КРИСТАЛЛОГРАФИЯ, 2009, том 54, № 6, с. 1097-1104
УДК 539.389.1
Посвящается памяти В.Л. Инденбома
ПЛАСТИЧЕСКАЯ ДЕФОРМАЦИЯ УЛЬТРАМЕЛКОЗЕРНИСТОГО АЛЮМИНИЯ ПРИ ТЕМПЕРАТУРЕ 0.52 К
© 2009 г. Ю. З. Эстрин, Н. В. Исаев*, Т. В. Григорова*, В. В. Пустовалов*,
В. С. Фоменко*, С. Э. Шумилин*
Университет Монаша, Клейтон, Австралия * Физико-технический институт низких температур НАН Украины, Харьков E-mail: pustovalov@ilt.kharkov. ua Поступила в редакцию 05.03.2009 г.
Пластическая деформация ультрамелкозернистого алюминия, подвергнутого равноканальному угловому прессованию, изучена при температуре ниже температуры сверхпроводящего перехода. Исследованы кривые растяжения поликристаллов ст(в), а также влияние сверхпроводящего перехода на скачок деформирующего напряжения Дош Показано, что измельчение зерна, помимо роста деформирующего напряжения, приводит к коррелированному изменению формы зависимостей ст(в) и Дст^ст). Полученные результаты объясняются особенностями накопления дислокаций в ультрамелкозернистых поликристаллах, а также проявлением инерционных свойств дислокаций в условиях низкотемпературной пластической деформации.
PACS: 62.20.F, 62.20.-х
ВВЕДЕНИЕ
Изменение макроскопических характеристик пластической деформации металлов при сверхпроводящем переходе, обнаруженное в 1968 г., впервые показало эффективность электронного торможения дислокаций в области низких температур. Результаты дальнейших экспериментальных и теоретических исследований, проанализированные в обзоре [1], позволили сформулировать общие закономерности явления, наблюдаемого в режимах активной деформации, ползучести и релаксации напряжений. В условиях деформации с постоянной скоростью эффект проявляется в виде скачка деформирующего напряжения Аош (или Аа^) соответственно в момент разрушения или восстановления сверхпроводящего состояния за счет включения и выключения сверхкритического магнитного поля. Современные теоретические модели, которые описывают влияние УЖ-перехода из сверхпроводящего (У) в нормальное (Ж) состояние и обратно [1, 2], учитывают влияние электронного трения на флуктуационное преодоление локальных препятствий движущимися дислокациями с учетом их инерционных свойств. Существенным вкладом в развитие представлений о роли инерционного механизма движения дислокаций при сверхпроводящем переходе стали работы В.Л. Инденбома с коллегами [3—7].
Инерционный механизм предполагает, что благодаря собственной эффективной массе движущаяся дислокация преодолевает точечное препятствие путем инерционного проскакивания положения статического равновесия [8]. Инерционные свойства проявляются при малых значениях безразмерного параметра демпфирования
БЬи/л^Ь2 < 1, (1)
где В ~ Врк(Т) + Ве — коэффициент динамического трения, включающий фононную и электронную компоненты; и — скорость звука в кристалле; Ь — средняя длина дислокационного сегмента между точками закрепления (стопорами), ц — модуль сдвига, Ь — длина вектора Бюргерса. При очень низких температурах Т вкладом фононной составляющей Врк можно пренебречь по сравнению с электронной, Ве. В нормальном состоянии величина ВеЖ от температуры не зависит, но резко уменьшается при переходе в сверхпроводящее состояние. Уменьшение В в (1) при ЖУ-переходе вызывает дополнительное динамическое увеличение угла, под которым дислокация "атакует" препятствие. Это способствует анзипингу от локальных барьеров и увеличению средней площади, заметаемой дислокацией после элементарного акта открепления. В результате напряжение, необходимое для деформации кристалла с задан-
ной скоростью, уменьшается на величину А aNS = = gn — cts, равную разности напряжений в нормальном и сверхпроводящем состояниях. Амплитуда скачка зависит также от концентрации стопоров, определяющей L в (1). Согласно инерционной модели [9], учитывающей скорость набегания дислокации на локальный барьер, справедливо соотношение Agns ~ 1/lnL, однако при малых L, когда (BeNL)-1 > 1013 (Па с м)-1, величина Agns перестает зависеть от концентрации стопоров.
Ускорение, с которым движется дислокация между барьерами (на длине свободного пробега Л ~ L), учтено в [6, 7]. Было показано, что, в отличие от [9], при больших концентрациях стопоров (L < 10—7 м) величина Agns должна уменьшаться с ростом концентрации стопоров.
Статистический анализ роли инерционных эффектов при термоактивированном движении дислокаций [10] привел к аналогичным выводам о зависимости Actns от безразмерной концентрации стопоров C = aS-l/2, где a — параметр кристаллической решетки, S — средняя площадь в плоскости скольжения, приходящаяся на один стопор. Сначала рост C сопровождается ростом напряжения течения в S- и N-состояниях и соответственно ростом Agns. Однако в области больших концентраций средняя длина свободного пробега дислокаций, определяемая средним расстоянием между стопорами в направлении движения, Л ~ S/L, уменьшается настолько, что дислокация не успевает набрать скорость, достаточную для динамического анзипинга. В этой области концентраций влияние NS-перехода ослабевает.
В [4, 11] было установлено, что изменение силы электронного трения дислокаций при сверхпроводящем переходе влияет и на термически активированное открепление дислокаций от точечных препятствий. Так как в выражении для вероятности флуктуационного открепления предэкспоненциальный множитель обратно пропорционален B, переход в S-состояние приводит к разупрочнению материала. Величина разупрочнения в [11] задается выражениями
Agns = kT/V[ln( Vs/VN)],
V s/v N = BeN/Bes = 1/2[1 - exp Д( T)/kT], ( ) где v — частота попыток преодоления барьера, V = bsL — активационный объем, связанный с флуктуационным преодолением потенциального барьера, s — ширина барьера (расстояние между положениями устойчивого и неустойчивого равновесия дислокации), L = с—1/2 — расстояние между точками закрепления вдоль дислокации, с — линейная концентрация стопоров, А(Т) — ширина энергетической щели сверхпроводника, к — постоянная Больцмана. Термофлуктуационный
механизм реализуется в случае сильно демпфированных дислокаций, когда Ь > 10-7 м. В случае чистых металлов расстояние между точками закрепления, т.е. средняя длина дислокационного сегмента определяется плотностью дислокаций леса, и можно считать Ь = р-1/2, где р = р(е) — зависящая от деформации плотность дислокаций леса. Этим объясняется зависимость амплитуды скачка напряжения Аст^ от степени деформации е (или деформирующего напряжения ст).
Путем оценки активационного объема, энергии активации, эффективной длины дислокационных сегментов, коэффициента упрочнения и других экспериментально определяемых параметров удается качественно объяснить наблюдаемое в эксперименте влияние дефектной структуры на изменение пластичности материала при сверхпроводящем переходе. Однако теоретическая оценка, например, скачка напряжения Аст^ остается примерно на порядок ниже экспериментальной даже в случае монокристаллов высокой чистоты. Не нашла объяснения и слабая чувствительность величины Аст^ к степени деформации и скорости упрочнения на разных стадиях кривой упрочнения. Указанные трудности обусловлены невозможностью получить детальные сведения о дефектной структуре и ее развитии в условиях низких температур. В то же время анализ связанных с дефектной структурой феноменологических параметров теории может быть полезным не только для изучения роли электронного торможения дислокаций, но и для понимания общих вопросов физики прочности и пластичности. В этом смысле возможность изменения электронного состояния материала может рассматриваться как способ изучения дислокационных механизмов пластической деформации.
В связи со сказанным выше, представляет интерес исследовать влияние электронного состояния на пластичность металла, в котором реализуются радикальные изменения дефектной структуры и, как следствие, меняются механизмы пластической деформации. Одним из методов радикального изменения дефектной структуры материала является интенсивная предварительная деформация путем равноканального углового прессования (РКУП) [12]. В результате РКУП возникает уникальная возможность получения разных дефектных структур, отличающихся, прежде всего, размером зерен в области микронных масштабов. Исследования механического поведения таких структур, в частности, ультрамелкозернистого алюминия в области очень низких температур весьма немногочисленны [13].
С целью получить новую информацию о механизмах пластической деформации ультрамелкозернистых материалов в настоящей работе основное внимание уделено изучению скачка дефор-
Основные параметры структуры
Образец а, мкм Б, мкм бх, 10—5 рд, 1014 м-2 ре, 1012 м-2
В1 1.25 0.135 12.0 1.65 7.0
В4 1.0 0.140 5.3 1.53 1.4
В8 0.75 0.150 1.33
А 50—150 2.5—3.5 ~0.1 0.01—0.1 ~10
Примечание. аI — средний размер зерна; Б — размер области когерентного рассеяния; - величина микродеформаций; рд — плотность дислокаций в границах кристаллитов; рЕ — плотность хаотичных дислокаций внутри области когерентного рассеяния.
мирующего напряжения Дст^ при БЫ-переходе в зависимости от степени деформации (деформирующего напряжения) поликристаллов алюминия, подвергнутых РКУП. Полученные зависимости сравниваются с соответствующими зависимостями общих параметров упрочнения РКУП алюминия, изучение которых в области сверхнизких температур ранее не проводилось и, как сказано выше, представляет самостоятельный интерес.
МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА
Исследовались образцы алюминия с чистотой 99.95%, обозначенные В1, В4, В8 в соответствии с деформационной историей: 1, 4 и 8 проходов РКУП по маршруту Вс (поворот на 90° вокруг продольной оси после каждого прохода). Исходные заготовки для РКУП имели размеры 30 х 10 х х 10 мм. После РКУП из них механическим фрезерованием и электроискровой резкой получали плоские образцы в форме двойной лопатки для испытаний на растяжение. После механической полировки и травления размеры рабочей части образца составляли 10 х 3 х 0.85 мм.
Структура образцов в зависимости от числа проходов РКУП изучалась методом трансмиссионной электронной микроскопии и рентгеновской дифрактометрии. Данн
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.