Единичные кристаллы дислокации

Рис. 16.5. Развитие спирального роста кристалла, вызванное единичной винтовой дислокацией

При возрастании степени переохлаждения (т. е. при проведении кристаллизации в области низких температур) происходит агрегация мелких ромбовидных монокристаллов в дендритные кристаллы. Кроме того, обычно в большинстве случаев вместо отдельных монослоев единичных кристаллов типа показанных на рис. III.7 образуются кристаллы, состоящие из спирально закрученных тонких слоев. Рост таких кристаллов протекает по механизму так называемых винтовых (спиральных) дислокаций. [c.175]

Как видно из рисунка, единичные кристаллы полиэтилена представляют собой сочетание спиральных террас одной и той же толщины, расположенных по винтовой дислокации в единую сложную кристаллическую систему. [c.194]

Подобный же тип монокристаллов, изображенных на электронномикроскопическом снимке (рис. 46) [32], был недавно установлен для триацетата целлюлозы. Получение таких кристаллов осуществлялось медленным охлаждением 0,1%-ного раствора триацетата целлюлозы в смеси бутилового спирта и нитрометана в соотношении 2,5 1. Предварительное растворение этого эфира целлюлозы производилось нри повышенной температуре. Кристаллизация приводила к образованию хорошо ограненных единичных кристаллов с ростом винтовых дислокаций, как это происходит при кристаллизации полиэтилена. [c.194]

Холланд 82с провел систематические исследования дислокаций в единичных кристаллах полиэтилена, полученных из разбавленных растворов и модифицированных последующей термической обработкой. Единичные кристаллы, выращенные из разбавленного раствора, содержали примерно 10 линий дислокаций на 1 см . Эти дислокации, распределенные в кристалле статистически, представляли собой парциальные дислокации (т. е. в дислокацию входила только часть единичной ячейки). Вектор Бюргерса дислокации имеет компоненты > о > а плоскость атомов (110) [c.215]

Совершенно новая концепция, возникшая в результате открытия единичных кристаллов полимеров, коренным образом изменила многие представления о морфологии полимеров и о причине дифракции от больших периодов. На смену представлений о полимерах как о системах, состоящих из малых кристаллитов, погруженных в перепутанную массу случайно расположенных цепей, пришли новые представления. Было показано, что полимеры существуют в виде крупных упорядоченных образований со ступенями роста, спиральными дислокациями, дендритным характером роста, двойниками и дру-гими особенностями, свойственными поведению кристаллов низкомолекулярных веществ в процессе их роста [50]. Таким образом, полимеры не представляют собой особого случая, и было обнаружено, что к ним приложимы многие принципы традиционного описания твердого состояния. [c.223]

ИСХОДИТ перемещение дислокаций, производящих деформацию и работу. Таким образом, дислокации обладают определенной силой и мощностью. Сила дислокации пропорциональна приложенному напряжению к вектору Бюргерса (межатомное расстояние а). Для перемещения единичной дислокации в идеальном кристалле требуется следующее (минимальное) напряжение сдвига Тс [c.78]

Число линий дислокаций, пересекающих единичную площадку в кристалле, колеблется от 10 до Ю /см . [c.138]

Рассмотренный простейший механизм был использован Расой и Хирсом (1964 г.) для объяснения осевого роста НК из пара. Согласно их теории, существует три стадии процесса 1) адсорбция атомов на совершенных боковых поверхностях НК 2) поверхностная диффузия к концу кристалла и 3) присоединение атомов на конце кристалла к ступеньке, наличие которой связано С присутствием единичной аксиальной винтовой дислокации. По этой теории скорость линейного роста НК определяется уравнением [c.482]

Дислокация может перемещаться в кристалле в результате последовательно протекающих процессов, каждый из которых заключается в перемещении единичного атома из занимаемого им положения в кри- [c.509]

В работах [208-210] проанализированы также дилатационные эффекты в наноструктурных материалах. Этот анализ базируется на известном факте, что присутствие дислокаций обычно приводит к увеличению объема кристаллов [211-213]. Эти изменения объема могут быть вычислены в рамках нелинейной теории упругости. Показано [211], что относительное увеличение объема, приходящееся на участок дислокации единичной длины, равно [c.106]

Плотность дислокаций обычно выражают числом линий дислокаций, пересекающих единичную площадку в кристалле. Это число колеблется от 10 /см2 хорошего кристалла до 10 -/см для металлов, подвергнутых холодной обработке. Таким образом, расстояния между дислокациями составляют в среднем 10 —10 А, т. е. каждый элемент новерх-ности кристалла размером больше 100 А содержит по крайней мере одну дислокацию. В среднем один из тысячи атомов, расположенных на поверхности кристалла, находится вблизи дислокации. Согласно теории упругости, увеличение потенциальной энергии решетки вблизи дислокации пропорционально Ь . Ядро,или линия,дислокации находится в чрезвычайно напряженном состоянии. Химический потенциал вещества здесь настолько высок, что вещество может покидать дислокацию, оставляя за собой полость. Фрэнк [76] связывает модуль жесткости [х, поверхностное натяжение и вектор Бюргерса Ь выражением [c.217]

Единичная дислокация имеет наименьший вектор Бюргерса и минимальную энергию, если Ь лежит в плоскости плотнейшей упаковки и его направление совпадает с наиболее плотно упакованным направлением. Опыт показывает, что именно эти плоскости и направления обычно оказываются плоскостями и направлениями легкого скольжения в кристалле (см. табл. 47). [c.323]

Плотность дислокаций — это число линий дислокаций, пересекающих единичную площадку в кристалле ее размерность в СИ будет (обычно она измеряется в см ). [c.325]

Плотность дислокаций, т.е. число дислокационных линий, пересекающих единичную площадку внутри кристалла, в совершенных кри- [c.12]

Будучи термодинамически неустойчивым дефектом (обладая избыточной свободной энергией), дислокация стремится выйти на поверхность кристалла. Теория упругости позволяет приближенно оценить величину силы, с которой притягивается к поверхности расположенная параллельно поверхности краевая дислокация эта сила (так называемая сила зеркального изображения ) обратно пропорциональна расстоянию от поверхности, т. е. определяется медленно меняющимся логарифмическим потенциалом [201]. Вместе с тем выход дислокации (т. е. завершение сдвига в данной плоскости скольжения) сопровождается появлением ступеньки, ширина которой в данной точке контура плоскости скольжения равна составляющей вектора Бюргерса, лежащей в плоскости скольжения нормально к контуру. Создание каждой новой ячейки поверхности требует затраты работы порядка Ъ а, где Ъ — вектор Бюргерса дислокации (единичная трансляция). Этот потенциальный барьер простирается в глубь кристалла лишь па расстояние около полуширины дислокации (порядка нескольких 6), т. е. имеет значительную крутизну, и в непосредственной близости от поверхности определяемая им сила, препятствующая выходу дислокации, может преобладать над выталкивающей силой зеркального изображения [113]. Следует полагать, что эта сила, препятствующая перемещению выходящего на поверхность конца дислокации, становится особенно существенной в том случае, когда направление линии дислокации приближается к нормали относительно контура плоскости скольжения, и сила зеркального изображения перестает играть свою роль. [c.29]

Релаксационные процессы в ионных кристаллах многообразны, и в нашем изложении мы не исчерпали всех возможностей, не рассмотрели все мыслимые механизмы восстановления нарушенного равновесия в системе кристалл — дефекты. Мы ограничились описанием процессов образования небольших кластеров (пар, димеров, тримеров и т. п.) при взаимодействии единичных дефектов и распада подобных кластеров в процессе диссоциации. Ясно, что этим далеко не всегда ограничиваются процессы релаксации. Возникновение внутри кристалла больших кластеров (коллоидных частиц) приводит к гомогенному образованию новой фазы внутри кристалла или к возникновению ее на дислокациях. В качестве примера можно указать на выпадение примесей или коагуляцию F-центров в галогенидах щелочных кристаллов. Наиболее полное и современное изложение энергетики образования новых фаз с учетом строгих термодинамических соотношений, характеризующих равновесные свойства малых объектов, дано в книге А. И. Русанова ([19] с. 316—349). Более элементарное изложение можно найти в пособиях по химии твердого состояния (см. общую литературу в конце книги), к которым мы и отсылаем читателя. [c.257]

Среднее расстояние между дислокациями может быть оценено из их плотности п (числа дислокаций, пересекающих в кристалле площадку единичной площади) К Принимая реалистичные значения О = 100 ГПа Ь = 0,3 нм Ь = 0,01 мм К - 0,01 мм /о = 1 нм, энергию ядра, равную 0,1 Ж, получаем ] = 450 кэВ. Это значение на много порядков больше тепловой энергии атомов, что показывает невозможность термодинамически равновесного образования этого типа дефектов. [c.148]

