[1] Специальные Вопросы Технологии Радиоматериалов (987496), страница 11

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 11)

Вакансии и междуузельные атомы могут передвигаться по объему кристалла, они могут также существовать в тер­модинамическом равновесии в кристалле при конечной тем­пературе. Равновесная концентрация этих дефектов может быть определена из закона действия масс

N= A ехр(—E/KT), (1.9.1)

где N—концентрация дефектов при данной температуре; Е — энергия образования дефекта; А—константа для дефек­та данного вида. В случае ионных кристаллических решеток на условия образования точечных дефектов накладывается требование электронейтральности. Предположим, что энергия образования катионной вакансии меньше, чем анионной. Когда кристалл при высокой температуре приходит в равновес­ное состояние, в нем на первом этапе будет образовываться больше катионных вакансий, чем анионных; вакансии эти образуются, например, на линиях дислокаций. Тем самым создается электрическое поле, препятствующее дальнейшему стоку катионных вакансий и облегчающее образование ани­онных. В равновесном состоянии кристалл будет содержать одинаковое количество тех и других вакансий. Отметим при этом, что если в этот момент систему резко охладить, то ко­личество дефектов в ней останется прежним, т. е. они как бы «заморозятся», не успев релаксировать. Примесные атомы в соответствии с их воздействием на электрофизические свой­ства кристаллов можно разделить на электрически активные и неактивные (при данных условиях). Электрическая актив­ность может быть однозначна (донор или акцептор), но в ряде случаев наблюдается и амфотерная активность; часть примеси проявляет донорные свойства, часть акцепторные. Большое влияние дефектность кристалла оказывает на такие структурно-чувствительные характеристики материала, как время жизни носителей заряда, определяя в некоторых слу­чаях механизмы рассеяния. Вопрос о том, как искажается решетка вблизи точечного дефекта, в настоящее время нель­зя считать полностью ясным. Оценка деформации решетки вблизи вакансии в гранецентрированной кристаллической решетке показала, что если разбить окружающие дефект атомы на слои с радиусами a₀ k (k=1, 2, 3 ...), то первый слой будет смещаться в сторону дефекта, второй—от дефек­та, третий и четвертый — от дефекта ... Расчеты показывают также, что деформация решетки анизотропна и помимо ис­кажений происходит поляризация решетки в этой же обла­сти. В случае ионных связей, например в NaCl, вблизи обра­зовавшейся анионной вакансии устанавливается новое рас­пределение зарядов. Положительный заряд, сосредоточенный у анионной вакансии, будет способствовать захвату ею элект­рона. Если это произойдет и вакансия станет нейтральной, то образуется точечный дефект, называемый F-центром. Ана­логично в случае образования катионной вакансии, когда удаление положительного заряда из решетки NaCl равно­сильно введению на это место точечного отрицательного за­ряда. Нейтральная катионная вакансия была названа V₁-центром. На рис. 1.9.2 приведены схемы центров окраски (Зейтцу), названные так вследствие окрашивания содержа­щего их материала. Так, электрон, будучи локализован на анионной вакансии в NaCl, образует водородоподобную си­стему и его переход из одного состояния в другое аналогичен переходу 1s—2p в атоме водорода и вызывает появление по­лос в спектре поглощения.

Р
ис.1.9.2. Схемы различных центров окраски в щелочно-галлоидных кристаллах по Зейтцу

Дислокациями называются линейные дефекты кристалли­ческой решетки, нарушающие правильное чередование атом­ных плоскостей. Геометрически дислокация полностью опре­деляется вектором Бюргерса.

Рассмотрим два типа кристаллической решетки: один идеальный (решетка не содержит линейных дефектов), дру­гой, содержащий дислокацию (реальная решетка), и уста­новим взаимооднозначное соответствие между атомами ре­альной и идеальной решеток. Области реального кристалла, в которых это соответствие выполняется, назовем областями «хорошего» кристалла, а области, где соответствия нет, — «плохого» кристалла.

Франк ввел понятие «контура Бюргерса», т. е. контура, который можно провести в решетке реального кристалла, не выходя из области «хорошего» кристалла.

Р
ис. 1.9.3: a — поперечное сечение реального кристалла, вклю­чающего область «плохого» кристалла В; б — поперечное се­чение идеального кристалла

На рис. 1.9.3 приведена схема контура Бюргерса в реаль­ной и идеальной решетках. Построим в решетке реального кристалла контур Бюргерса при условии рассмотрения гомо­генной фазы. Если теперь в идеальном кристалле построить контур Бюргерса по тем же местам решетки, то его конеч­ная точка не совпадет с начальной, причем вектор, соединя­ющий эти точки, «вектор Бюргерса», является важным фак­тором, определяющим геометрию рассматриваемой дислока­ции. Более полно вектор Бюргерса определяется, например, в работах В. Л. Инденбома и А. Н. Орлова: «... вектор, рав­ный циркуляции вектора смещения U_L по произвольному контуру L, охватывающему дислокацию»

b_i = Ф_L*Y_i /X_i *dX_i (1.9.2)

Из вышесказанного следует, что вектор Бюргерса равен или кратен вектору трансляции решетки. Определим плос­кость скольжения как плоскость, проходящую через линию дислокаций, и вектор Бюргерса. Ориентация дислокации в кристалле описывается обычно по отношению к вектору Бюр­герса. Если угол между линией дислокации и вектором ра­вен 90°, такая дислокация называется «краевой», если равен нулю, т. е. вектор Бюргерса и линия дислокации параллельны друг другу, мы имеем дело с «винтовой» дислокацией. В этом случае рассматриваемый кристалл как бы состоит из одной атомной плоскости, изогнутой по винтовой поверхно­сти. В случае «смешанной» дислокации угол между ней и вектором Бюргерса может быть произвольным. В силу оп­ределения понятия дислокации, линии дислокации не могут обрываться внутри кристалла, они должны либо замыкаться сами на себе, образуя дислокационные петли, либо выходить на свободную поверхность (дефект более общего типа), ли­бо разветвляться на другие дислокации. В случае разветвле­ния дислокаций справедливо правило, согласно которому сумма векторов Бюргерса, разветвляющихся дислокаций, равна нулю, если считать все дислокации идущими в точку разветвления.

Выше мы привели определения так называемых «полных» дислокаций. Поверхностные дефекты кристалла, например, границы блоков, могут состоять из рядов и сеток дислока­ций.

На рис. 1.9.4 показано, как три краевых дислокации, рас­положенные одна под другой, образуют наклонную границу. Если рассматривать несколько винтовых дислокаций, расположенных аналогичным способом, то можно увидеть, что они могут образовать скрученную грани­цу. Границы дефектов упаковки, обры­вающихся внутри кристалла, составля­ют «частичные» дислокации. Для на­хождения вектора Бюргерса частичной дислокации замкнутый контур Бюргерса строится не в идеальной решетке, как это делается для полных дислокаций, описанных выше, а для решетки, имею­щей сквозной дефект упаковки. Вследст­вие такого построения вектор Бюргерса частичной дислокации меньше вектора трансляции решетки.

Рассмотрим некоторые свойства дис­локаций. Поле напряжений вокруг дис­локаций может взаимодействовать с другими источниками внутренних напряжений, например, атомами примеси. Атомы примеси, оседая на дислокациях, образуют области повышенной по отношению к соседним местам концентрации примесей — «атмосферы Котрелла», — названной по имени уче­ного, подробно рассмотревшего этот процесс.

Рис. 1.9.4. Схема простой наклонной границы с углом , построенной из параллельных краевых дислокаций

Было показа­но, что энергия упругого взаимодействия примесного атома с радиусом

r=r₀ (1-) (1.9.3)

с краевой дислокацией в кристалле, состоящем из атомов с радиусом r₀, определяется величиной , характеризующей разницу между r₀ и r', а также свойствами материала и мо­жет быть оценена по формуле

(1.9.4)

где  — коэффициент Пуассона;  — модуль сдвига; R,  — полярные координаты атома относительно плоскости сколь­жения.

