношению к анионным), наблюдаемый заряд на дислокациях отрицательный (см., например, работы [43,44,451 ); добавление же анионных вакансий делает дислокации в кристаллах заряженными положительно [43,44,45,461 .

Поскольку дислокации в ЩГК оказались заряженными, то естественно было предположить, что на такие дислокации должно воздействовать внешнее электрическое поле. Это предположение подтвердилось целым рядом экспериментальных работ, показавших, что приложение к деформируемому кристаллу внешнего электрического поля влияет на его механические свойства. Впервые такие наблюдения • были сделаны Спрауллом С 47] . Существенный вклад в исследование этого эффекта внесли работы Фляйшера [48] , Витворса, а также советских ученых: Б.И. Смирнова, Л.Б. Зуева, Н.В. Загоруйко, Е.Д. Щукина и многих других (см., например, работы [49-53] ).

Успехи исследований последних лет, позволившие идентифицировать знак заряда на дислокациях, связать его с существованием ступенек на этих дислокациях и точечных дефектов в решетке кристалла, позволили объяснить, пусть пока еще по преимуществу качественно, природу возникновения эффектов Степанова и Дыолаи-Хартли ни чем иным, как следствием движения в ионных кристаллах заряженных дислокаций. Так, по современным представлениям возникновение эффекта Дьюлаи-Хартли в ЩГК объясняется, во-первых, увеличением в объеме кристалла точечных дефектов, вызванным пластической деформацией, а, во-вторых, движением в кристалле заряженных дислокаций с разными скоростями при приложении к ним внешнего электрического поля [2] . Эффект же Степанова обуславливается перемещением дислокациями точечных носителей заряда.

Несмотря на эти успехи задачу о возникновении электрических явлений, сопровождающих пластическую деформацию ЩГК, нельзя считать окончательно решенной. Обнаружение в ЩГК, помимо эффектов Степанова и Дьюлаи-Хартли, таких явлений как электромеханический эффект [54] , увеличение диэлектрических потерь [55] и других, противоречивость экспериментальных данных, все еще встречающаяся в текущей литературе, - все это факты, которые, во-первых, ждут своего однозначного объяснения, а, во-вторых, говорят о сложности решения указанной проблемы. К числу сравнительно недавно обнаруженных явлений можно отнести и низкотемпературную деформационную поляризацию кристаллов хлористого калия, легированного стронцием ( S z )> исследованию которой посвящена настоящая работа. Суть этого явления состоит в том, что низкотемпературная (77К) деформация кристаллов КОР : Sz+вызывает их поляризацию, подобную поляризации такого типа примесных кристаллов постоянным электрическим полем [6] . При этом в кристаллах КОЕ:Sz в зависимости от степени их деформации наблюдается два различных типа поляризации. Изучение их природы - главная тема данной работы.

Поскольку, как это сейчас представляется, все электрические явления в ЩГК, индуцируемые деформацией, обуславливаются движением в них заряженных дислокаций, то отсюда следует, что первоочередной задачей в решении всей проблемы является задача более глубокого и тщательного изучения процессов возникновения зарядов на дислокациях в ЩГК, а также процессов взаимодействия дислокаций с системой точечных дефектов. Изучение этих процессов, однако, -и это уже отмечалось во введении - требует четкого и одновременного знания как дислокационной структуры исследуемых кристаллов, так и структурного состояния присутствующих в них точечных дефектов. Первый шаг в этом направлении, а именно предварительное формирование в изучаемых кристаллах дислокационной структуры,был сделан в работах С39-423 . Состояние же точечных дефектов, как правило, оставалось неизвестным, если учесть тот факт, что в процессе пластической деформации оно существенно изменяется.

Постановка задачи. Основной целью настоящей работы являлось изучение влияния заряженных дислокаций на структурное состояние системы точечных дефектов в кристаллах К ОIe. S z* . В качестве же промежуточной ставилась задача разработать такой метод исследований, который бы позволил одновременно и на любом этапе исследований контролировать в изучаемых кристаллах и их дислокационную структуру, и состояние присутствующей в них системы точечных дефектов.

Более конкретно задача заключалась в следующем:

I. Разработать методику комплексного исследования процессов взаимодействия движущихся дислокаций в примесных щелочно-галоидных кристаллах.

