WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 4 Анализ факторов, вызывающих нестабильность деформации и потерю пластичности облученной нейтронами меди © Г.А. Малыгин Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия E-mail: malygin.ga@mail.ioffe.tu (Поступила в Редакцию 7 июля 2004 г.) На примере меди теоретически рассмотрено влияние облучения на кривые растяжения и стабильность деформации радиационно-упрочненных металлов. Анализ базируется на уравнении эволюции плотности дислокаций с деформацией в пластически деформируемом материале. Неустойчивость деформации на начальной стадии кривых растяжения обусловлена сильной локализацией деформации на микроуровне в результате превращения неподвижных радиационных дефектов (вакансионных и межузельных петель) в подвижные дислокации. Из-за каналирования большого числа дислокаций вдоль плоскостей скольжения на кривых напряжения-деформация возникают зуб и площадка текучести. Найдены критические условия их появления и теоретические зависимости длины площадки текучести и величины равномерной деформации до образования шейки от дозы облучения.

Облучение металлов нейтронами дозами выше ка 1-10, в то время как макроскопическая деформация 1017 cm-2 при температурах T < 0.3Tm, где Tm — темпе- образца составляет при этом всего несколько процентов.

ратура плавления металла, сопровождается рядом харак- Сдвиги такой величины свидетельствуют о прохождении терных явлений. Главными из них являются образование вдоль каналов большого числа дислокаций. Связанные кластеров радиационных дефектов (вакансионных и с ними ступеньки на поверхности кристалла достигают межузельных петель и тетраэдров дефектов упаковки) несколько микрон [3], что в случае поликристаллическос плотностью 1016-1018 cm-3, вызывающих резкое уве- го материала может быть опасно, если границы зерен в личение критического напряжения сдвига и появление результате облучения становятся хрупкими.

зуба и площадки текучести на кривых деформационного Механизм образования бездефектных каналов и каупрочнения облученного металла, а также сильное налирования дислокаций был теоретически рассмотрен снижение величины равномерной деформации до обра- в [5,6] на основе кинетического уравнения для плотности зования шейки. Последние два обстоятельства свиде- дислокаций, образующихся в результате превращения тельствуют о повышенной неустойчивости пластической радиационных призматических петель Франка и тетрадеформации радиационно-упрочненного металла к лока- эдров дефектов упаковки в скользящие дислокации с лизации деформации и разрушению. При высоких дозах последующей аннигиляцией винтовых участков дислооблучения, превышающих 1023 cm-2 (> 1dpa), наблюда- каций, вызывающей исчезновение как петель, так и дисется полная потеря металлом пластичности, т. е. практи- локаций в каналах. В настоящей работе эти результаты чески хрупкое его разрушение. Все указанные явления будут использованы для анализа факторов, оказывающих имеют место как в чистых ГЦК и ОЦК металлах, так и влияние на нестабильность пластической деформации в конструкционных сплавах аустенитного и ферритного облученных металлов с ГЦК решеткой на начальной классов, используемых в атомной энергетике [1]. стадии их деформации (возникновение зуба и площадки Структурные исследования пластически деформиро- текучести) и на величину равномерной деформации до ванных после облучения металлов, выполненные с момента локализации деформации в виде шейки.

помощью оптических и электронно-микроскопических Как и в [7,8], анализ влияния структурных факторов методов, обнаружили, что локализация деформации при (радиационных дефектов в виде кластеров точечных дерадиационном упрочнении наблюдается не только на фектов) на параметры кривой деформационного упрочмакроуровне, но и на мезо- и микроуровнях. На ме- нения облученного металла базируется на уравнении зоуровне это проявляется в возникновении и распро- эволюции средней плотности дислокаций с деформастранении вдоль рабочей длины растягиваемого образца цией. Для иллюстрации и верификации теоретических неоднородной деформации в виде фронта Людерса [2], результатов используются имеющиеся в литературе дана на микроуровне — в явлении каналирования дис- ные по пластической деформации и дефектной струклокаций (dislocation channeling). Этот термин означа- туре радиационно-упрочненной меди [1,9–12]. Первые ет формирование в облученном металле в процессе два раздела работы посвящены обобщению и анализу пластической деформации свободных от радиационных экспериментальных и теоретических результатов исследефектов „каналов“ шириной 0.1-0.5 µm вдоль плос- дования эволюции плотности радиационных дефектов и костей скольжения в результате прохождения по ним критических напряжений сдвига в меди с ростом дозы дислокаций и заметания дефектов [3,4]. С каналами облучения. В третьем и четвертом разделах теоретисвязаны большие локальные пластические сдвиги поряд- чески рассмотрено влияние радиационных дефектов на Анализ факторов, вызывающих нестабильность деформации и потерю пластичности... стабильность пластической деформации, параметры и вид кривой деформационного упрочнения облученного нейтронами металла.

1. Плотность дефектов и критическое напряжение сдвига На рис. 1 в качестве примера приведены кривые растяжения поликристаллической меди после ее облучения нейтронами до различных доз [1,9]. Видно, что с ростом дозы облучения предел текучести (в случае монокристалла — критическое напряжение сдвига i) меди сильно увеличивается. Величина критического напряжения сдвига при взаимодействии дислокаций с радиационными дефектами с объемной плотностью N и поперечным размером d, как сейчас хорошо установлено, подчиняется выражению [1,10,12] i = i(T, )µb(dN)1/2, (1) где µ — модуль сдвига, b — вектор Бюргерса, i — коэффициент, определяющий величину взаимодействия Рис. 1. Кривые растяжения поликристаллической меди, облудислокации с дефектом, зависящий от температуры T ченной нейтронами до разлиных доз [1,9].

