Особенности поведения протяженных дефектов в кристаллах в неравновесных условиях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

МИНИСТЕРСТВО НАУКИ, ВЫСШЕЙ ШКОЛЫ И ТЕХНИЧЕСКОЙ ПОЛИТИКИ РОССИИ МОСКОВСКИЙ ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ •

РГ8 ОД

О I ' ' > ! "ч . ,

'■■■■и ¡...-¿'.г

иа правах рукописи

МАТВЕЕВ ЛЕОНИД ВЛАДИМИРОВИЧ

УДК 648.4:539.2

ОСОБЕННОСТИ ПОВЕДЕНИЯ ПРОТЯЖЕННЫХ ДЕФЕКТОВ В КРИСТАЛЛАХ В НЕРАВНОВЕСНЫХ УСЛОВИЯХ

01.04.07 - физика твердого тела

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических-наук

Долгопрудный - 1993

Диссертационная работа выполнена в Троицком институте инновационных я термоядерных исследований

Научный руководитель : доктор фгаико-математических наук

Официальные оппоненты : доктор физико-математических наук

Ведущая организация : Московский инженерно-физический институт

на заседании специализированного совета K-063.9I.09. в Московском физико-техническом институте по адресу : г. Москва, ул. Профсоюзная, д.84/32, корп. В-2.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке МФТИ.

Просим принять участие в работе совета или прислать отзыв в одном экземпляре, заверенный печатью организации, по адресу : 141700 г.Долгопрудный Моск.обл., Институтский пер., д.9, МММ, Специализированный Совет K-063.9I.09. тал : 408-50-22.

Вещунов Михаил Сергеевич

Архипов Р.Г.,

доктор физико-математических наук Петухов Б.В.

Защита состоится

Ученый секретарь опациализироваиюго совета

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы диссертации. Теория дефектов в кристаллах в ' настоящее время является одним из важных и переснективных . направлений в физике твердого тела. Именно физическое понимание основных процессов, связанных с поведением структурных дефектов в кристаллах, позволяет разобраться в таких явлениях как пластичность и прочность, разрушение и . радиационная стойкость материалов.'Исследование этой проблемы представляет значительный научный интерес, и ему посвящено большое количество экспериментальных и теоретических работ. В то ке время эти исследования имеют важное прикладное значение, поскольку их результаты могут существенно влиять на выбор конструкционных материалов исходя из их механических свойств я изменения этих свойств под действием внешних условий, таких как прикладываемые напряжений и облучение интенсивными потоками частиц. При этом в. працессе решения конкретных прикладных задач выясняется необходимость более углубленного исследования физических процессов . связанных с поведением структурных дефектов в твердых телах . и построение их более адекватного математического описания;

Цель диссертация : на базе анализа экспериментальных данных теоретически изучить поведение' протяженных дефектов в кристаллах подверженных внешним воздействиям :

1. Исследовать низкотемпературяув кинетику перемещения перегибов вдоль дислокационной линии, прж едящую к скольжении даслокадай в условиях нагружения.

2. Исследовать эволюцию ансамбля структурных дефектов в кристаллах для описания динамики кристалла при внешних воздействиях.

3. Исследовать особенности переползания дислокации в кристалле в

условиях садьнопо шдраинввння пшенными дефектами, приводяше к неустойчивости йв фррны.

4. Исследовать (шхваиаии появления пространственных периодических. 1нахшнорс«исшйй в распределении точечных ; дефектов, приводя^ 1кав|рззавашю решеток пор. Научная новизна рряйсгш сшсггтит ев том, что в ней впервые :

1. Объяснены дгаоулЕтахы юизкотемпературных экспериментов по исследованию квдйгтшш гведраиеие'тя перегибов дислокаций в. кристалла* kl. Шиншяюна шашнина "вторичного" барьера Пайерлса, которая при низких яаии^ратурас определяет различные режимы поведают пересиОов ((активированные скачки или туннелирование).

2. Найдена аашщухвя осилтама шелинейных уравнений описывающая поведение ансаМЗля дидолокаций ib и^ристалле при учете протекания диссы1ативных |дхщассав.

3. Впервые обнаружена ш ттадратичаски исследована неустойчивость форм» дислокации щри ese дашсении в кристалле в условиях сильного пересыщения ишааныяи/дефектами.

4. Найден новый ишхвнгш неустойчивости в системе точечных дефектов, возникай»® ев [результате спинодального распада твердого растворв ппзя аЩутатк и приводящий к образованию реяетки пор

Научная и практическая теншать работы состоит в следующем : Вычисленная велияина шпуркчного барьера Пайерлса для перегибов позволяе • болэд полношеслютовать:кинетику дислокационной линии и объяснить дашвдшся .. экспериментальные данные. Особенно это относится ж сйбласти низких температур, когда тепловая энергия пвднстГба гмэньшэ величины вторичного барьера Пайерлса. Шывддавная ссистема динамических уравнений дает возможность исследовать fjmmimsy кристалла с точечными и линейными дефектами в шдошеи жоцдашажно учитывать детали поведения структурных дефектов. Шалуне вше результаты по неустойчивости

формы дислокационной линии позволили качественно объяснить результаты экспериментов по облучению кристаллов потоками энергии, в которых наблюдались дислокационные петт* неправильной формы, и послужили основой для дальнейших теоретических исследований в этой области. Результаты исследования упорядочения пор в облучаемых материалах имеют важное значение для понимания процессов, происходящих в твердом теле под облучением, и, как следствие этого, цозволяют давать рекомендации при выборе конструкционных материалов для атомных реакторов. •

В диссертации защищаются следующие положения:

1. Исследована кинетика движения перегибов при низких температурах и вычислена величина "вторичных" барьеров Пайерлса длл перегибов на основе учета дискретности кристаллической решетки в объеме и на поверхности кристалла.

2. Найдена замкнутая система уравнений динамики кристалла при наличии точечных и линейных дефектов в условиях птютекания диссипативных процессов.

3. Установлена и теоретически исследована неустойчивость формы при неконсервативном движении дислокационной линии в кристаллах в условиях сильного пересыщения точечными дефектами.

4. Выявлен новый механизм упорядочения пор связанный со спинодальным распадом твердого раствора под облучением.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, трех глав и заключения. Работа изложена на 87 страницах машинописного текста, содержит два рисунка и списс.с литературы, насчитывающий 80 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении описан круг вопросов.

обоснована актуальность

теш, сформулированы основные цели, перечислены" положения вынесенные яа защиту и приведена аннотация содержания диссертации.

В первой главе рассмотрены вопросы движения дислокаций в условиях приложенных напряжения. Известно, что учет дискретности кристаллической решетки приводит к тому, что энергия дислокационной линии периодически зависит от ее положения с Периодом равным периоду решетки Ь. При этом в отсутствие напряжений, в пренебрекении термическими флуктуациями дислокация вытянута вдоль долины энергетического рельефа, носящего название рельефа Пайерлса. При наличии внешних напряжений, действующих на крнстелл, движение дислокации в плоскости ' скольжения определяется механизмом Пайерлса, согласно которому скорость дислокации определяется двумя факторами: скоростью зарождения парных перегибов ( термоактивационным, либо в результате Туннелироваяия) л скоростью перемещения одиночных перегибов вдоль дислокационной линии под действием напряжения. .В общем случав скорость перегибов определяется их торможением за счет взаимодействия с фононной и электронной подсистемой, а также неоднородностями (примесями й т.д.). Учет дискретности решетки вдоль дислокационной линии показывает, что движение перегибов происходит также в периодическом рельефе, влияние которого оказывается важным . при низких температурах Т ( когда Г меньше величины- вторичного барьера Пайерлса ). Впервые ьа возможность существование таких барьэров было указано Хиртом и Лоте в 1955 году.

Объекты аналогичные дислокациям в объеме играют важную роль в динамике субмоноагомных пленок, напыляэмых на поверхности кристалла. Так при исследовании диффузии субмоноатомной пленки Ва на пошрхности Мо (1,1,0) было обнаружено, что коэффициент Диффузии V является немонотонной функцией степени покрытия. Это

явление било связано с появлением в несоизмеримой фазе носителе! нового типа - соли тонных линий, которые представляют из себя краевые дислокации, лежащее в плоскости пленки. Их движение определяется описанным выое механизмом Пайертса.

Дня рассмотрения кинетики перемещения перегибов вдоль дислокационной линия на поверхности нами рассмотрена следующая модель. Считалось, что вдатомы образуют прямоугольнуи ^решетку, сжимающуюся вдоль оси Ох. В непрерывном приближении выражение для энергии смещений и адатомов вдоль оси Ох в периодическом потенциальном рельефе подложки имеет вид:

* — X - Ц -

И - ¡1 Лс Оу Г - (ди/вхг* - (да/ди)г*7(1- соа(2ха/Ь))) 2 2

Для определения энергии "пиннинга" прямой солитонной линии надо положить Яи/ду а О и г зрейте от интегрирования по х в суммированию по узлам репе тки по формуле Пуассона. В итого выражение для анергии принимает вид:

Н « 2 ["сШ ехр(2х1т)(- (и ип)г- сов(2шп/Ь)} л - 2

В дамках непрерывного приближения ( член с т = О ) находится "выражение для поля смещений, а учет членов с я = ± 1 позволяет найти выражение для энергии "тиннинга".

Для оценк- глубины потенциального рельефа для движения перегибов вдоль солитонной линии в направлении Оу следует учесть дискретность решетки в этом направлении. Получаемое выражение для энергии аналогично рассмотренному выше. Его исследование, приводит к выражению для величины "вторичного" барьера Пайерлса:

ип = (Чбць^'^/чс2; етр<-(\1Ъг~['/2?га0)'/2)

где У0= 8кЪгехр(-1?/чиг) -величина "первичного" барьера Пайерлса, у = (2т?)(У/КЬг) - ширина солитонной линии. Здесь же произведена, оценка характерной температуры, при которой термоактивационный режим движения перегибов сменяется режимом туннелирования.

Для определения величины "вторичного" барьера Пайерлса для дислокации в объеме кристалла использовалась модель струны. В рамках этой модели выражение для анергии изогнутой дислокации имеет вид:

Е = / I- Тъ(ди/дц)г+ иосоа(2ш^Ь)Му

гд^ Гд = (\хЬг/4%(1-р))1п(ЛУр) - натяжение дислокационной линии, ио~ в°личина барьера Пайерлса. Исследование данного выражения с учетом дискретности решетки вдоль дислокационной линии дает выражение для энергии "вторичного" барьера . ПаЧерлса для перегибов дислокаций в объеме кристалла:

ип = 8Т0Ъ ехр(- %2/у,/2)

где т = (170/Т0)(2к)г.

Численные оценки полученных величин находятся а хорошем согласии с имевшимися экспериментальными данными _ по измерению потенциала Пайерлса в кристаллах А1.

Слб.щ'кгдй раздел первой главы посвящен построению математичоской модели, описывающей поведение ансамбля дислокаций в условиях приложенных напряжений.

Обычно . плотность дислокаций в кристаллах достаточно велика : 10б-103см~". Поэтому, если не интересоваться отклонениями деформации от среднего значения между дислокаииягуЗ!, удобно пользоваться моделью непрерывно

распределенных дислокаций.

В ряде случаев, как, например, при изучении образования дислокационных структур , оказываются зжными детали дислокационной структуры. Формулировка уравнений даньмики кристалла с дислокациями в этом случае достигается естественным обобщением уравнений линейной теории упругости в которые включены одиночные дислокации (Е.Крекер, Г.Ридер 1956). Однако, дислокационные потоки в рассматриваемой модели оставались неопределенными, и, следовательно, система являлась незамкнутой.

Нами предложила система динамически уравнений, описывающая кристалл с точечными и линейными дефектами. Для слабо изогнутых дислокаций и дислокационных петель в рамках термодинамики слабонеравновесных процессов, выписаны диссипативныо потоки, возникающие в результате действия на дислокации напряжений, и их взаимодействия с собственными точечными дефектами.

При пластических деформациях происходят значительные смещения элементов среды, описываемые шдро динамической скоросттю среды и. Микроскопическая структура твердого тела при этом остается прежней: атомы находятся в узлах кристаллической решетки, которая деформируется слабо. Для описания этих деформаций вводится Еектор VI{а, который в недеформированном образце является вектором обратной решетки и эволюция которого удовлетворяет уравнению:

д1Гат = [V гоМ а] - V Я (1)

При этом вектор П™ = гоШ "определяет плотность дислокаций данного сорта. Уравнение (I) совместно с уравнениями пассы, импульса, энтропии и уравнением состояния представляют . из себя загаснутую систему уравнений, списывающую динамику кристалла в случае, когда дислокации "вморожен" в вещество, то есть система является бездиссипативной. При этом уравнение для плотное.^ дислокаций является следствием (I) и шее г вид:

atfVat = rottv n aj ... (2)

Усреднение fr no различным конфигурациям дислокационных линий в простегаем случае дает:

<СР> = flp ♦ rot »a

■ '

где 0° есть плотность слабо изогнутых дислокационных линий, в?* - вектор плотности дислокационного момента, описывающий петли достаточно малого радиуса.

Общая схема включения диссипативных процессов в уравнения -идродинамикн состоит в елодующем: в уравнения для различных гидродинамических величин вводятся дассипативныа потоки и источники. Подставляя ети уравнения в уравнение для энтропии получаем выражение для источника'энтропии ( диссвпативнув функцию ). В случае малых потоков, их можно выразить через обобщенные термодинамические силы согласно соотношениям Онсагера.

Так, если дислокации движутся относительно среды со скоростью V? То уравнение (2) приобретает вид:

afc/Qt = rot uv + a"]

Аналогичные члены вводятся в уравнения для внергии (/), импульса <atfc>. точечных дефектов ((). В итоге связь обобщенных потоков с обобщенными силами предстевима в виде

J V?

-•* 1 - А

V" iipfkj

Здесь ^=0 й/|(?Ч , 1°-= , К вектор прямой решетки,

*>а- объем влементарной ячейки, Ве/1Ма- есть вариационная ироиаводная анергии йо тензору дасторсий (в злучае, если анергия пемимо йюздо ьектсра 0е зависит такая от ого производных), С есть

ДО

хмюотенциал точечных дефектов. Матрица А есть матрица кинетических коэффициентов.

Далее в- диссертации выписаны диссипативше потеют связанные с движением дислокационных петель. Рассмотрены простейшие примеры применения предлагаемой теории для описания деформационного поведения кристалла при наличии приложенного напряжения.

Вторая глава посвящена рассмотрению поведения краевой дислокации в кристалле сильно пересыщенном вакансиями. В результате облу чения материалов интенсивными потоками частиц в нем образуется большое количество точечных дефектов: ваканетЧ, мехузлий, пршлескых атомов. Релаксация возникающей таким образом неравновесной концентрации этих дефектов происходит за счет их поглощения дислокациями, дислокационными петлями, порами,' которые в дянчом случае являются стоками. Моарость стоков определяется их концентрацией, размерами, формой и оказывает существенное влияние на динамику протекающих в кристалле процессов.

Нами рассмотрено неконс рвативное движение дислокации в облученном кристалле, когда концентрация точечных дефектов сильно превышает.равновесную. В качестве упрощающих предположений модели рассмотрен один тип точечных дефектов - вакансии. При присоединении вакансий к ядру дислокации последняя перемещается в направлении перпендикулярном ее вектору Вюргерсо. Скорость движения и сегмента дислокации определяется прение всего степенью пересыщения кристалла вакансиями ДО и их когаЭДициентом днфрузии. Ранее эта задача неоднократно рассматривалась для дислокаций правильной формы. На данный момент экспериментальные дая"че свидетельствуют о том, что дислокационные петли, растущие в сильно пересыщенном точечными дефектами кристалла, часто имеют неправильную форму (в виде так называемых "ромашек"). Характерные особенности этого явления не позволяли объяснись его исходя из анизотропии кристалла или закрепления отдельных участков

И

дислокации на каких-либо етопорах. Б работе автора показано, что изгибание прямолинейной дислокации может быть вызвано возрастанием мощности поглощения точечных дефектов сегментами, выгибающимися по ходу движения дислокации. При этом учет конечных размеров системы приводит к тому, что неустойчивость начинается при достижении критического пересыщения АО*. При дынном рассмотрении пренебрегалось взаимодействием точечных дефектов с упругим . полем дислокации. Дальнейшее развитие изложенной в диссертации теории показали, что учет данного взаимодействия существенно повышает порог неустойчивости ДО*, но сам вывод о неустойчивости формы дислокационной линии остается справедливым.

Рассмотрим дислокацию, вытянутую вдоль оси Ох с вектором Бюргерса параллельным Oy и движущуюся со скоростью и. В системе координат, движущейся с данной скоростью v, искривленная дислокация описывается уравнением Z(x,t) = a(t) aln(kx) .

