晶体缺陷.docx

2.4刃型位错和溶质原子的相互作用在含有溶质原子的固溶体合金中，刃型位错和溶质原子之间有相互的弹性作用力。溶质原子有置换型和间隙型两种形式，下面分别加以讨论。2.4.1置换型溶质原子 比溶剂原子大的溶质原子溶入时，溶剂晶体受到溶质原子的挤压，在其周围产生压缩应力场。为了降低弹性能，这时溶质原子将受到拉应力区的吸引和压应力区的排斥。刃型位错具有拉应力区，因此溶质原子被吸引到拉应力区。若置换的铜质原子比溶剂原子小时，则溶质原子将被吸引到刃型位错的压应力区（见图2-63）。 设溶质原子比溶剂原子体积大，在的水晶压应力场作用下，其相互作用能为：若溶剂原子半径为r0,溶质原子半径为r1,则当很小时，则如溶质原处在正刃型位错的应力场中，则相互作用能为： 由此可求出刃型位错与杂质原子沿r方向的作用力大小为 溶质原子和刃型位错的相互的弹性作用称为柯垂耳效应。其结果是偏聚于刃型位错上部或下部的溶质原子对位错运动起钉扎作用。(2)间隙型溶质原子 刃型位错与间隙型的溶质原子相互作用能仍为：由于，对于正的刃型位错的压应力区，交互作用能U为 + ；对于得拉应力区，交互作用能为“”。如果U是定值，可以据此画出等能曲线（实际上是等能面），由于作用力与等能面垂直，溶质原子沿着与等能垂直的虚线向刃型位错的拉应力区流动，这样可以使刃型位错的应力得到缓和，从而使位错受到钉扎。随着时间的延长，溶质原子在刃型位错的拉应力区偏聚，使溶质原子的浓度升高，而在压应力区则溶质原子浓度降低。 铁中的C、N的溶质原子与刃型位错的结合力很强，既溶质原子与位错相互作用能的绝对值很大。在低温时，正刃型位错中心的下部偏聚的溶质原子浓度很高，这时位错处于非常稳定状态，加外力也不易使位错运动，也就是说，融质原子对位错产生极强的钉扎作用。 2.5、位错的运动与交割位错的运动与交割的性能能够说明晶体形变过程中很多现象，例如，形变过程中，临界切应力很小；位错密度随着形变而增加；形变引起强化等，而且还能说明位错与点缺陷之间的相互作用关系。因此位错运动及交割也是位错理论所讨论的重要问题之一。2.5.1单个位错运动所需的临界切应力根据位错理论的概念，位错是一种易于运动的缺陷，晶体的滑移是由于在滑移面上位错的运动而引起的，并由此而引起晶体的变形。变形过程中不少问题是从位错运动的角度来加以说明的。位错运动所需的临界切应力要比理想晶体所需的临界切应力小得多。位错的运动实质上是原子的运动。当位错移动一个原子间距时，原子移动的距离很小。图2-66 表示刃型位错运动引起晶体滑移的情况。位错移动前原子排列情况与位错移动后原子排列情况是完全相同的，而且位错的前后两个位置是对称的，均存在位能的极低点，因此这两个位置都是位错的稳定位置。位错从一个能量极低位置向另一个能量极低位置移动时，中间要经过另一个对称位置，这一位置位能最高，是一个不稳定位置。图2-67表示位错在滑移面移动时，位能的周期变化曲线。可见，位错移动要越过一定的位垒，这就形成了位错运动的阻力。 图 位错运动 图 位错移动时位能的变化 图 滑移面以上的原子在滑移面以下原子周期势场中运动位错所处的稳定位置并不是晶体的正常位置。图2-68表示滑移面以上的原子在滑移面以下的原子的周期势场中移动的情况。可见，位错所在位置对应于滑移面以下的原子周期势场中具有较高的位能的状态。位错由一个位置移动一个原子间距时，原子的移动对应图2-68 中由白球的位置移向黑球的位置。这样的原子运动只牵涉到靠近位错心部不多的几个原子，离位错较远的原子，不受位错移动的影响，因此使位错移动的切应力是很小的。 