2. Изучить природу возникновения низкотемпературной Деформационной поляризации кристаллов КО?'. , впервые обнаруженной в настоящей работе.

Г JI А В А П МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Комплексная методика, разработанная и использованная в настоящей работе, включала в себя в качестве своих составных частей три метода физических исследований кристаллов:

1. ТСД - метод термостимулированной деполяризации;

2. МКПД - метод контролируемой пластической деформации;

3. МИТ - метод дислокационных токов.

Сведенные в одну экспериментальную установку, эти методы позволили решить все .те конкретные задачи, которые возникали в ходе исследований. Однако, прежде чем рассматривать устройство и экспериментальные возможности используемой в работе установки, коротко остановимся на рассмотрении каждого из вышеназванных методов в отдельности.

§ 1# Метод термостимулированной деполяризации (ТСД)

Метод ТСД, впервые примененный в практике научного эксперимента в работе [56] , основан на представлении об ориентационной поляризации диполей или молекул, обладающих диполышм моментом "р под действием какого-либо возбуждения, то есть, no-существу, на общих представлениях, вытекающих из дипольной релаксации полярных жидкостей Дебая [57] , (т.н. ориентационная поляризуемость), и примененных к твердому телу. Общая теория происходящих при этом процессов достаточно хорошо известна (см., например, [58,59] ) и может быть легко распространена на любое твердое тело при условии, что оно имеет элементы, способные к поляризации. Особенно успешно ТСД применяется к исследованиям ЩЕК типаЫо.0£ , легированных двухвалентными металлическими примесями [6] . Как известно ( [60-65] и проч.), такие примеси в ионных кристаллах обычно находятся не в свободном состоянии, а в виде примесь-вакансионных, образующихся согласно реакции (I), пар:

Ме2*+V" = Me2,V" Ш, где Ме+ - свободный двухвалентный катион, V" - катионная вакан-2+ — сия, Me V" - примесь-вакансионная пара (диполь), обладающая дипольным моментом р" . В свою очередь в зависимости от концентрации П. и внешних условий (например, термообработки) диполи в кристалле могут существовать либо в диспергированном состоянии, либо в форме скоплений - димеров, тримеров и более сложных комплексов, дипольный момент которых (см. Рис. I), как правило, равен нулю.

Кинетику распада диполей в ионных кристаллах можно описать реакцией типа: скопление =г: диспергированные диполи (2)

Процесс распада диполей известен в литературе как процесс "старения".

В общих чертах сущность метода ТСД заключается в следующем. Исследуемый образец с помощью какого-либо возбуждения (обычно используется постоянное электрическое поле Е ) переводится при какой-то фиксированной температуре Тп в неравновесное состояние, которое "замораживается" при охлаждении образца до температуры То ^ Тп , а затем, при нагреве образца, в нем инициируется процесс перехода из возбужденного состояния в равновесное и регистрируется ток, вызванный релаксационными процессами этого перехода.

Идея метода иллюстрируется на рис. 2. Кинетику изменения числа частиц п , способных к поляризации в электрическом по

PEG. I

Схемы примесных комплексов в кристаллах типа

Noce-.

I - одиночный Диполь, ближайшие (а) или вторые (б) соседи; 2 - димер, имеющий дипольный момент (а) и не имеющий его (б); 3 - тример; 4 - скопление (пред-выделение), 1,2 - плоскость (100), 3,4 - плоскость (III). г¥ - катион;--анион; о - ион примеси Mr ;

О - вакансия; !+] - возможное место перескока вакансии при поляризации. Т

En i \ 1 2

Тп 1 1 1 1 1 1 1 1 1 г t3 t.

Рис. 2

Схема ТСД, показывающая, изменение во времени электрического поля F , приложенного к образцу, температуры Т и плотности тока L т г, О

I - поляризация; 2 - деполяризация. ле Еп в предположении, что при температуре Тп существует единственное время релаксации Т , можно описать следующим уравнением: dri/di = п/<С (3)

Если образец поляризуется при Тп в течение достаточно большого промежутка времени "tn = "t^- "t 1 ,то поляризация Р достигает некоторого равновесного значения Р0 , которое может гёыть зафиксировано путем охлаждения образца до Т0« Тп . Деполяризация образца при повышении его температуры с постоянной скоростью35 S= cLl/di описывается соотношением:

Р= &ехр{-/<й/тГт(*')]} (4)

Плотность тока деполяризации при этом равна:

UP РМ di <c(t)

5)

Откуда:

Поскольку 7 т) = P(T)/j (т).

6)

•о

ТО ^ во 7 p(T)=fjmidi, с?)

Z(J)= {fj(W}/m). (8) я Кроме линейного режима нагрева образца используются и другие, например, гиперболический [66] , квадратичный [67] , а также так называемый "самосогласованный" [68] и фрикционный [69] .

В случае дипольной поляризации, учитывая что

Ро^ oinp2En/i<Tn (9) где oi - ориентационный фактор, обычно для кристаллов типа Nodi равный 1/3; П. - число диполей в единице объема; р - дипольный момент( ср - единичный заряд, £ - величина порядка постоянной решетки), К - постоянная Больцмана, зависимость плотности тока деполяризации от температуры имеет вид

72 и описывает кривую, т.е. пик ТСД (рис. 3), с максимумом при температуре Тт , когда температурную зависимость времени дипольной релаксации, не делая никаких специальных предположений о характере функции Т(т) » (интеграл в уравнении (8) может быть вычислен с достаточной степенью точности численным интегрированием пика ТСД).

Основные достоинства этого метода определяются тем обстоятельством (помимо его высокой точности и чувствительности: например, погрешность в определении величины энергии активации диполей VC не превышает пороговая чувствительность в опреде7 лении концентрации диполей П. составляет величину порядка 10 (атомная концентрация) или около I0*5 диполей/см^, что примерно раз в 50 чувствительней метода диэлектрических потерь, [6] ), что измерения проводятся в отсутствие внешнего поля, исключая тем самым неконтролируемые изменения структуры образца в прогде, напомним,

S - oLl/oii - COttsi. Таким образом, измерение тока ТСД J (j) позволяет получить

Рио. 3

Характерная кривая пика ТСД для кристаллов типа NGlCE, содержащих один сорт дипольных образований- Me V" • цессе его изучения. Важным достоинством метода ТСД является и то, что практически из одного измерения тока ТСД можно вычислить сразу три величины: ve - энергию активации диполей; ТТ0 - время релаксации диполей; п. - концентрацию диполей в единице объема.

В последнее время метод нашел широкое применение в исследовав ниях не;только ионных кристаллов, но и полимерных соединений [70, 71] , аморфных и тонкопленочных объектов [72] ; в исследованиях бессеребрянных носителей голографической информации [73]и т.д. (см., например, Гороховатский Ю.А. Основы термодеполяризационного анализа:- М, изд. "Наука", 1981 г.).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Исследование природы деформационной поляризации монокристаллов КС £ I 5г.представляет большой интерес как с чисто научной, так и с практической точки зрения. Глубокое понимание механизмов поляризации этих кристаллов, обусловленное процессами взаимодействия движущихся заряженных дислокаций с системой точечных дефектов и друг с другом, позволяет полнее понять природу их прочности и пластичности, что для этих материалов в настоящее время становится особенно важным, так как в последние годы они находят широкое применение в лазерном приборостроении.

Однако изучение процессов взаимодействия дислокаций с точечными Дефектами оставалось задачей сложной, так; как удовлетворительное решение этой задачи требует одновременно знания как дислокационной структуры исследуемого кристалла, так и структурного состояния в нем системы точечных дефектов. Поэтому в настоящей работе была поставлена задача изучить влияние движения заряженных дислокаций в кристаллах КСt*Sz в таких экспериментальных условиях, которые бы позволили одновременно и на любом этапе эксперимента контролировать как структуру дислокаций, так и структурное состояние в кристаллах точечных дефектов.

Основное содержание работы заключается в следующем:

1. Предложена оригинальная методика, включающая в себя в качестве составных частей три метода исследований кристаллических материалов (ТСД, МТД и МКПД) и позволяющая в одной установке одновременно и на любом этапе исследования контролировать дислокационную структуру изучаемых кристаллов и структурное состояние в них системы точечных дефектов.

2. Обнаружены два типа низкотемпературной поляризации кристаллов KCt-Sz* , индуцированные пластической деформацией этих кристаллов при 77К. Показано, что тип и природа низкотемпературной поляризации кристаллов 5 зависит от степени их деформации. При ^ 1% в образцах с направленным движением дислокаций к одному из электродов (образцы Б-типа) наблюдается пик поляризации 1(8)- естественно назвать этот тип поляризации пиком деформационной поляризации первого рода; L ( £ ) обусловлен процессами взаимодействия движущихся дислокаций с точечными дефектами типа диполей. При ЕП\> 1% наблюдается деформационный пик поляризации второго рода -Цпэ ( £ ), обусловленный процессами взаимодействия дислокаций друг с другом; 1ппэ ( £ ) наблюдается во всех трех типах исследованных образцов.

3. На основе модели взаимодействия заряженных дислокаций с диспергированными диполями, их скоплениями и друг с Другом даны численные оценки радиуса взаимодействия ( ) дислокаций с диполями, вычислена плотность электрического заряда на дислокациях, Дана оценка концентрации вакансионных пар, рождаемых дислокациями со ступеньками при больших степенях деформации кристаллов ( £п\ > i%).

4. Определены экспериментальные условия, необходимые для наблюдения деформационной поляризации кристаллов KCi : Sz + . Показано, что эффекты деформационной поляризации в таких кристаллах наблюдаются только вследствие их активной деформации при низкой температуре (77К) и исчезает практически сразу при нагреве образцов до 300К. Эффекты поляризации наблюдаются как в примесных, так и в номинально чистых кристаллах, однако в примесных кристаллах интенсивность эффектов существенно выше, чем в чистых.

1. Урусовская А.А. Электрические эффекты, связанные с пластической деформацией ионных кристаллов. - УФН, 1968, т.96, вып.1,с. 39-60.

2. Whitworth R.W. Charged dislocations in ionic crystals.-Adv. Phys., 1975, 24, p.203-307.

3. Мелентьев А.Г., Надгорный Э.М.,Полярзащонно-пластическЕСй эффект в кристаллах КCl'Sz1*. ФТТ, 1977, т.19, Я2,с.610-613.

4. Корнфельд М.И. Электризация ионного кристалла при пластической деформации. ФТТ, 1973, т.15, с.3014-3019.

5. Bielig G.A., Lilley Е. The dielectric loss of crystals of NaCl:Cd2+ following plastic deformation. Phil. Mag., 1980, 41, N5, p.745-760.

6. Hartmanova M. Impurity precipitation in alkali halide crystals.- Phys.Stat.Sol., 1971, A7, N2, p.303-324.

7. Ioffe A.P., Zehnovitzer E.V. Die elektrische Leitfahigkeit in Einkristall und 'in Kristallaggregaten. Zs.f.Phys., 1926, 35, N6, p.446-448.

8. Gylai Z., Hartly D. Elektrische Leitfahigkeit Verformten Stein-sal zkristallen. Zs.f.Phys., 1929, 5±, 378-387.

9. Stepanoww A.W. Uber den Mechanismus der Plastischen Deforma-" tion. Zs.f.Phys., 1933, 81., p.560-564.

10. Stepanow A.W. tlber den Mechanismus der Plastischen Deformation.- Sow.Phys., 1933, 4, p.609-627.

11. Quittner P. Leitfahigkeitsmessungen an Verformten und Getem-perten Steinsaltkristallen. Zs.f.Phys., 1931, 68 p.796-802.

12. Quittner P. Peldstarkenahhangigkeit des elektrischen Ionenleivermogens von Einkristallen. Zs.f.Phys., 1929> 56, p. 597-603.

13. Quittner F. Zur Frage der Abhangigkeit der Leitfagigkeit von der Feldstarke in Steinsalfckristallen. Zs.f.Phys., 1932, 74» P«344-349.

14. Ioffe A. 1st die elektrische Leitfahigkeit durch die Unre-gelmassigkeiten des Kristallbaues beeinflusst? Zs.f.Phys., 1930, 62, p.740-751.

15. Remaut G., Vennik J., Amelinckx S. Further observations concerning electrical effects during cyclic stressing of alkali halide single crystals. J.Phys.Chem.Sol., 1960, 16, p. 158-161.

16. Johnston W.G. Effect of plastic deformation on the electri. cal conductivity of silver bromide. Phys.Rev., 19559 .98»1. H6, p.1777-1798.

17. Рожанский B.H., Горшнов Ю.В., Щукин Е.Д. О характере изменений электропроводности при скачкообразной деформации металлических моно1фисталлов. ДАН СССР, 1955, т. 105, вып.1, с.80-82.

18. Eshelby D. Distorsion of a crystal by point imperfections. -J.Appl.Phys., 1954, 2£, N2, p.255-261.

19. Eschelby J. The distorsion and electrification of plates and rods by dislocations. Phys.Stat.Sol., 1962, .?, N8, p.1021-1028.

20. Коттрелл A.X. Дислокации и пластическое течение в кристаллах. М.: Металлургиздат, 1958.

21. Gylai Z., Boros J. Die elektrische Leitfahigkeit Farbzent-ren enthalender Alkali-halogenidkristalle under einseitigem

22. Druck. Math. Naturwiss. Anz. Ung. Akad. Wiss., 1940, 59 , p.115-124.

23. Tyler W. Plastic flow in alkali halide crystals. Phys. Rev., 1952, 86, IT5, p.801-802.

24. Kanzaki H. On the plasticity of silver bromide. J.Phys. Soc.Japan., 1955, К), N8, p.663-668.

25. Caffin j., Goodfellow T. Electrical effects associated with the mechanical deformation of single crystals of alkalihalides. Nature, 1955, 5, N176, p.878-879.

26. Кишш И. Исследование электрических эффектов, возникающихпри пластической деформации каменной соли. Диссертация. Москва, МГУ, 1966.

27. Eshelby J., Newly С., Prett P., Lidiard A. Charged dislocar tions and the strength, of ionic crystals. Phil.Mag., 1958, 3, N25, p.75-89.

28. Хирт Д., Лоте И. Теория дислокаций. М.: Атомиздат, 1972, 295с

29. Seitz Б*. Influence of plastic flow on the electrical and photographic properties of the alkali halide crystals. -Phys.Rev., 1950, 80, p.239-243.

30. Seitz F. Color centers in alkali halide crystals. II. -Rev.Mod.Phys., 1954, 26, p.7-94.

31. Davidge R.W., Silverstone C.E., Pratt P.L. The generation of point defects by deformation and fatigue in alkali halides. Phil.Mag., 1959, 4, p.985-988.

32. Camagni P., Chiarotti G., Manara A. Generation of vacancies during plastic deformation of KC1 crystals. J.Phys.Chem. Sol., 1960, 12, p.165-167.

33. Kiss.I. A Gyulai-Hartly-fell effektus az ujabb eredmenyek tukreben. Fiz.Szemle, 1968, 18, N5, 139-142.

34. Taylor A., Pratt P. The transient conductivity increase indeformed alkali halides. Phil.Mag., 1958, 2> Р.Ю51-1052.

35. Pishlach. D.B., Uowick A.C. Some transient electrical effects of plastic deformation in NaCl crystals. J.Phys.Ghem., 1958, 5, p.302-315.

36. Rueda P., Dekeyser W. Charged dislocations in ionic crystals. J.Appl.Phys., 1961, 32, p.1799-1803.

37. Shine M.C., MacCrone R.K. AC dielectric investigations on the Gyulai-Hartl.y effect: enhanced conductivity in alkali halides following plastic deformation. Phys,Rev., 1968, 176, N3, p.1076-1088.

38. Блистанов А.А., Сойфер Я.М., Шаскольская М.П. Движение дислокаций под действием электрического поля в щелочио-галоидных кристаллах. Кристаллография, 1966, Ц, с.827-829.

39. Сойфер Я.М. Исследование характера взаимодействия дислокаций с точечными дефектами в ионных кристаллах методом внутреннего трения. Автореферат диссертации. Москва, МйСиС, 1966.

40. Сергеев В.П. Влияние импульсных электрических полей на кинетику движения дислокаций в кристаллах NaCt . Диссертация. Новокузнецк, 1981.

41. Remaut G., Vennik J. Observation on an electrical effect obtained during deformation of sodium chloride crystals. -Phil.Mag., 1961, 6, p.1-8.

42. Davidge R.W. The sign of charged dislocations in NaCl. -Phil.Mag., 1963, 8, Ж92, p.1369-1377.

43. Bruneau A.A., Pratt P.b. The bending deformation of magnesium oxide. Phil.Mag., 1962, 7, 1871-1885.

44. Whltworth R.W. A measurement of the charge on the edge dislocations in a sodium chldride crystals. Phil.Mag., 1967,15, N134, p.305-319.

