Поля прямолинейных дислокаций

Поля прямолинейных дислокаций [c.261]

В принципе выражение (15.32) позволяет найти упругие смещения в кристалле при произвольной форме дислокационной петли. Однако следует заметить, что общая формула (15.32) очень сложна, и вычисление поля смещений даже при простых формах линии дислокации весьма громоздко и затруднительно. В случае прямолинейной дислокации, когда имеем дело с плоской задачей теории упругости, более простым обычно оказывается непосредственное решение уравнения равновесия при условии (15.28). [c.250]

Полезно вычислить энергию упругого поля, созданного прямолинейной дислокацией в кристалле. Свободная энергия единицы длины дислокации дается интегралом [c.263]

Вернемся к формуле (16.18) и обратим внимание на неожиданную зависимость Uy от г вдали от дислокации Uy со Ь п г. Эта зависимость вполне естественна, если рассматривать смещение как потенциал поля деформаций (или напряжений), созданного прямолинейным источником. Однако вектор и имеет простой физический смысл в кристалле с изолированной дислокацией он определяет смещение атома в дислоцированной кристаллической решетке относительно равновесного положения в той же решетке без дислокации. Таким образом, оказывается, что смещения атомов, предельно удаленных от оси прямолинейной дислокации, логарифмически растут с размером кристалла. Хотя относительные смещения соседних атомов (величины которых даются тензором деформаций, пропорциональным 1/г), исчезающе малы при г оо, подобное поведение вектора смещений на больших расстояниях от дислокации вынуждает нас по-новому подойти к понятию кристаллического порядка в дислоцированной решетке. [c.267]

Значительно сложнее расчет упругих полей вокруг прямолинейной краевой дислокации (в отличие от винтовой, чисто краевая дислокация может быть криволинейной, если линия дислокации лежит в плоскости, перпендикулярной вектору Ь). Пусть ось z по-прежнему направлена по оси дислокации, а ось х — вдоль вектора Бюргерса [c.262]

Как отмечалось выше, связанное с дислокациями поле напряженш в оптических монокристаллах вызывает изменение показателя преломления. По характеру поля просветления легко определяется плоскость скольжения дислокаций. В табл. 5 приведены направления дислокационных линий и индексы плоскостей скольжения дислокацш , наблюдавшихся в монокристаллах иттрий-алюминиевого граната, выращенных в направлении [100]. Для наиболее прямолинейных дислокаций, расположенных в направлении оси роста [110], определены знак и величина вектора Бюргерса Ъ. Таким образом, для класса симметрии О/г, (к которому относится иттрий-алюминиевый гранат) и дислокаций, параллельных направлению [ПО] с вектором Бюргерса Ь вдоль [110] и [001 ], основная зависимость с учетом упругой и фотоупругой анизотропии выглядит следующим образом [c.69]

Что касается сопоставления данамической теории с экспериментом, то ранее его можно бьшо в основном провести лишь с результатами о "пробивании двойником кристалла в однородном упругом поле [57, 199—202]. Этот процесс протекает с большой скоростью и регистрируется высокоскоростной киносъемкой. В рамках динамической теории удается описать все основные стадии двойникования, в том числе и в случае приложения сосредоточенных нагрузок как для больших, так и для малых скоростей движения двойника, образованного плоским скоплением прямолинейных дислокаций. Определенную информацию об этом можно извлечь из экспериментов [198, 203, 70] на кальците, В [198, 203] изучалась динамика роста двойника под сосредоточенной нагрузкой в расширенном интервале температур. В [70] исследовалась динамика выхода двойника из кристалла. Эти эксперименты проводились над линзовидными двойниками. Большой вклад сил поверхностного натяжения приводил к настолько большим скоростям движения двойника, что он не успевал полностью подстраиваться к изменяющейся нагрузке, так что, по существу, была получена информация лишь о временном характере изменения нагрузки [196]. [c.92]

Рассмотрим упругий двойник, бесконечно протяженный и однородный вдоль оси Z и находящийся в плоском поле напряжений Oik х, у), другими словами, рассмотрим плоскую задачу теории упругости. Тонкий двойник в такой задаче эквивалентен совокупности прямолинейных двойникующих дислокаций, направленных параллельно оси 2 и распределенных по осид . Предположим далее, что дислокации распределены непрерывно вдоль оси х. [c.304]

Рассмотрим, следуя [410], плоское скопление прямолинейных винтовых дислокаций, параллельных оси z. Линейная плотность дислокаций в скоплении такова, что ее можно охарактеризовать непрерывной функцией р(х, t). В момент времени Г = О дислокации скопления начинают выходить на поверхность. Используя асимптотические решения Нацика [396] для полей излучения отдельной дислокации, запишем выражения для скоростей элементой среды и компонент тензора напряжений и а >,г,возди-кающего при этом переходного излучения [c.205]

Изменение полярности характеристик поля должно происходать и при изменении знака вектора Бюргерса. Для проверки этого предположения мы перешли к экспериментам над двойниками, образуемыми внутри кристалла, поскольку при создании таких двойников в силу закона сохранения вектора Бюргерса дислокации возникают попарно с противоположными знаками и происходит как бы поляризация скопления. Кристалл вырезался таким образом, чтобы в нем можно было создать упругий двойник, состоящий из прямолинейных отрезков винтовых двойникующих дислокаций, когда оба его конца не Выходят на боковые поверхности кристалла (рис. 8.3г). [c.214]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология