ВУЗ:
Составители:
Таким образом, предложена модель, учитывающая реальное распределение дислокаций в границах
двойников и приводящая к менее "жестким" условиям зарождения микротрещин. Из рассмотренных
моделей наименьшие критические параметры (критическое расстояние, критическое напряжение заро-
ждения микротрещины) имеет двойник с асимметричным расположением дислокаций в его границах.
Сформулированы аналитические выражения условия зарождения трещины в вершинах и на грани-
цах двойников. Определены критические расстояния и соответствующие им критические напряжения
зарождения микротрещины при использовании силового и термоактивиро-
ванного подходов. Для всех рассмотренных случаев термоактивированному критерию соответствуют
меньшие по величине критические напряжения.
Определены критические расстояния и соответствующие им критические напряжения зарождения
трещины в вершинах и на границах двойников в ряде металлов с ОЦК и ГЦК решетками в предположе-
нии отсутствия скольжения. Показано, что для всех рассмотренных металлов зарождение разрушения
также предпочтительнее при термоактивированном слиянии головных дислокаций (энергия активации 1
эВ).
Роль термических флуктуаций наиболее заметна в металлах с малыми значениями модуля сдвига,
для которых критическое расстояние между головными дислокациями может составлять величину
≈
7b
и более. С повышением значения модуля сдвига для всех рассмотренных металлов отмечается сближе-
ние критических расстояний между головными дислокациями, определяемых по обоим механизмам.
ГЛАВА 13
ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ПОЛЯ СКОПЛЕНИЙ
ЗАРЯЖЕННЫХ ДИСЛОКАЦИЙ
Интерес к дислокационным скоплениям в значительной мере обусловлен тем, что они относятся
к интенсивным концентраторам упругих напряжений, определяющих во многом эволюцию дефект-
ной структуры кристалла. Начиная с основополагающей работы Эшелби, Франка и Набарро [131],
задача отыскания распределения напряжений в вершине скопления рассматривалась многими авто-
рами [267 – 272]. При этом используются два способа описания дислокационных скоплений: дис-
кретный и континуальный.
В первом [131, 273 – 275] дислокации рассматриваются как набор линейных источников внутрен-
них напряжений. Задача о распределении дислокаций в скоплении сводится к решению нелинейной
системы алгебраических уравнений равновесия относительно координат дислокаций x
i
. С помощью
подхода аналитически можно рассмотреть лишь ограниченный круг задач для сравнительно простых
законов изменения внешнего напряжения (однородное, линейно меняющееся, описываемое полиноми-
альной функцией) и условий закрепления головных дислокаций. Большая часть результатов, относя-
щаяся к более геометрически сложным дислокационным конфигурациям и неоднородным полям внеш-
них напряжений [276, 277], получена этим методом с помощью численных расчетов.
В континуальном представлении [268, 278] распределение дислокаций описывается с помощью
функции
()
xρ , имеющей смысл плотности вектора Бюргерса. Условие равновесия дислокаций в этом
случае сводится к сингулярному интегральному уравнению с ядром типа Коши для функции
(
)
xρ . Ме-
тоды решения таких уравнений хорошо развиты [279], поэтому задача о равновесном распределении
дислокаций в скоплении может быть решена для широкого класса функций
()
xτ , описывающих зависи-
мость внешнего касательного напряжения в плоскости скопления от координаты дислокаций.
Основное преимущество дискретного представления заключается в его адекватности реальному
процессу пластической деформации, поскольку радиус ядра дислокации (порядка вектора Бюргерса b)
обычно меньше расстояний между ними. Однако решения, получаемые с его помощью, не обладают
общностью, характерной для континуального описания дислокационных скоплений. Последний, в свою
Страницы
- « первая
- ‹ предыдущая
- …
- 172
- 173
- 174
- 175
- 176
- …
- следующая ›
- последняя »