Е сли атом примеси имеет радиус больший, чем основные атомы кристалла, то исходя из формулы. (1.9.4) можно пока­зать, что рассматриваемый примесный атом будет в резуль­тате взаимодействия с решеткой выталкиваться из сжатой области поля дислокации (Рис. 1.9.4) и втягиваться в растя­нутую. Диффузия атомов примеси к дислокации происходит в поле силы которая сообщает им некоторую скорость дрейфа

(1.9.5)

где D — коэффициент диффузии примеси. Котрелл показал, что число примесных атомов, которые осели на дислокации единичной длины за время t, может быть оценено в начале процесса диффузии по формуле

для более поздних стадий

n(t)=an₀(A D t /(KT))^2/3 (1.9.6)

где n₀ — концентрация примеси, см^-3; a=3(/2)^1/3; для более поздних стадий

(1.9.7)

где N_Д - плотность дислокации на см².

Взаимодействие атомов примеси с дислокациями зависит от температуры. Образование «атмосферы» Котрелла при U>KT может смениться ее испарением, когда становится U<KT. Некоторые исследователи экспериментально и тео­ретически показали, что образование «атмосфер Котрелла» приводит к упрочнению материала вследствие того, что по­добные скопления примесей блокируют дислокации, сильно затрудняя их подвижность.

Механизмы движения дислокаций могут иметь различную природу. Так, например, различают перемещения в плоско­сти скольжения — «консервативное» движение. Скольжение и перемещение, при которых дислокация выходит из плоско­сти скольжения, — «неконсервативное» движение.

В случае пересечения двух дислокаций, испытывающих консервативное движение, на них образуются ступеньки, ко­торые при дальнейшем движении дислокаций перемещают­ся, оставляя за собой группы вакансий или атомов в междуузлии. Таким образом, движение дислокаций приводит не только к появлению новых дислокаций, как это будет пока­зано ниже, но и к появлению значительного числа точечных дефектов. Для того чтобы дислокация в результате пласти­ческой деформации начала перемещаться в плоскости сколь­жения, необходимо, чтобы касательное напряжение  в этой плоскости достигло некоторой величины _р, величина которой зависит от параметров материала и свойств рассматривае­мой дислокации, причем эта величина тем больше, чем боль­ше параметр решетки, и уменьшается с увеличением вели­чины вектора Бюргерса. Повышение температуры ведет к уменьшению величины _р. Вполне очевидно, что различные факторы, вызванные условиями, в которых вынуждена пере­мещаться дислокация, такие как присутствие атомов приме­си, других дислокаций, точечных и объемных дефектов ока­зывают непосредственное влияние на процесс перемещения дислокаций. Причины, вызывающие появление дислокаций в кристаллах, могут быть различными. Разберем некоторые из них. Одним из возможных источников дислокаций являются так называемые «источники Франка—Рида». Если мы имеем в кристалле дислокационную сетку, то для некоторых отрез­ков этой сетки величина _р может быть достаточно низка, в то время как точки на краях этого отрезка можно считать закрепленными на месте, например, в том случае, когда точ­ки т и п являются точками разветвления, причем отходя­щие от этих точек дислокации (показаны штриховой линией) не лежат в плоскостях скольжения (рис. 1.9.5). Если к крис­таллу приложено напряжение, стремящееся сдвинуть дислокацию в направлении, указанном стрелкой, то дислокация - последовательно во времени будет принимать формы, обоз­наченные на рис. 1.9.5 цифрами 1-6. Если мы рассмотрим те­перь дислокацию в положении 5, то можно заметить, что область кристалла внутри петли подвергнута одинаковому сдвигу и при встрече эти границы (на рис. 1.9.5 они отмечены двойной линией) исчезнут, в результате чего останется дис­локационная петля 6, которая может расширяться, и участок дислокации между точками тип —7, который может пов­торить вышеописанный процесс.

Р
ис, 1.9.5. Источник Франка—Рида Рис.1.9.6. Источник Франка
с двумя закрепленными точками -Рида с одной закрепленной

точкой

На рис. 1.9.6 показан источ­ник Франка—Рида с одной точкой закрепления «, находя­щейся вблизи свободной поверхности кристалла, обозначен­ного прямой т—т'. Под действием напряжения, приложен­ного в направлении, указанном стрелкой, дислокационная линия 1 начинает последовательно проходить положения 1-6, в результате чего образуются полупетли типа 6 и но­вые отрезки типа 6', которые могут продолжать генериро­вать новые дислокационные полупетли.

Характеристики

Список файлов учебной работы