Имеются различные модификации приведенных формул. Например, если в кристалле формируются сетки дислокаций, то, согласно [6], формула (4) остается в силе с той лишь разницей, что К должно быть заменено на среднюю длину звена сетки дислокаций. Зегер [29[ предлагает формулу (5) записывать в несколько иной форме Зд = aG p где а — константа, зависящая от характера дислокаций и от специфики их расположения. В частности, если дислокации скапливаются в группы по п штук, то подобные скопления можно рассматривать как единичные дислокации с суммарным вектором Бюргерса пЬ, располагающиеся на расстоянии (р/и) / [30-г32]. Из (5) следует, что для подобного распределения дислокаций амплитуда внутреннего поля по порядку величины [c.267]

Нами были получены кристаллы правильной геометрической формы (гексагональной) непосредственно из аморфного изотактического ПС, находящегося в твердом состоянии. На рис. 5, д видны шестигранные кристаллы. Можно проследить, как края кристаллов заворачиваются, на некоторых видны складки, что в дальнейшем приводит к образованию снопов и сферр-литов. Часто рост кристаллов из плоскостей происходит по винтовой дислокации, что хорошо видно на рис. 5, е. Таким образом, изотактический ПС дал возможность с исключительной наглядностью проследить процесс возникновения сферолитов и единичных кристаллов из плоскостей. [c.184]

Гейлполагает, что кристаллизация из расплава начинается с образования индивидуальной изолированной пластины единичного кристалла (называемой первичной пластиной), которая строится из сложенных цепей. Развитие сферолита происходит путем образования вторичной пластины, растущей на винтовой дислокации в первичной пластине. Вторичная пластина, по существу идентична первичной и первоначально имеет ту же самую ориентацию. В отличие от этих представлений Найгиш считает, что зарождение сферолитов может происходить вследствие роста фибрилл вдоль оси Ь в субмикроскопических единичных кристаллах. [c.198]

В настоящее время получено большое разнообразие единичных кристаллов различной морфологии, особенно для линейного полиэтилена. Наиболее часто наблюдалось образование кристаллов полиэтилена террасоподобного вида з . Ю4, юэ, ш, И7,199, гоз, гзз показанных на рис. 28 и 29 (см. вклейку в конце книги). Кристалл, микрофотография которого приведена на рис. 28, построен по типу сдвоенной винтовой дислокации, рассматриваемой в теории Фран- [c.200]

Факт, что плотность упаковки цепей в кристаллах моноклинной модификации близка к плотности дефектных областей в орторомбической решетке, позволил Холланду высказать предположение о том, что моноклинная фаза связана с формированием парциальных дислокаций и сопутствующих им объемных дефектов. Та же самая моноклинная форма кристаллов полиэтилена наблюдалась под воздействием сдвиговых напряжений, а Гейл с сотрудниками наблюдали образование этой модификации при растяжении единичных кристаллов. Поэтому можно заключить, что деформации играют важную роль в морфологии кристаллов полиэтилена. [c.215]

Локальные давления в кристаллической решетке возникают также в окрестности точечных дефектов — вакансий и примесных атомов. Связанная с вакансиями избыточная энергия решетки не превосходит 1 эВ на одну вакансию, т. е. почти на порядок меньше, чем для единичной Дислокации. Хотя суммарная энергия кристалла, связанная с вакансиями, может достигать существенной величины, эффект их влияния на растворение ничтожно мал. Действительно, подстановка этого значения энергии моновакансии в уравнения, аналогичные (111), дает совершенно ничтожную величину эффекта, а образование дивакансий, тривакан-сий и т. д. ничего не меняет, поскольку в отличие от плоских скоплений дислокаций энергия каждой кооперированной вакансии меньше, чем изолированной. Во всяком случае эффект не может превосходить величины, соответствующей равномерно распределенным в объеме дислокациям. [c.114]

Большинством исследователей давно было признано, что наблюдаемое уменьшение теплот хемосорбции с покрытием поверхности, особенно на начальных стадиях процесса адсорбции, может быть также частично обусловлено биографической неоднородностью. Весьма вероятно, что преимущественно будут заполняться места, обладающие высокой энергией адсорбции, как, например, ступени Френкеля, дислокации и ребра кристаллов. Однако эти места преимущественной адсорбции составляют в целом только малую часть всей поверхности и естественно предположить, что после того как они будут заполнены, их влиянием на Q можно будет пренебречь. Таким образом, простая модель активных мест не может объяснить зависимости Q от 0 при больших заполнениях поверхности. Однако имеется возможность обойти это затруднение, если принять для поверхности более динамичную модель. Нет оснований а priori считать, что дефект поверхности является неподвижным и как бы закрепленным на месте, а его передвижение во время хемосорбции дает возможность единичному дефекту посетить и активировать целый ряд адсорбционных мест. С другой стороны, если при температуре опыта вторичные процессы, протекающие в адсорбированном слое, способны создавать новые места для адсорбции или регенерировать исходные, то вновь можно себе представить, как дефекты будут влиять на хемосорбцию большого числа атомов. Так, например, регенерация дефекта может произойти как в результате поверхностной диффузии атомов от дефекта после диссоциации молекулы, так и в результате миграции хемосорбированных атомов (например, атомов Н) в междуузельные положения. Хемосорбция кислорода на некоторых металлах (например, меди, железе, кобальте) неотличима от окисления, так как после начальной стадии хемосорбции атомы металла мигрируют при 20° С (и даже при более низких [c.500]