45. Кишш И. Исследование электрических эффектов, возникающихпри локальной деформации кристаллов НаСС. Кристаллография, 1965, Ш» с.890-894.

46. Rueda F., Dekeyser W. Charged dislocations in pure and doped rocksalt single crystals. Acta Met., 1963, Ц, N1,p.35-41.

47. Frohlich F., Suisky D. Durch bewegte Versetsungen induzierte elektrische Effek.te in NaCl- und KCl-Kristallen. Phys. Stat.Sol., •■1964, 4, p.151-161.

48. Caffyn J.E., de Freitos J.C., Goodfellow T.L. Charged dislocations in sodium chloride crystals containing sodium hydroxide. Phys.StatfSol., 1965, 9, p. 333-340.

49. Sproull R.L. Charged dislocations in lithium fluoride. -Phil.Mag., 1960, p.815-831.

50. Fleischer R.L. Rapid solution hardening, dislocation mobility, and the flow stress of crystals. J.Appl.Phys., 1962, £3,p.3504-3508.

51. Куличенко A.H., Смирнов Б.И. Влияние цримеси на электропластический эффект в ЩГК. ФТТ, 1983, £5, 115, с.1523-1525.

52. Зуев Л.Б., Громов В.Е., Нарожный А.Н., Царев O.K. Влияние ориентации электрического поля на релаксацию напряженийв монокристаллах №яС£ . ФТТ, 1974, 16» с.471-4751.

53. Загоруйко Н.В., Щукин Е.Д. Влияние электрического поля на пластическое течение кристаллов каменной соли. Кристаллография, 1968, 13, с.908.

54. Громов В.Е., Сергеев В.П. О задержке движения дислокаций в кристаллах A/qC£ в электрическом поле. Укр. физ. ж., 1976, 21, Ш, с.336-337.

55. Швидковский Е.Г., Тяпунина Н.А., Белозерова Э.П. Влияние электрического поля на поведение заряженных дислокаций. -Кристаллография, 1962, 7, ЖЗ, с.471-472.

56. Загоруйко Н.В., Савенко В.И., Беккауер Н.Н. Об электромеханическом эффекте в ионных кристаллах. ФТТ, 1972, 14 . J68,с.2450-2452.

57. Strutt J.E., Lilley Е. Structural aspects of clustering reactions in alkali halides doped with divalent impurities. Phys.Stat.Sol. (a), 1976, .33, U1, p.229-239.

58. Frei H., Groetzinger G. Uber das freiweden elektrische Energie heim Aufschmelzen des Elektreten. Phyz.Z., 1936, 27, N20, s.720-724.

59. Дебай П. Полярные молекулы. М., 1934.

60. Тамм И.Е. Основы теории Электричества. М., 1954, с.133.

61. Киттель Ч. Введение в физику твердого тела. М., 1957, с. 142.

62. Bucci С., Fieschi R. Ionic thermoconductivity method for the investigation of the polarization in insulators.

63. Phys.Rev.Letters, 1964, 12, N1, p.16-19.

64. Bucci C., Fieschi R., Guidi G. Ionic thermocurrents in dielectrics. Phys.Rev., 1966, 148, N2, p.816-823.

65. Bucci C., Cappelletti R., Pirola L. Dielectric relaxation changes due to optical conversion "F Z" in KCl:SrCl2 crystals. - Phys.Rev., 1966, U^, H2, p. 619-623.

66. Pissis P., Boudouris G. Depolarization Thermocurrents in Ice Ih at low temperature. Z.ITatur., 1981, 36a, p. 321-328.

67. Ерофеев B.H., Мелентьев А.Г., Старцев C.A., Стыркас А.Д. Влияние формы фронта кристаллизации на радиальное распределение примесей стронция и натрия в кристаллах т. -Кристаллография, 1980, 25, ЖЕ, с.197-198.

68. Вертопрахов В.Н., Сальман Е.Г. Термостимулированные токи в неорганических веществах. Новосибирск: Наука, 1979,с. 334.

69. Muller P., Teltow J. ITC with reciprocal heating scheme. -Phys.Stat.Sol.(a), 1972, 12, N2, p.471-475.

70. Бордовский Г.А. Определение концентрации носителей, захваченных на ловушки в полупроводниках и диэлектриках. ХХУШ Герце-новские чтения. Физ. и полупроводниковая электроника. Л., 1975, с. 54-59.