Для вычисления скорости изменения . амплитуды возмущения и = Z(x,t) = waetn(kx) необходимо найти распределение потоков точечных дефектов к дислокации, что можно, сделать, решив уравнение непрерывности для концентрации точечных дефектов. Данное уравнение в квазистационарном приближении имеет ввд:

LG + 2а ÖG/Dz = О , где а = v/2V. При этом .граничные условия имеют вид

•

01г=аГСю •

' °1г - + äOK>

ядра , " °

Здесь Г - кривизна сегмента дислокациошой линии в данном месте, d0 коэффициент, определяемый натяжением дислокации и температурой.

О0~ равновесная концентрация вакансий при данной температуре.Для вычисления скорости сегмента по найденному решению для поля концентраций справедливо следующее выражение:

V = (Ю/Ь) § чС т,

где интеграл берется по поверхности дислокационной трубки, в результате выражение для инкремента принимает вид:

, 1п(х/а) _

ш = ОГа2--

гпП/хр)

Здесь зе2® а2+ кг, А = 1 -V))(\хиа/Т). Максимум инкремента

достигается при \ = 3%/к = (2А/1п(1/ар)),/г/а. Отметим, что А. « у"'. Таким образом в данном случае движение дислокации всегда неустойчиво.

Учет конечных размеров системы приводит к тому, что движение дислокации становится неустойчивым при достаточно больших пересыщениях. При этом выргтение для порогового значения ¿0 зависимости от характерного размера Й системы имеет вид:

ЛС/С- = (Ъ/Ю •%А'/20пУ(1п([1/р))э/2 и уз

Таким образом, с одной сторсны, изгибание дислокации приводит к появлению возг/щения диффузионного поля вакансий, которое, в свою очередь, приводит к дальнейшему нагибанию дислокации, а, с другой стороны, увеличивается хкмпотенциал вакансий, расположенных вблизи деформированного участка дислокации, и, следовательно, увеличивается их равновесная концентрация, что стабилизирует неустойчивость. Кроме этого , существует еще один механизм (существенный для малых длин волн) стабилизирующий неустойчивость■ известно, что коэффициент вакансий Р, вакансий вдоль

дислокационной линия в непосредственной близости от нее' намного превосходит коэффициент диффузии вакансий V в объеме кристалла. Это приводит к появлению ояноиврюго потока вакансий вдоль дислокационной линии, пропорционального градиенту хямпотенцивя*. Учет этого механизма приводит к следующему выражению дйЙ инкремента неустойчивости:

. 1п(х/а) .

ы * Ъх2- - АРЛп(К/р№г

1п(1/х(» *

При этом характерная длина волны .развивающейся неустойчивости оказывается грпорциональной у*,/г .

Третья глава посвящена изучению процессов упорядочения пор в эблучаемых материалах. Это явление впервые, наблюдалось Эвансом в 1971 году. Отметим, что до сих пор отсутствует еданая точка зрения на природу втого явления. Большое количество существующих моделей связывает его с развитием процессов % самоорганизации в диссипативной системе» которую представляет из себя облучаемый кристалл. При облучении пгтоками ионов, нейтронов или электронов генерируется большое число точечных дефектов : вакансий, мекузлий, примесных атомов (при облучении иокзми). Эволюция системы точечных дефектов определяется процессами рождения и аннигиляции в объеме и на стока": дислокациях, дислокационных петлях, порах. При этом зарождение и рост пор происходит однородно по проотранству. При достаточно больших дозах облучения в системе точечных дефектов возникает неустойчивость, которая приводит к пространственной модуляции их плотности. Это, в свою очередь, вызывает модуляцию скорости роста пор и определяет начальную стадию выстраивания пор в решетки. Несмотря на то, что теоретически данное явление изучается достаточно давно, единого мнения относительно причины неустойчивости не существует. Для описания некотохых экспериментов, по-видимому, требуется привлечений новых

и

моделей, наиболее адекватно объясняющих наблюдаемое явление.

