ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СИНХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ, 2013, № 3, с. 17-24
УДК 539.5;548.4
МОЛЕКУЛЯРНО-ДИНАМИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ДИСЛОКАЦИЙ С РАДИАЦИОННЫМИ ДЕФЕКТАМИ В АУСТЕНИТНЫХ СПЛАВАХ Ре-М-Сг © 2013 г. А. В. Бакаев1, 2, Д. А. Терентьев2, Е. Е. Журкин1, П. Ю. Григорьев1
1Санкт-Петербургский государственный политехнический университет, Санкт-Петербург, Россия 2Бельгийский центр ядерных исследований 8СКСЕЫ, Мол, Бельгия Поступила в редакцию 17.07.2012 г.
Методом классической молекулярной динамики проведено теоретическое исследование взаимодействия дислокаций с типичными радиационными дефектами в аустенитном сплаве Fe—Nil0—Cr20. В результате получен набор механизмов взаимодействий и соответствующих им значений критического напряжения, необходимого для отрыва дислокации от препятствия, при различных температурах и геометрии взаимодействия.
Б01: 10.7868/80207352813030062
ВВЕДЕНИЕ
В настоящее время аустенитные стали 304Ь и 316Ь (их российскими аналогами являются марки сталей 03Х18Н11 и 03Х16Н15М3, соответственно) используются в качестве конструкционных материалов для ряда компонентов активной зоны ядерных реакторов. Их применение обусловлено хорошими служебными характеристиками (прочность, пластичность, коррозионная стойкость идр.). Однако в процессе эксплуатации материалы подвержены радиационному охрупчиванию, которое вызвано накоплением и ростом радиационных дефектов, возникающих в результате воздействия потока быстрых нейтронов на материал [1]. Как показано в ряде экспериментальных работ [2—4], для аустенитных сталей 304Ь и 316Ь преобладающим типом дефектов, которые возникают при нейтронном облучении, являются дислокационные петли Франка (преимущественно межузельного типа).
Физическим механизмом радиационного упрочнения и охрупчивания является взаимодействие радиационных дефектов (в случае аустенит-ных сталей — петель Франка) с движущимися дислокациями. Радиационные дефекты действуют как барьеры, которые препятствуют движению дислокаций в своих плоскостях скольжения, и тем самым приводят к возрастанию предела текучести материала [5]. Будучи по своей природе дислокационными дефектами, петли Франка вступают в дислокационные реакции с подвижными дислокациями, в результате чего может происходить поглощение петель, что, в свою очередь, приводит к возникновению зон, свободных от радиационных дефектов. При этом материал становится негомогенным. Существование таких зон может вызывать локализованную пластическую деформацию, что принято
считать причиной преждевременного охрупчива-ния материала [6]. Поэтому изучение взаимодействия подвижных дислокаций с петлями Франка необходимо для понимания процессов пластической деформации облученных аустенитных сталей и возможного предсказания их преждевременного охрупчивания.
Экспериментальное исследование влияния нейтронного облучения и последующий анализ образцов — крайне дорогостоящие процессы. На практике иногда используют облучение ускоренными ионами с целью имитирования воздействия быстрых нейтронов на материалы [1, 7], поскольку в этом случае удается избежать остаточной радиоактивности исследуемых образцов и таким образом несколько упростить эксперимент. Однако при этом усложняется интерпретация результатов анализа таких эффектов. К тому же, типичные размеры дислокационных петель, обнаруженных в облученных аустенитных сталях [2—4], составляют 1—50 нм, что существенно ограничивает возможности экспериментального исследования взаимодействия дислокаций с данными дефектами. Поэтому существует необходимость в альтернативных способах исследования механизмов пластической деформации облученных материалов. В настоящее время атомистическое численное моделирование рассматривается как перспективный способ получения дополнительной информации о влиянии радиационного облучения на свойства материалов на атомарном масштабе расстояний [8, 9].
Метод классической молекулярной динамики (МД) является мощным инструментом для исследования взаимодействия дислокаций и дефектов, который позволяет рассматривать до-
статочно большие кристаллы и варьировать условия внешней нагрузки [5, 9]. Взаимодействие дислокаций и радиационных дефектов уже было изучено в чистых металлах (таких как алюминий, никель, медь), имеющих гранецентрированную кубическую (ГЦК) кристаллическую решетку [10— 13]. Однако аустенитные сплавы марки 03Х18Н11 (также имеющие ГЦК-решетку) характеризуются низким значением величины энергии дефекта упаковки (ЭДУ) ~20 мДж/м2 и относительно высоким значением модуля упругости G = 80 ГПа, что не реализуются ни в одном из чистых ГЦК-мате-риалов.
Как следствие, необходимо дополнительное исследование влияния высокой концентрации легирующих элементов при вышеуказанном соотношении величин ЭДУ и G на основные результаты, полученные ранее для чистых ГЦК-материалов. При этом также необходимо исследовать особенности взаимодействий дислокаций с петлями Франка в сплавах со свойствами, соответствующими аусте-нитным сталям. Поскольку основными легирующими компонентами нержавеющей аустенитной стали марки 03Х18Н11 являются никель и хром, сплав Fe—Ni10%—Cr20% может быть использован как модельный для изучения свойств данных сталей.
Целью настоящей работы является исследование на атомарном уровне механизмов взаимодействия винтовых дислокаций с петлями Франка в модельном сплаве Fe—Ni10%—Cr20% с помощью метода классической молекулярной динамики. В частности, проведено моделирование взаимодействия винтовой дислокации и петли Франка при варьировании размера дефекта в пределах 2—5 нм для различных температур материала (T = 300—900 K). В результате охарактеризованы механизмы взаимодействия и рассчитано критическое значение напряжения, необходимое для преодоления препятствия дислокацией, в зависимости от условий нагрузки.
МЕТОДИКА МОДЕЛИРОВАНИЯ
В данной работе был использован метод классической молекулярной динамики [14] с применением многочастичного потенциала межатомного взаимодействия, основанного на модели погруженного атома [15]. Используемый потенциал [16] был специально разработан и оптимизирован для атомистического моделирования механических свойств модельных аустенитных сплавов Fe—Ni—Cr с низкой ЭДУ и высоким значением G.
Моделирование дислокации проводилось в рамках модели периодических дислокаций [17]. Оси декартовой системы координат X, Y, Z, параллельные граням модельного кристалла, были ориентированы вдоль кристаллографических направлений [110], [112], [ 111] соответственно. Пе-
риодические граничные условия применялись вдоль осей X, Y. Плоскости граней бокса (111) являлись свободными поверхностями, перпендикулярными оси Z. Размеры модельного кристалла составляли 113.1a0 х 121.9a0 х 27.7a0 (где a0 — постоянная решетки, равная 3.52196 А), при этом он состоял из порядка 1.5 миллионов атомов. Шаг интегрирования уравнений движения атомов был равен 5 фс.
Внешняя нагрузка была реализована путем пошагового сдвига нескольких верхних атомных плоскостей (111) модельного кристалла вдоль направления [110]. Атомы в этих слоях жестко фиксированы в своих позициях, и интегрирование уравнений Ньютона для них не производится. Скорость приложения внешней нагрузки (путем сдвига) была равна 30 х 106 с-1, что соответствует скорости движения дислокации 50 м/c. Атомы в нижних слоях кристалла также были жестко зафиксированы в своих начальных позициях, и результирующее напряжение сдвига, вызванное сдвигом верхних слоев кристалла, определялось исходя из расчета силы, действующей на нижний фиксированный слой атомов в направлении приложенной нагрузки.
В работе было рассмотрено движение винтовой дислокации с вектором Бюргерса 1/2 [110] в плоскости скольжения (111) в кристалле, содержащем петлю Франка с вектором Бюргерса 1/3 [111], 1/3 [111] либо 1/3 [111] и плоскостями залегания (111), (111) либо (111) соответственно. Исследовались случаи сближения дислокации и петли Франка, когда дислокация двигалась вдоль направления [112], так и случаи обратного направления движения дислокации - вдоль направления [1 12]. Все дислокационные петли рассматривались в межузельной конфигурации. Они создавались в модельном кристалле путем внедрения фрагментов атомных плоскостей в форме диска, с учетом соответствующей ориентации вектора Бюргерса.
Для атомных конфигураций, содержащих дислокацию и петлю Франка, была проведена процедура релаксации (минимизации энергии кристалла) при нулевой температуре, а затем полученная конфигурация использовалась в качестве начальной для молекулярно-динамического моделирования при конечных температурах T = 300, 600, 900 K. Температура модельного кристалла инициализировалась путем сообщения скоростей каждому из атомов согласно следующей процедуре. Вначале всем атомам системы задавались импульсы согласно распределению Максвелла для температуры 2 х T (где T - требуемая температура), затем рассчитывался полный импульс системы, после чего проводился одновременный пере-
Предел текучести для движения дислокации в сплаве Fe—Ni10—Cr20 при различных температурах в отсутствие радиационных дефектов и средние значения максимального приложенного напряжения (за вычетом предела текучести) при прохождении дислокацией петли Франка в зависимости от размера петли и температуры. Предел текучести рассчитывался путем усреднения результирующего напряжения сдвига за время 600 фс
Температура, K Предел текучести, МПа Размер петли Франка, нм Среднее значение максимального приложенного напряжения, МПа
300 121 2 131
5 298
600 86 2 10
5 235
900 66 2 85
5 193
счет всех скоростей таким образом, чтобы обнулить полный импульс системы. Для установления динамического равновесия использовали следующую процедуру: на протяжении 10000 шагов по времени происходит интегрирование уравнений движения, при этом через каждые 100 шагов импульсы от всех атомов переформируются таким образом, чтобы полная кинетическая энергия системы соответствовала желаемой температуре. После этого реализуется процедура приложения внешней нагрузки согласно вышеописанному алгоритму.
Плотность дислокаций составляла 2.387 х х 10
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.