Дислокационные механизмы разрушения двойникующихся материалов. Федоров В.А - 183 стр.

UptoLike

ВУЗ: 

ТГТУ | Тамбов

Составители: 

Рубрика: 

Выражения для компонент напряженности поля получаются разделением вещественной и мнимой
частей (13.40):
() ()
() ()
.
2
sin
2
;
2
cos
2
21
2/1
21
*
21
2/1
21
*
ϕ+ϕ
−
ε
λα
=
ϕ+ϕ
−
ε
λα
=
rry
A
zE
rrx
A
zE
y
x
(13.41)
В отличие от (13.18) и (13.31) формулы (13.41) не содержат особенностей, т.е. напряженность поля
остается конечной во всех точках плоскости Z. Максимальное значение напряженности электрического
поля
*
/2 Al ελα достигается на краю скопления )(
x
E при lx → и его центре
)(
y
E
при
0→y
(см. также
(13.38)).
13.5. НЕСТАЦИОНАРНЫЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ,
СВЯЗАННЫЕ С ДВИЖЕНИЕМ ДИСЛОКАЦИОННЫХ СКОПЛЕНИЙ
Высокочастотное электромагнитное излучение, генерируемое движущейся в ионном кристалле
дислокацией, анализировалось в [301]. Излучение является следствием смещения ионов в элементарной
решетке, возмущаемой движущейся дислокацией. Характерная частота колебания ионов и соответст-
венно электромагнитного излучения определяется величиной v/a, где v – скорость дислокации, a – па-
раметр решетки в направлении ее движения.
В кристаллах с заряженными дислокациями существует, очевидно, и низкочастотное излучение,
временные параметры которого определяются не потенциальным рельефом решетки, а пробегом дисло-
каций. В частности, ранее отмечалась немонотонность пластической деформации и обусловленное ею
скачкообразное изменение деформационной люминесценции и дислокационного тока. В развитие пред-
ставлений о взаимосвязи дислокационной структуры и механоэлектрических явлений ниже обсуждают-
ся простые дислокационные модели источников низкочастотного электрического сигнала. Причем, мы
ограничимся изучением только "быстрой" стадии процесса в области вязкого движения дислокаций и не
будем учитывать относительно медленные изменения, связанные с термоактивированным движением.
13.5.1. Разбегание дислокационного скопления
Рассмотрим одностороннее расширение дислокационного скопления. В данном случае под расши-
рением будем понимать увеличение длины скопления. Подобные ситуации могут наблюдаться при бы-
строй разгрузке деформированного образца или изменении заряда дислокаций.
Пусть в исходном состоянии n параллельных дислокаций поджимаются напряжением
τ
к препятст-
вию, расположенному в точке x = 0. Начальные координаты дислокаций определяются при этом нулями
полинома Лагерра )/2(
*1
1
AxL
n
τ
−
[131]. В момент времени t = 0 внешняя нагрузка снимается, и скопление
начинает разбегаться в сторону больших x. Уравнения движения дислокаций имеет следующий вид:
()
() ()
τ≥
τ<
=
;σ,σ
;σ,0
sii
si
i
xx
B
b
x
dt
dx
(13.42)
∑
≠=
=
−
=σ
n
ijj
ji
i
ni
xx
Ax
,1
,...,,2,1,
1
)(
где
B – константа торможения,
s
τ
– напряжение трения решетки, равное стартовому напряжению дви-
жения дислокаций.
Система (13.42) решалась численно методом Рунге – Кутта [302]. Начиная с исходных положений
дислокаций при t = 0, последовательно находились координаты и скорости дислокаций скопления в мо-
менты
tkt
k
∆=
, где
t∆
– временной шаг,
...,2,1=k
Процесс движения дислокаций прекращался, когда на-

Страницы