Так, в экспериментах образца N1 облучались ионами Se, и при достаточно больших дозах облучения, при которых количество Se в N1 достигало•1 Яет, наблюдалось упорядочение пор о периодом порядка 10^-103 А. Поскольку в равновесных условиях атомы Se.в матрице N1 могут образовывать твердый раствор замещения лишь очень малой концентрации, естественно предположить, что в условиях облучения при превышении некоторой дозы образующийся раствор оказывается неустойчивым, так что te системе происходит сгшюдальннй распад с образованием концентр;щионннх волн. При температурах проведения эксперимента (Г = 525 °С) процесс распада происходит очень медленно, однако под действием облучения его скорость может заметно возрасти, то есть происходит его радиационное ускорение. С другой стороны, потоки атомов примеси, приводящие к модуляции состава, из-за связи атомов примеси с вакансиями сопровождаются соответствующими потеками вакансий. В работе автора показано, что указанные потоки вакансий могут приводит! к неоднородному по кристаллу распределению вакансий (софазному vlm антифазному к промодулиро-ванной концентрации примеси), что может быть описано как развитие неустойчивости в вакансионной системе. Поскольку причина такой неустойчивости исходно связана с неустойчивостью в примесной подсистеме, условие ее возникновения по существу совпадает с критерием спинодального распгда в твердом растворе : Jn*/T > 1. Здесь п*- концентрация примеси в растворе, а параметр J определяется энергией связи примеси в кристалле.

Для исследования вышеописанного механизма С".ла рассмотрена простейшая модель кристалла, облучаемого потоками ионов. При прохождении ионов через вещество образуются дефекты Френкеля с эфЕективной скоростью Q . Ионы, в свою очередь, замедляясь, остаются в веществе, создавая источник атомов внедрения I , Ыекузельше &fom обоих сортов аннигилируют с ' вакансиями со

скоростями а и ß . Собственные мехузелыше атомы и вакансии поглощаются также стокера (дислокациями, петлями, порами), расположенными в кристалле с плотностью р . Для эволюции системы точечных дефектов получаем следу пцую систему кинетических уравнений :

CV*Q- а 0t0v- р C0v- Vv р Cv+ ÖlvJv

С,= Q - о СД- D, рС, + diu/, (3)

К'1 ~ >

-■i-fi °PcV+ alv<£ • где G(, Gv, 0p, Cm~ концентрации межузлий, вакансий, примеси внедрен,1Я и примеси замещения, соответственно, Vt,.V - коэффициенты диффузии. Выражения для потоков точечных дефектов Ja в общем случае имеют вид:

где Еар-кинетические козф|яциенты, цр-химпотенциал частиц сорта р, KLiopaft связан с плотностью свободной энергии 7 соотношением

Цр= 0? / OGp

Конкретный вид кинетических коэффициентов зависит от механизма диффузии атомов. В данном случав ввиду большой концентрации 'вакансий для диффузии атомов замещения преобладающим будет вакансионнай механизм. Для плотности свободной энергии было использовано приближение "решеточного" газа.

Для пространственно однородного распределения, концентрации (1а-0) било найдено квазистащюнарное решение системы с учетом значений параметров, характерна для опиашаемого эксперимента. Для анализа устойчксости данного решения рассматривались малые порш'щегшя в виде SO&ejp(bit*lqxJ. Из линеаризованной системы (3) с vчатом найденных ' потоков было получено дисперсионное соотношение owj(q), которое в общем случае имеет дна корня.

принимающих при достаточно больших дозах оОлученйя положительные значения. ,

Условие положительности первого корня имеет вид:

ип',/Емп < 0 »

V ал лш л

где пл- атомная концентрация а- компонента, Е^-энергия взаимодействия атомов аир, Л- координационное число.Это уравнение совпадает с условием спинодального распада в системе вакансий. Однако для реализации этого типа неустойчивости требуются очень высокие концентраций вакансий : п т1<Г3-1СГ4ат~! Условие положительности второго корня имеет вид:

-Н2ГГпп/3> О (4)

О Л

(-1*/Т)г/4К ? Л (4*)

с» 14

где (Т - энергия "смешения", К- коэффициент при градиентном члене, в свободной энергии, Д « Неравенство (4) является условием на пороговое значение примеси л* для обычного спинодального распада. Условие (4') соответствует тому,что при облучении происходят дополнительное перемешивание компонент твердого раствора* что приводит к некоторому повышению . порогового значения п\ Ввиду того, что Л «о пу*1 это увеличение п* незначительно, и можно полагать п* *» 7/П. Таким образом, критерий возникновения неустойчивости в вакансионной подсистеме будет, по существу, определяться энергией "смешения" а примесной подсистеме, что значительно облегчает выполнена данного критерия и приводит к развитию рассматриваемой неустойчивости при значениях параметров наблюдаемых в эксперименте.

В работе, также, рассмотрена связь 6(7и с возмущениями концентрации примеси.

Полученное выражение для длины волны развивающейся неустойчивости находится в удовлетворительном соответствии с экспериментальными данными.

• л

ОСНОБШЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ ДИССЕРТАЦИИ

> ■

1. Теоретически изучена кинетика перемещения перегибов •дислокационной линии на поверхности. Показано, что при движении перегибов им приходится преодолевать периодически расположенные барьеры,- которые определяют коэффициент диффузии перегибов. Вычислена • величина вторичных барьеров Пайерлса. Оценена температура Т*, выше которой движение перегибов происходит ективационно, а ниже наблюдается переход к режиму тунеллирования. Показано, что пршенёние развитой модели для исследования кинетики перемещения перегибов дислокационной линии в объеме кристалла дает оценки вторичного барьера Пайерлса, находящиеся в хорошем соответствии с экспериментальными данными.

2. Рассмотрено поведение ансамбля дислокаций в условиях приложенного напряжения. В рамках слаОонеравновесной термодинамики выписана закинутая система уравнений динамики кристалла с дислокациями в условиях приложенного напряжения. Для слабоизогнутых дислокаций и дислокационных петель выписаны диссипативные потоки, возникающие в результате действия на дислокации напряжений и их взаимодействия с собственными точечными дефектами. Проанализирована возможная связь данных диссипативных потоков с различными обобщенными силт&и

3. Теоретически исследовано движение краевой< дислокации в кристалле,, пересыщенном вакансиями.. Показано, что начиная с некоторого уровня пересыщения движение прямолинейной дислокации становится неустойчивым относительно изгибания. Рассмотрены различные механизмы стабилизирующие неустойчивость. Найдены выражения для инкремента неустойчивости и оценка для порога пересыщения. Полученные результаты позволяют сделать вывод о том, что рост дислокационных петел:, достаточно большого радиуса (Н>Н ) является также неустойчивым. . .

4. Для объяснения эксперимента по облучению Ml ионами Se предлагается механизм, связывающий появление решетки пор с неустойчивостью нового типа в системе точечных дефектов. Показано, что из-за связи потоков атомов примеси с потоками вакансий неустойчивость в системе вакансий может возникать в результате спинодального распада в твердом растворе замещения (в данном случав Se в Hi). Вычислении пороговая величина дозы облучения, инкремент и длина волны развивающейся неустойчивости, находящиеся в удовлетворительном согласии с экспериментом.

Основные результаты работы докладывались на

I Всесоюзном семинаре "Структурно-морфологические основы модификации материалов методами нетрадиционных технологи!. (Обнинск 1991) , на научных семинарах ТРИНИТИ, МБРАЗ РАН, ИФВД РАН, ИТФ им.Ландау, ИАЭ им.Курчатова, ШМ СО РАН г.Томск, Max-plank Institute (Stutgart, Germany), и опубликованы в следующих работах;

1. Вееднов М.С., Матвеев Л.В. - 0 кинетике перемещения перегиба вдоль солитонной линии. - Поверхность, 1990, Хв, стр. 17-20.

2. Больвов Л.А., Вещунов М.С., Матвеев Л.В. - 0 неустойчивости движения дислокации в пересыщенном . вакансиями кристалле. -Атомная энергия,'1991, т.70, в.6, стр.335-339.

3. Любимов Б.Я., Матвеев Л.В. - Диссипативнне процессы в кристаллах с дислокациями. - Препринт ИАЭ - 5422/ft. Москва 1991.

4. Любимов Б.Я., Матвеев Л.В. - Диссипативнне процессы в кристаллах с дислокациями. - Журнал прикладной ■ мэхгчики технической физики, 1993, » 4, стр.155-160.

5. Вещунов М.С., Матвеев Л.В. • - Спинодалышй распад твердого раствора под облучением и упорядочение пор. - Атомная энергия, принята в печать.

ИфТЦ {b.u.9 3t. ^лк.А/уЬ5Ч тир. 100^;

19 аЫА