71. Гороховатский Ю.А., Зиран В.Э. В сб.: Материалы Всесоюзной конферешщи "Физика диэлектриков и перспективы ее развития", Л., 1973, т. 3, с. 37-38.

72. Тале И.А., Гайлитис А.А. 0 разрешающей способности и погрешностях при определении термоактивационных спектров разрушения центров захвата методом фракционного высвечивания. Изв. АН СССР, сер. физ., 1969, т.33, № 6, с, I08I-I084.

73. Батурин С.М., Манелис Г.Б., Мелентьев А.Г., Надгорный Э.М., Ольхов Ю.А., Штейнберг В.Г. Термически-стимулированная деполяризация полиэфируретановых эластомеров. Высокомолекулярные соединения, 1976, т. A-I8, J* II, с. 2461-2465.

74. Штейнберг В.Г., Ольхов Ю.А., Мелентьев А.Г., Батурин С.М. Влияние густоты пространственной сетки на диэлектрическую релаксацию в полиэфирурестановых эластомерах. Высокомолекулярные соединения, 1980, Т.А-22, № 2, 243-247.

75. Аверьянов В.Л., Коломиец Б.Т., Любин В.Н. Исследования локальных состояний в аморфных полупроводниках методом ТСД Физ. и техн. полупроводников, 1970, т. 4, №2, с. 394-395.

76. Беркута Д.Н., Вознюк В.В. В сб.: Способы записи информации на бессеребряных носителях. Киев, 1976, № 7, с. 38-40.

77. Orowan E. Problems of plastic giding. Proc.Phys.Soc., 1940, v.52, П, p.8-22.

78. Смирнов Б.И. Дислокационная структура и упрочнение кристаллов. Л.: Наука, 1981, с. 235.

79. Осипьян Ю.А., Петренко В.Ф. Эффект короткого замыкания в пластической деформации ^п S и движения заряженных дислокаций ЖЭТФ, 1975, т. 69, с. I362-I37I.

80. Осипьян Ю.А., Петренко В.Ф. Влияние освещения на деформационные токи b2kS . ДАН СССР, 1976, т. 226, J* 4, с. 803-805.

81. Зарецкий А.В., Осипьян Ю.А., Петренко В.Ф. Экспериментальное определение заряда дислокаций в OcLS • ФТТ, 1977, т. 19, с. 418-428.

82. Dryden J.S., Morimoto s«, Cook J.S. The hardness of alkali halide crystals containing divalent ion impurities, Phil.

83. Mag., 1965, v.12, p.379-391.

84. Пшеничнов Ю.Д. Выявление тонкой структуры кристаллов. М.: Металлургия, 1974, с. 113,

85. Ерофеев В.Н., Мелентьев А.Г., Надгорный Э.М,, Пересада Г.Н. Влияние давления на структурное состояние двухвалентных примесей в К СЕ ♦ ФТТ, 1976, т. 18, Ш 8, с. 2252-2255,

86. Дамаск А., Дине Дж. Точечные дефекты в металлах. М.: Мир, 1966, с. 153.

87. Pozniak J., Berg G. Theoretical analysis of the dipole polarization and depolarization in Me++-doped NaCl-type alkali halide crystals. II. Next-nearest neighbour approach. Phys.Stat.Sol.(a), 1983, v.78, N1, p.69-76.

88. Смирнов И.А., Смирнов Б.И. Теплопроводность пластически деформированных кристаллов Li F . ФТТ, 1968, т. 10, с. 307-310.

89. Назарова И.И., Ольхов Ю.А., Назаров В.Б.,Батурин С.М., Энте-лис С.Г. Изучение ядерной магнитной релаксации полиэфирурета-нов. Высокомолекулярные соединения, 1975, т. AI7, с. 78-83.

90. Ольхов Ю.А., Батурин С.М., Энтелис С.Г. Влияние 1,1,1 триме-тилолпропана и 1,4 - бутандиола на кинетику трехмерной поляризации и свойства сшитых полиэфируретанов. Высокомолекулярные соединения, 1976, т. AI8, с. 150-156.

91. Липатов Ю.С., Керча Ю.Ю., Сергеева Л.М. Структура и свойства полиуретанов. Киев: Наукова думка, 1970, с. 32-47.