WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

активации. Для проверки этого (на одном и том же образце) были проведены измерения по следующей схеме: образец в as-quenched состоянии нагревался до температуры около 460 K и выдерживался при ней Для этого были проведены измерения модуля сдвига в течение некоторого времени, после чего нагревалпри последовательных изотермических отжигах длися до температуры испытаний (вблизи 500 K). После тельностью 1-2 h. Измерения проходили следующим регистрации временных зависимостей модуля сдвига образом: образец нагревался с постоянной скоростью образец дополнительно выдерживался около получаса ( 2 K/min) до первой температуры, выдерживался запри 530 K для завершения процесса релаксации, а данное время, затем с той же скоростью нагревался в процессе охлаждения определялась величина модуля до следующей температуры, и далее весь процесс попри температуре испытаний в релаксированном состовторялся. После отжига при максимальной температуре янии. Затем проводилась повторная закалка образца, и цикла образец нагревался до 530 K и выдерживался измерения повторялись при следующей температуре.

при ней около получаса, после чего охлаждался со Выяснилось, что если в процессе предварительного скоростью 1 K/min до комнатной температуры. Вреотжига и нагрева до необходимой температуры величимена отжига и температурные интервалы между ними на необратимого вклада в модуль сдвига уменьшалась (30-35 K) подбирались таким образом, чтобы: 1) харакв 2.5-3 раза от его величины в as-quenched состоянии, терное время основных изменений модуля в процессе отжига было сопоставимо со временем отжига; 2) величина необратимого изменения модуля за время выхода на следующую температуру была существенно меньше изменения за время отжига при этой температуре.

Как было показано в [2–4], величина необратимого вклада в модуль сдвига в рамках модели релаксационных центров с несимметричным двухъямным энергетическим потенциалом пропорциональна концентрации неравновесных энергетических состояний этих центров. При распределенном спектре энергий активации необратимой релаксации неравновесных состояний („замороженных“ в процессе закалки) участвовать в этом процессе при данной температуре (если нагрев до нее производился с конечной скоростью) эффективно может лишь узкая полоса энергий активации E (с характерной энергией, пропорциональной температуре) [3,9–11]. Таким образом, величина релаксации Рис. 5. Температурная зависимость величин необратимой модуля ( G/G)t = G(t) - G(0) /G за время изотермирелаксации модуля сдвига в as-quenched образце P–Cu–Ni–P за ческой выдержки t пропорциональна средней плотности время последовательных изотермических отжигов при различнеравновесных энергетических состояний в этой полосе ных температурах, полученная в ходе нескольких циклов измеэнергий активации. Поэтому при одинаковых време- рений, и построенная на основе этого форма спектра энергий нах отжигов и температурных интервалах между ними активации процесса „необратимой“ структурной релаксации.

Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. Исследование необратимой структурной релаксации в объемном металлическом стекле Pd–Cu–Ni–P то затем наблюдалась линейная зависимость ln( Gn/G) 3.4. И з о х р о н н ы е и з м е р е н и я. Зависимость хаот времени (рис. 6) в процессе последующего изотерми- рактерного времени необратимой структурной релакческого отжига. Это позволило определить (в согласии с сации от температуры можно определить и из темпеданными, показанными на рис. 6) характерные времена ратурной зависимости необратимого вклада в модуль релаксации для энергий активации, соответствующих сдвига, полученной в ходе нагрева образца с постоянной максимуму распределения в энергетическом спектре, скоростью. Поскольку Gn/G nh — числу неравнои получить их зависимость от температуры (рис. 7), весных энергетических состояний, а nh/t = -nh/ [2], -которая оказалась линейной в координатах ln -T. для постоянной скорости изменения температуры легко Отсюда были получены величина энергии активации получить -для максимума спектра Em = 1.65 ± 0.06 eV и харак ln( Gn/G) = -, (1) терная „частота попыток“ релаксационного процесса T 0 1013 s-1 (ln 0 = 29.8 ± 2).

где = T /t. При распределенном спектре энергий активации это эффективное время релаксации будет некой интегральной величиной, зависящей от формы спектра, а его зависимость от температуры окажется неаррениусовской. Однако, если действительно в ходе релаксационного процесса по мере того, как „вырабатывается“ низкоэнергетическая часть, спектр становится все более узким, следует ожидать выхода зависимости -ln от T на линейную. На рис. 7 приведены зави-симости ln от T, полученные в области высоких температур в соответствии с формулой (1) при двух скоростях нагрева (0.5 и 1.15 K/min) as-quenched образцов. Видно, что при повышении температуры они выходят на ту же прямую, на которой лежат данные для времен релаксации, полученные при изотермических отжигах. Это означает, что полученное значение энергии активации действительно соответствует максимуму спектра активационных энергий и позволяет „привязать“ Рис. 6. Зависимость от времени величины необратимого энергетическую шкалу для полученного распределения вклада в модуль сдвига в образце металлического стекла (рис. 5).

P–Cu–Ni–P в процессе изотермических выдержек при 479 (1), Такая же привязка может быть независимо сделана 490 (2), 499 (3) и 508 K (4).

с помощью метода, предложенного в [10]. Согласно результатам этой работы, в процессе линейного нагрева при каждой температуре T срабатывают центры необратимой структурной релаксации с энергией активации E = AT, где величина A 3.1 · 10-3 eV/K слабо (логарифмически) зависит от скорости нагрева и выбора частоты 0. Поскольку пик необратимого вклада в модуль имеет место при T 510 K (рис. 5), получаем соответствующую ему энергию активации, равную 1.58 eV, что в пределах погрешности практически совпадает с указанным выше значением этой же энергии, полученным при анализе изотермической и изохронной кинетики необратимого вклада в модуль. Совпадение результатов трех независимых способов определения этой энергии активации делает данный результат весьма достоверным.

4. Обсуждение результатов Рис. 7. Зависимость от обратной температуры логарифма времени релаксации, определенного по данным временных за Обратим внимание на величину характерной „частоты висимостей необратимого вклада в модуль сдвига при изотерпопыток“ процесса необратимой структурной релаксамических отжигах (1) и температурных зависимостей необрации (0 1013 s-1). Хотя полученная оценка и является тимого вклада в модуль при постоянных скоростях нагрева достаточно грубой, тем не менее можно сделать предва0.5 (2) и 1.15 K/min (3). Аппроксимация этих данных линейрительный вывод, что обусловливающие этот процесс ной зависимостью (прямая) дает значения E = 1.65 ± 0.06 eV, структурные элементы являются сравнительно малоln 0 = 29.8 ± 2.0.

Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. 394 Н.П. Кобелев, Е.Л. Колыванов, В.А. Хоник атомными конфигурациями. Это вполне согласуется с приближении величина предложенной в [2–4] феноменологической моделью, в ( Gn/G) nh которой в качестве структурных элементов, участвую (E0 - E), (2) E E щих в процессе необратимой релаксации, рассматриваются упругие диполи.

где E0 — верхняя граница спектра энергий активаРассмотрим теперь полученную форму спектра для ции релаксационного процесса. Это означает, что на энергий активации необратимой релаксации. Первое, получаемую на основании измерений модуля сдвига что обращает на себя внимание, это наличие довольно форму спектра накладывается „аппаратная“ функция и широкого плато в области низких энергий. В то же получаемый таким образом спектр в верхней части энервремя, поскольку этот спектр формируется в резуль- гий достаточно резко обрезается. Чтобы восстановить тате закалки неравновесных энергетических состояний, точную форму спектра в этой области, а также выяснить, из самых общих соображений следовало бы ожидать какой из предложенных вариантов его формирования его очень быстрого (как минимум, экспоненциального) реализуется, необходимы дальнейшие, более подробные спадания в области низких энергий активации (так как исследования, в том числе сопоставление параметров они должны соответствовать более высоким энергети- обратимой и „необратимой“ структурной релаксации.

ческим состояниям). Однако наличие этой особенности Может возникнуть вопрос, насколько (с учетом (2)) может быть легко объяснено следующим образом. Как справедливо было использование формулы (1) при расуже отмечалось, в закаленных образцах металлическо- чете характерных времен релаксации. Однако, если расго стекла Pd–Cu–Ni–P наблюдается релакслационный сматривать теперь не действительный, а „эффективный“ вклад в модуль сдвига (дефект модуля), связанный с низ- спектр энергий активации (nh/E)eff (E0 - E)nh/E, котемпературным пиком внутреннего трения (к вопросу все рассуждения относительно использования выражео природе этого пика мы вернемся чуть позже), который ния (1) остаются в силе. Пока „эффективный“ спектр как раз и отжигается в той области температур, которая остается широким, определяемое согласно (1) вресоответствует низкоэнергетической части спектра. Это мя релаксации является интегральной характеристикой означает, что необратимое изменение модуля сдвига в спектра, однако при его сужении величина будет этой области температур может определяться другим определять действительное время релаксации.

механизмом. Вернемся теперь к вопросу о пике внутреннего треРассмотрим верхнюю часть спектра. Видно, что в ния, наблюдаемом в закаленных образцах. Как уже первом приближении можно говорить о резком обрыве отмечалось в [4], аналогичные пики внутреннего трев области высокоих энергий. В рамках рассматриваемой ния наблюдались ранее в ленточных металлических нами модели двухъямного (или в более общем случае стеклах после пластической деформации [12,13]. По многоямного) энергетического потенциала релаксацион- своим характеристикам они напоминают пики Хасигуных центров можно предложить два возможных вариан- ти [14]. Особенность наблюдаемого в данной работе та формирования спектра. Первый из них предполагает, пика в Pd–Cu–Ni–P состоит в том, что он проявляется что высоко- и низкоэнергетические состояния центра в закаленных образцах и без воздействия пластической являются качественно разными его структурными со- деформации. Если предположить, что он действительно стояниями и всегда существует конечная энергетическая имеет ту же природу, что и пики Хасигути, т. е. обусловщель между возбужденным и основным состоянием лен взаимодействием дислокаций (или дислокационноцентра. (Самым простым примером этого может быть подобных дефектов) с точечными дефектами, можно случай, когда возбужденное состояние является упругим предположить две возможные причины такого его подиполем, а нижнее — центросимметричным). Второй ведения в Pd–Cu–Ni–P. Первая состоит в том, что вариант предполагает, что существует достаточно широ- в процессе закалки под действием термонапряжений кий (непрерывный) спектр возможных энергетических происходит пластическая деформация в объеме образсостояний упругих диполей, обусловленный тем, что ца. Другой причиной может быть более низкая энеркачественно одна и та же атомная конфигурация может гия взаимодействия дислокаций и точечных дефектов обладать разной энергией из-за вариаций химического в Pd–Cu–Ni–P. В результате этого (если принять за состава ближайшего окружения, взаимодействия с сосед- основу один из предложенных механизмов для пиков ними диполями и т. д. На первый взгляд в этом случае Хасигути — взаимодействие дислокаций с атмосферой можно было бы ожидать достаточно плавного спадания Коттрелла [14]) при температурах выше Tg может, наспектра „необратимой“ релаксации в области высоких пример, происходить раскрепление дислокаций („уход“ энергиий по мере приближения к равновесному состо- точечных дефектов с дислокации в ближайший объем янию (реализующемуся выше Tg). Однако необходимо материала). Для более предметного анализа особенноучесть, что необратимый вклад в изменение модуля стей проявления данного пика внутреннего трения в сдвига, согласно предложенной в [2] модели, пропор- объемном металлическом стекле на основе палладия ционален не только числу возбужденных центров, но и необходимы эксперименты по изучению влияния дефор(по существу) разнице в энергиях между основным и мационной обработки на затухание и модуль сдвига, возбужденным состояниями. Таким образом, в первом которые предполагается провести в дальнейшем.

Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. Исследование необратимой структурной релаксации в объемном металлическом стекле Pd–Cu–Ni–P 5. Заключение Таким образом, полученные в настоящей работе результаты позволяют сделать следующие выводы. В качественном смысле поведение модуля сдвига и затухания в объемном металлическом стекле Pd40Cu30Ni10P20 в результате его необратимой структурной релаксации в области ниже температуры стеклования имеет тот же характер, что и в случае ранее исследованного Zr52.5Ti5Cu17.9Ni14.6Al10. Как и в циркониевом стекле, „необратимое“ поведение модуля и затухания может быть восстановлено после релаксации закалкой от температур выше Tg. Полученная оценка характерной „частоты попыток“ процесса необратимой релаксации в Pd–Cu–Ni–P позволяет полагать, что обусловливающие ее структурные дефекты являются сравнительно малоатомными конфигурациями. Основным существенным отличием поведения модуля сдвига и затухания в Pd–Cu–Ni–P от поведения в Zr–Cu–Ni–Al–Ti является проявление в недеформированных образцах релаксационного пика внутреннего трения ниже комнатной температуры и связанного с ним релаксационного вклада (дефекта модуля) в модуль сдвига. Вследствие этого возникает дополнительный вклад в необратимое изменение модуля сдвига, обусловленый подавлением при отжиге этого релаксационного процесса.

Список литературы [1] A. Inoue. Acta Mater. 48, 279 (2000).

[2] Н.П. Кобелев, Е.Л. Колыванов, В.А. Хоник. ФТТ 45, 12, 2124 (2003).

[3] Н.П. Кобелев, Е.Л. Колыванов, В.А. Хоник. ФТТ 47, 3, (2005).

[4] Н.П. Кобелев, Е.Л. Колыванов, В.А. Хоник. ФТТ 47, 4, (2005).

[5] О.П. Бобров, С.Н. Лаптев, Х. Нейхойзер, В.А. Хоник, К. Чах. ФТТ 46, 10, 1801 (2004).

[6] A.E. Berlev, O.P. Bobrov, V.A. Khonik, K. Csach, A. Jurkov, J. Mikuf, H. Neuhuser, M.Yu. Yazvitsky. Phys. Rev. B 68, 132 303-1 (2003) [7] M. Eggers, V.A. Khonik, H. Neuhuser. The XXI Int. Conf. on Relaxation Phenomena in Solids. Voronezh State University, Voronezh (2004). P. 174.

[8] J.F. Lffler, S. Bossuyt, S.G. Glade, W.L. Johnson. Appl. Phys.

Lett. 77, 525 (2000).

[9] V.A. Khonik. Phys. Stat. Sol. (a) 177, 173 (2000).

[10] V.A. Khonik, K. Kitagawa, H. Morii. J. Appl. Phys. 87, 12, 8440 (2000).

[11] Yu.V. Fursova, V.A. Khonik. Phil. Mag. Lett. 82, 10, (2002).

[12] И.В. Золотухин, В.И. Белявский, В.А. Хоник. ФТТ 27, 6, 1788 (1985).

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.