位错模型虽然可以定性的说明晶体滑移所需的应力远比刚性滑移模型所估算的理论值小，但是要定量的对实际晶体中位错运动的阻力加以计算是困难的，这是因为位错的动性和具体位错的内部构造、宽度及位向都有关系，而且这些未知的因素影响是很大的，所以目前位错运动阻力的定量估计还不一致。派耳斯和纳巴罗对于单个位错移动的临界切应力估计为：式中d代表滑移面的面间距，b代表滑移方向上的原子间距，代表位错宽度。对于一般金属，=0.3，则2=1.5d。当d=b时，计算得。这和实验值相接近。从派-纳模型可以说明滑移是容易进行的。2.5.2位错的增殖机制晶体内原来处在滑移面上的位错数目并不多，那么如何解释在形变过程中产生大量的滑移的现象呢？在完整的晶体中产生位错所需要的能量是很高的，只有在外应力接近理论屈服强度的情况下才能实现。晶体塑性形变最常见的方式是滑移，而滑移的特点就是形变量分布极不均匀，滑移引起的切变总是集中在一个个单独的滑移面上，一个滑移线上的滑移量约是103个原子间距，这就需要上千个位错的运动才能产生。因此要用位错理论来解释塑性变形，必须有一个可以在低应力作用下，能够源源不断产生位错的机制。最自然的是用原有位错的增殖来说明新位错的产生。1950年Frak和Read提出了两种位错增殖机制。1960年Gilman和Johhnston在这基础上又提出了双交滑移的位错增殖机制。（1）单轴位错增殖如图 所示。在L型位错ECD上，DC位于滑移面ABCD上，ED位于别的面上。因此，在切应力的作用下，只有DC可以滑移，而ED不能滑移。这样ED保持不动，而DC位错绕ED位错运动。开始阶段，DC是一个正刃型位错。DC转了90以后，与DC相一致，所以是右螺型位错。当DC转了180以后，成为负刃型位错。当DC转了270以后，成为左螺型位错。当DC转了360以后晶体上半部均移动了b的距离，而位错又回复到原来的位置。如切应力保持不变，则晶体可以沿着滑移面不断得滑移。这是弗兰克瑞德位错增殖机制的一种，称为单轴弗兰克瑞德平面源。 进一步分析位错线段DC在回转运动中的具体形状DC位错在转动时不应该继续保持直线形状。假定DC保持直线形状，则DC线上各点的法线方向的速度将与各点与D点间的距离成正比。但DC位错上所受的作用力却是到处都是一样的，从而使DC上各点的法线方向的速度大都一样，这样在一定的时间内，各点绕轴心D所经过的路程就应该一样。因此月靠近轴心的点，其角速度就越大，也就是在一定时间内，里面一段位错线要比外面转动更大的角度，于是，整个位错线就形成了螺旋线，犹如钟表发条一样，越上越紧，逐步达到了线7的形状。图2-72 单轴平面源的螺旋线在这一位错线的弯曲过程中，随着曲率的产生，又产生一个向心的恢复力，单位长度位错具有的向心恢复力的数值为： F1=T/RT-为位错的线张力大小，R-为位错的曲率半径。由此式可知向心恢复力与曲率半径成反比，因此离轴心近的位错受向心恢复力大，离轴心远的位错受向心恢复力小，而位错所受外加应力的作用力F值各处都是相等的，其方向恰好与向心恢复力相反。由于向心恢复力的抵消作用，使位错线实际所受作用力的值为（F-F1）是随位错的曲率半径不同而不同的，所以位错运动的线速度也是不同的，即离轴心远的位错，曲率半径大，向心恢复力小，因此线速度大；离轴心近的位错，曲率半径小，向心恢复力大，线速度小。在外应力的作用下，DC位错形成一定形状的螺旋线以后，就不会继续发展，从而达到了平衡，并且以这一形势作整体旋转。除了上述的应力状态可以使ED位错线形成转轴以外，还可以有其它方式使ED位错估定，而使DC位错旋转，形成单轴位错源。例如，位错ED和DC处于不用的原子晶面上，其中一个是密集面，另一个是非密集面，根据位错运动临街切应力的估算，非密集面的位错将固定不动，而密集面上的位错有可能绕固定位错而旋转成螺旋线。此外，也可由于杂质原子的作用以及位错网络的作用使两个位错的交点受到牵制，在一定的应力条件下，形成单轴位错源。由于单轴位错源的位错只是一个端点固定，另一个端点在晶体表面。与同样长度的双轴平面源的位错相比，根据计算使位错开始增殖的临界切应力只需要双轴的一半，所以这种表面的位错源开始活动是比较容易的，在塑性变形时（尤其是开始时），这种表面位错源将起着重要的作用。图2-71 L型位错的增殖过程（2）双轴位错增殖机制如图所示。AB位错在滑移面上，其他位错不在同一个滑移面上。在适当的外力作用下，若首先达到AB位错的临界切应力值，则AB位错开始在滑移面上运动。但由于其他位错仍固定不动，所以AB位错运动时，以A、B两点为固定点。AB位错的运动过程AB位错线在外应力的作用下，发生运动而弯曲。由于AB线上各处都受到法向力F的作用，各点移动的线速度应相同，但他们只能饶着结点A、B转动，故其角速度不同，靠近A、B处的角速度大，远离这两点处的角速度小。这样，靠近结点的位错线要导前，远离结点的这部分位错线要滞后，所以位错线在法向力F的作用下于靠近结点处发生卷曲。在上述过程中，位错的始终保持不变，故随着位错线的弯曲和扩展，各段位错线的性质也将随着改变。 点、处纯刃型位错，设原来AB为正刃型位错，则点也为正刃型位错。而点、则为负刃型位错。因此，在同一切应力作用下，位错线段、和位错线段要彼此离开，即位错圈在扩大着。点、和处都是纯螺型位错按照前面规定、是右螺型位错，、是左螺型位错。 图2-74 双轴弗兰克瑞德源 图2-75 弗兰克瑞德源的位错线和作用力方向除上面所说各点之外，位错线的其余部分则是混合型位错。此外，由于、是异号位错，当他们向相反方向运动而相遇后，在相遇处彼此抵消掉，这就使位错线断成两部分。外面部分的位错线成为封闭的位错环，在切应力的作用下要继续向外扩展，当到达晶体表面时，就产生一个原子间距的滑移。断开后的另一部分位错线仍被A、B点固定住，在线张力的作用下将恢复为原来的直线AB。在应力作用下又要重复上述的过程。这样的过程可以不断重复，每重复一次就产生一个位错环，使滑移不断地进行下去。随着一个个位错环和晶体表面相交，中央部分的滑移台阶逐渐变高，并向两侧伸展。这就解释滑移线生长过程，即晶体在受力最初出现细的滑移线，然后中央变宽，并向两侧伸展。这一双轴位错增殖机制可以说明大滑移的产生，也可以说明加工硬化。位错可以从AB位错处源源不断地产生。因此这种机制也称为弗兰克瑞德源。 （3）双交滑移机制吉尔曼和约翰斯顿提出，晶体滑移时，螺形位错可由原始滑移面转至相交的滑移面，然后又转移到与原始滑移面平行的滑移面上，即可作双交滑移运动。这种双交滑移运动过程发生后，也可以进行位错增殖。如图所示，在一个滑移面上运动的螺旋位错XY的一部分OM作交叉滑移至另一相交的面上，经过交滑移的位错线段NP又处于与初始滑移面平行的滑移平面上，即发生了交滑移，同时产生刃型位错MN、PO，起固定轴心的作用。在外应力的作用下，位错NP及位错XM和OY在各自的互相平行的滑移面上以弗兰克瑞德源机构相同的方式进行位错增殖。以上的位错增殖机制既是双交滑移机制。这一机制是吉尔曼等利用腐蚀坑的办法对LiF晶体中的位错运动惊醒大量观察提出来的，也就是在LiF晶体中很少看到弗兰克瑞德源，而位错增殖时在位错移动过程中出现的。对于体心立方晶体，很小的应力就容易引起交叉滑移，因此这种位错增殖机制在体心立方晶体中占有相当重要的地位。2.5.3位错的交割由于两位错线在相交的两个滑移面上运动，因而产生位错线的交割，其结果是在原来直的位错线上形成一段原子间距大小的曲折线段，这一位错线段通常称为位错线上的割阶。（1）两个刃型位错的交割1） 两个互相垂直的刃位错发生交截 两个相交的滑移面1、2上两个刃位错AB、CD（其柏氏矢量分别为、）互相交割，若位错CD固定不动，而AB位错沿着向量所指的方向在1平面内由上向下运动，通过1、2的交线，而与位错CD发生交割。按照位错运动所引起的宏观形变的一般定理，可知在位错AB扫过的晶面1的两侧，晶体相对作一个距离的位移。因此发生位错交割之后，位错CD被切成两段，互相错开一个的距离。整个位错变成一条折线，其中是一段短位错线，是由于位错的交割所产生的割阶。根据柏氏向量守恒性，割阶的柏氏向量仍为，因此为刃型位错。由及决定的平面，即为滑移面，这一滑移面与1面是一致的。2）两个互相平行的刃位错发生交截的情况如果两个刃位错的柏氏向量彼此平行，它们交割时，这两个位错都产生了割阶，而且割阶与其柏氏向量平行，表明此两割阶均属于螺型位错，并分别处于AB、CD的原滑移面上。为区别起见，通常把处于位错原滑移面上的割阶称为“扭折”，由于扭折能沿着原滑移面移动，故它不影响位错的滑移。而且，位错的扭折是不稳定的，一对扭折可以侧向展开而消失或相互靠拢而抵消。因此实际不能形成割阶。（2）螺型位错和刃型位错的交割如图2-82所示。不动的螺型位错CD是一个纯螺型位错，而与其交割的位错AB是一个垂直于CD的纯刃型位错。在晶体中由于纯螺型位错CD的存在，使垂直于CD的各晶面变成一个连续的螺旋面。位错AB和它的柏氏向量都是垂直于CD的，位错AB的滑移面就是这个螺旋面。在位错AB和位错CD发生交割以前，位错AB还是在一个近乎平面的滑移面上运动，而其一旦和位错CD发生了交割，也就是说，位错线AB通过螺旋面的轴心，在螺旋面上向左移动，那么这时位错AB上的A点应该走向，而B点应该走向，但、点并不处在一个平面上，而是处于相邻的两层螺旋面上，两层面之间的距离为b2。因此位错AB在和位错CD发生交割后，它变成了两段各处在相互平行而距离为b2的滑移面上。在位错AB由面跳到面的地方，有一段长度为b2的位错线段把它连接起来，而同时垂直、面，即垂直于b1，所以这一线段仍是刃型位错，而且由于它不处在滑移面、内，因此它是一个割阶。而螺型位错CD经与AB位错交割后产生一曲折线，但此曲折线段在螺型位错CD的滑移面上，它是不稳定的，因此不能形成割阶。前面所述的情况中，运动的位错都是刃型位错。由于交割产生的割阶也都是刃型位错，而且是处于运动的位错线上，所以在运动位错作整体滑移时，割阶可以跟着一起作滑移运动，而不起阻碍作用。（3）两个螺型位错的交割图表示两个相互垂直的螺型位错相交割的情况。运动的位错AB也是螺型位错，当位错AB和位错CD发生交割以后，AB应由面过渡到面，产生一个大小与相一致的割阶。线段属于刃型位错。割阶可以沿着AB位错线进行滑移。而当被迫随着AB向右运动时，线段将作攀移运动。这种运动的结果是，或者产生一系列的空位，或者形成一系列的间隙原子，要视运动的螺旋位错性质而定。显然这一攀移运动是要依靠扩散来进行的，其速度比位错滑移要慢，因此这种割阶对AB位错的滑移将起阻碍作用。 螺型位错CD的情况也相同，即经与AB螺型位错交割后，也产生一个刃型割阶，其性质也与相似。螺型位错被割阶钉扎，要继续移动，就在它的后面留下了一对拉长了的刃型位错线段，称为偶极。总之，割阶对螺位错的运动起阻碍作用，产生了阻力。（金属学书276页）以上位错交割的情况可以概括于下图 。