Рассмотрим круговую призматическую петлю, лежащую в плоскости хОу. Введем единичный вектор нормали к плоскости призматической дислокации п и свяжем его направление с направлением обхода дислокационной петли (например, по правилу винта . Оказывается, что в зависимости от взаимной ориентации п и вектора Бюргерса Ь призматические дислокации делятся на два типа 1) пЬ = Ь > О и 2) пЬ == —Ь < 0., Дислокации первого типа ограничивают участки лишнего материала, внедренного в кристаллическую решетку (рис. 110, верхняя схема). Поскольку лишний материал образует моноатомный слой, то его можно представить себе как макроскопическое плоское скопление междоузельных атомов. На этом основании соответствующие призматические дислокации будем называть дислокациями междоузельного типа или просто междо-узельными дислокациями (МД). Дислокации второго типа ограничивают участки кристаллической плоскости, с которых как бы удален материал (рис. 110, нижняя схема). Очерченную такой дислокацией часть атомной плоскости можно считать заполненной моноатомным слоем вакансий, поэтому соответствующую петлю мы будем называть дислокацией вакансионного типа, вакансионной дислокацией (ВД). Приведенные выше названия призматических дислокаций двух типов связаны также с возможным механизмом их образования. Дело в том, что при значительном пересыщении междоузельные атомы в кристалле коагулируют и собираются в плоские диски. Когда такой диск простирается на макроскопическое расстояние, его контур превращается в междоузельную дислокацию. Аналогично может возникнуть плоское скопление вакансий, образующее сплющенную полость в кристалле. Если радиус этого скопления значительно превышает межатомное расстояние, то противолежащие друг другу берега полости сближаются до межатомного расстояния, и полость захлопывается. Контур захлопнувшейся полости превращается в вакансионную дислокацию. [c.320]

Допустим теперь, что кристаллический образец содержит призматические дислокации двух типов (МД и ВД), различным образом ориентированных в пространстве. Предположим, что кристалл подвергнут растяжению вдоль оси г (а = (т) и рассмотрим упругую силу, действующую на единичный элемент длины дислокационной петли при подобном нагружении. Эта сила складывается из двух частей. Во-первых, имеется упомянутое выше упругое самодействие искривленной дислокации, проявляющееся в линейном натяжении и приводящее к силе ОЬУЯ, которая стремится уменьшить размеры дислокации и направлена в плоскости петли к ее центру. Во-вторых, в параллельном направлении (направлении переползания дислокации) действует упругая сила = Ьп а скп , где знак плюс относится к междоузельной дислокации, а знак минус — к вакансионной дислокации. Если отличен от нуля только элемент = а тензора напряжений, мы имеем [c.321]

В нем учтена вероятность й = Сса/См того, что вакансия и атом окажутся в положении ближайших соседей ядра дислокации в слое толщиной Я, параллельном поверхности раздела единичной площади С1 — концентрация вакансий, Смконцентрация узлов в совершенном кристалле. [c.264]

Число наблюдаемых скачков возрастает с уменьшением их величины (во всяком случае, до 250—300 А) большая вероятность появления малых скачков показывает, что минимальной величины скачка, по-видимому, не существует. Напротив, следует говорить о верхней границе элементарного сдвига, локализованного в одной зоне скольжения. Такой характерной величиною скачка следует признать сдвиг на 400—500 Ъ ( единичный скачок ) лавинные сдвиги этой величины и меньшие являются элементарными, т. е. локализованы в одной зоне скольжения. В сопоставлении с представлением о природе деформационных скачков как о формировании и быстром выходе дислокационных лавин это означает, что при данных условиях, т. е. при скалывающих напряжениях 10 дн1см и диаметре монокристалла < 1 мм, в узкой зоне близко расположенных плоскостей скольжения может образоваться дислокационная лавина, содержащая до 10 дислокаций. (Вероятность распространения лавинного сдвигообразования на другие сечения кристалла существенно зависит от инерционности прйбора.) [112, 196, 198]. [c.78]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология