45867 IMG 2 203 (2)

202 8. Defekty struktury krystalicznej

200 —-

Model granicy szerokokątowej ciągle jeszcze jest w sferze hipotez. Brak jest C bowiem metod eksperymentalnych umożliwiających bezpośrednie zbadanie struk-

dvvu.‘ tury granicy, a dowody pośrednie są mniej wiarygodne. Z tego powodu teoria granic

1* szerokokątowych nie doczekała się jeszcze powszechnie przyjętego opracowania,

obró Wspólną cechą hipotez jest założenie, iż granica jest obszarem grubości kilku

rys. odległości międzyatomowych, silnie zdefektowanym, odznaczającym się dużym

dool stężeniem' wakansów, atomów w nieprawidłowych pozycjach i atomów obcych.

W r Ponadto większość hipotez traktuje granicę szerokokątową jako układ różnych

nacł dyslokacji o różnorodnie zorientowanych wektorach Burgersa.

I Interesująca jest hipoteza Kronberga i Wilsona „miejsc koincydentnych", Przyj-

gran muje ona dla określonych kątów dezorientacji ziarn skręconych obecność wspólnej

trójwymiarowej sieci miejsc koincydentnych. Jej węzły pokrywają się z określonymi węzłami w sieciach obu ziarn. Sieć miejsc koincydentnych ma odpowiednio większe ju p parametry sieciowe i mniejszą, a tylko niekiedy taką samą, symetrię jak struktura

krystaliczna ziarn. W zasadzie sieć miejsc koincydentnych powstaje przy dowolnym czyz kącie dezorientacji, ale znaczenie mają tylko, sieci wybrane przy określonych kątach,

_aj , zwane orientacjami K-W, odznaczające się stosunkowo dużą gęstością miejsc

koincydentnych, tj. dużą liczbą węzłów w obu ziarnach tworzących wspólną sieć.

granica

Rys. 8.31. Budowa granicy szerokokątowej według hipotezy Kronberga i Wilsona (kąt dezorientacji

0138,2°)

nta

lut

Na rysunku 8.31 przedstawiono dla struktury RSC i kąta dezorientacji 0 = 38,2° (między kierunkami [110] obu ziarn) sieć miejsc koincydentnych o stopniach P° koincydencji I = 7, co oznacza, iż co siódmy atom w obu ziarnach odpowiada

węzłowi sieci miejsc koincydentnych.

Hipoteza Kronberga i Wilsona częściowo została potwierdzona doświadczalnie, ^m a późniejsze prace wprowadzały do niej różne korekty.

Bliźniaki tworzą się podczas odkształcenia plastycznego przy szczególnej orien-W

tacji ziarn (względem kierunku naprężenia stycznego), symetrycznej względem pewnej niskowskaźnikowej płaszczyzny krystalograficznej, nie będącej płaszczyzną symetrii. Wyróżnia się dwa główne rodzaje bliźniaków:

— bliźniaki obrotowe, koincydentne, powstające przez obrót dookoła osi zbliźniaczenia,

— bliźniaki odbiciowe, w których położenia węzłowe są lustrzanym odbiciem względem płaszczyzny bliźniaczej.

W strukturach metalicznych o wysokiej symetrii, np. RSC, bliźniaki spełniają oba warunki. Bliźniak w porównaniu z macierzystym ziarnem odznacza się przesunięciami atomów w płaszczyźnie bliźniaczej (111), zachodzącymi na skutek poślizgu częściowej dyslokacji Shockleya w kierunku zbliźniaczenia [113] (rys. 8.32). Przemieszczenia atomów proporcjonalne do odległości od granicy bliźniaczej następują prawie we wszystkich płaszczyznach sieciowych. Szereg atomów z pozycji /, 2,3 itd. przemieszcza się w pozycji 1', 2\ 3' itd. o większych odległościach międzyatomowych. Wyjątek stanowią dwie szczególne płaszczyzny, na których konfiguracja atomów nie ulega zmianom: pierwszą jest płaszczyzna zbliźniaczenia (111), a drugą tzw. płaszczyzna niezaburzona (III), na której leży kierunek naprężenia stycznego. Granicę bliźniaczą traktuje się jako szczególny przypadek szerokokątowej granicy koincydentnej o małym stopniu koincydencji. Dzięki sprzężeniu sieci macierzystego ziarna i bliźniaka w granicy bliźniaczej nie występują dyslokaq'e.

Stan niedopasowania strukturalnego, zależny od kąta dezorientacji, jednoznacznie charakteryzuje energia swobodna granicy ziarn. Energia ta, równa pracy niezbędnej do utworzenia granicy w krysztale, dana jest równaniem (8.1). W praktyce energię swobodną granicy G utożsamia się z jej napięciem powierzchniowym y_c, ze względu na liczbową odpowiedniość G = y₀. Równanie (8.1) można więc zapisać w postaci:

(8.41)

y_a ⁼ Ef—T AS,

gdzie E_P jest energią powierzchniową granicy.