位错相互交割的结果运动的位错固定位错交割结果被切的位错切割的位错刃型位错刃型位错刃型位错螺型位错割阶屈折屈折不变屈折割阶螺型位错刃型位错刃型位错螺型位错屈折割阶割阶不变屈折割阶由表可以总结出位错互相交割的规律：两个位错相互交割后，有可能产生屈折线段，其位向由与其相交的位错的柏氏矢量所确定。如果柏氏矢量与位错线平行，则位错不形成屈折线段而保持不变。屈折线段实际上是一位错线段，它保持原来位错线的柏氏向量。由曲折位错线短语柏氏向量确定的滑移面如果不在原来位错的滑移面上时，则屈折线段是稳定的，称之为割阶；如果此滑移面仍在原来位错的滑移面上时，则由于位错线张力的作用，是不稳定的，此曲折线段就不能成为割阶，往往可以通过位错的滑移而消失。两个螺型位错相交割形成的割阶对位错运动起阻碍作用，因为如果位错继续运动，割阶必须攀移。2.5.4位错和点缺陷的相互转化关系 如上所述，两个螺形位错的相互交割，可以形成空位或间隙原子。这是由位错的滑移运动而形成点缺陷的例子。下面再进一步讨论位错和点缺陷的相互转化关系。（1） 空位可以形成割阶及位错 当一个空位扩散到刃型位错半原子面的刃口时，一方面空位被位错线所吸引，另一方面也可形成一对异号的割阶，或使位错原有的割阶沿位错线移动一个原子间距。图2-85 空位也可以形成位错。在淬火时，大量过饱和空位可以集聚成空位片，空位片的崩塌就形成了位错圈。图2-86（2） 位错也可以形成点缺陷刃型位错的多余半原子面的刃部，可以向晶体扩散空位，与此同时，刃型位错进行攀移运动。2-85此外通过滑移面上相隔一个原子艰巨的异号刃型位错队的相互作用可以产生一系列空位或一系列间隙原子。2-86例如一根具有螺形位错分量的位错线，绕过一垂直的螺形位错，形成了A、B两段位错线处于相邻的两原子面上，这两位错线合并以后就形成一个割阶。当位错继续运动时，就会产生一列空位或间隙原子。 2-885、 位错与晶体生长晶体生长可以分为晶体表面生长及晶体内部生长两情况。晶体生长于位错有密切的关系。（1）晶体表面生长 如果晶体是处于饱和度不变的本身的蒸汽相中，那么晶体的生长问题在理论上和实验上均已经确定，即理想晶体新的表面表面层的形成是二维晶核的成核计长大过程实现的。原子倾向于在二维晶核的边缘即表面阶梯上沉积下来，从而使这个表面阶梯向前进展，直到覆盖整个晶体表面为止。晶体进一步生长要求在这一个新形成的理想表面上重新形成二维晶核。这样晶体能以一定的速度生长，就必须有一个临界过饱和度(大的临界过冷度)。 但是实际上晶体在远低于所要求的临界过饱和度的情况下，就能以显著的速度生长。其原因是有些晶体由于有一个与表面交截的螺形位错存在，能够提供一个用不消失的表面阶梯。 例如有一个与晶体表面垂直的螺形位错，其柏氏矢量与位错线平行。这个螺形位错使晶体中与其垂直的一组平行的晶面变成一组螺旋面，其螺距正好等于位错的柏氏向量，晶体表面就是螺旋面中断的地方，而这个螺旋面的边缘就有阶梯存在。如果蒸汽相的过饱和度不变，那么原子就会以一定的速度在这个阶梯上沉积，而阶梯就会以相应的速度并以位错与表面的交点为固定点而向上扩展。在旋转一周以后，阶梯转了一个完整的螺距，晶体朝柏氏向量的正方向生长了一层。 如果有两个螺型位错存在，相当于为弗兰克瑞德源，也同样可以说明晶体表面的生长情况。根据上述机制，晶体表面生长后，首先形成两个以螺旋位错为轴的螺旋形阶梯，然后这两个阶梯合并，形成一个平的台阶。一方面，这个台阶可以继续扩展；另一方面，由于晶体中有两个螺型位错存在，所以在形成平的台阶以后，又形成新的阶梯，可开始新的一层晶体的生长，而不需要二维临界晶核。这就很好地说明某些晶体表面生长的实际情况。2-92（2）晶体内部生长 这种生长机制是通过位错的攀移运动来实现的，并分为L型位错和U型位错两种攀移机制。