и скорости деформации, если дислокации преодолевают дефекты с помощью термической активации.

От дозы облучения в формуле (1) могут зависеть два фактора — средний размер дефектов d и их объемная плотность N [10,11]. Как показывают данные [11], в меди средний размер дефектов с ростом дозы облучения существенно не изменяется, в то время как плотность петель увеличивается на несколько порядков, достигая насыщения при дозах облучения D > 10-2 dpa. Зависимость N от дозы облучения для меди, найденная в [11], описывается формулой D N = Nm 1 - exp -, (2) Dгде Nm = 7 · 1017 cm-3, D0 = 1.25 · 10-2 dpa. Если дозу облучения выразить не в единицах dpa (число смещений на атом), а в единицах флюенса, т. е. числа нейтронов на единицу площади облучаемого объекта, то с учетом того, что N Nm плотность дефектов в меди увеличивается как N 2/3 [5,10], получаем альтернативную (2) зависимость объемной плотности дефектов от флюенса 2/ N = Nm 1 - exp -. (3) Рис. 2. Зависимость предела текучести меди от дозы облучеДалее, подставляя (2) и (3) в (1), находим зависимость ния (рис. 1). Сплошная кривая — согласно выражению (4b), критического напряжения сдвига от дозы облучения в штриховая — в соответствии с законом i 1/3.

соответствующих единицах 1/D i = im 1 - exp -, (4a) DЭволюция предела текучести с дозой облучения ви1/да (4a) имеет место для широкого круга аустенитных 2/i = im 1 - exp -, сталей [13]. Из выражения (4b) при 0 следует, что i 1/3. Такого рода зависимости зафиксированы im = i(T, )µb(dNm)1/2. (4b) в меди в работах [14–16]. На рис. 2 экспериментальные Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 634 Г.А. Малыгин точки демонстрируют в координатах log i- log зави- нием для плотности „радиационных“ дислокаций i:

симость предела текучести поликристаллической меди i i 2i u i = mi от дозы облучения (рис. 1). Сплошная кривая + ux + Dy = nu +(1 - im) i - haui.

t x y2 m на рис. 2 проведена в соответствии с формулой (4b) при (6) im = mim = 370 MPa и 0 = 5 · 1020 cm-2 (m — фактор Здесь i = i(x, y, t) — плотность подвижных дислоТейлора). Наклон штриховой прямой на этом рисунке каций в кристалле (в зерне поликристалла) в данный соответствует закону i 1/3.

момент времени t, ux — скорость движения дислокаций Из проведенного в [14,17] термоактивационного анав плоскости скольжения в направлении координаты x, лиза взаимодействия дислокаций с радиационными деDy > 0 — коэффициент диффузии дислокаций в пофектами в меди следует, что коэффициент i, определяперечном к плоскости движения дислокаций направющий величину взаимодействия дислокации с дефектом, лении y с учетом инверсии знака дислокационного изменяется с температурой T и скоростью деформации потока вследствие деформационного упрочнения [18], в соответствии с выражением n = n(i0) — объемная плотность дислокационных источников, возникающих в результате превращения пе1/q q T Hтель Франка и тетраэдров дефектов упаковки в скольi = 0i + i0 1 -, Ti =, (5) Ti k ln зящие дислокации, im — коэффициент иммобилизации дислокаций на препятствиях недеформационного происгде i0 — атермическая компонента этого взаимодейхождения, m — длина пробега дислокаций между этими ствия, 0i — величина термической компоненты при препятствиями, ha — характерное расстояние аннигиT = 0, q = 2/3 [14] или 1/2 [17], H0 — полная величина ляции винтовых участков дислокационных петель, u — потенциального барьера, преодолеваемого дислокацией, средняя скорость движения дислокаций в кристалле.

0 — предэкспоненциальный фактор в выражении для Уравнение (6) описывает как движение фронта аннискорости пластической деформации, k — постоянная гиляции дислокаций вдоль отдельного канала [6], так Больцмана. Из экспериментальных данных [17] сле- и образование новых каналов по мере продвижения дует, что в облученной нейтронами меди 0i = 0.05, фронта Людерса по кристаллу в поперечном к плосi0 = 1, Ti 103 K, q = 1/2. Согласно (5), при темпера- костям скольжения дислокаций направлении. В случае туре 293 K в этом случае получаем величину i = 0.26, поликристаллического образца ось y, вдоль которой близкую к эксперименту [12]. движется фронт Людерса, совпадает с осью образца.

Коэффициент диффузии дислокаций Dy в этом случае имеет смысл усредненного по зернам коэффициента диффузии. К сожалению, решение уравнения (6) в 2. Зависимость плотности общем случае получить не удается, в [5] найдено лишь радиационных дефектов решение уравнения в стационарном случае, когда движеот деформации ние фронта Людерса завершено и в кристалле возникает система бездефектных каналов шириной со средним Образование бездефектных каналов на начальной старасстоянием между ними.

дии деформации облученного металла и связанные с Очевидно, что исчезновение части радиационных деними большие локальные сдвиговые деформации свифектов в результате образования каналов с большой ведетельствуют о каналировании большого числа дислоличиной локального пластического сдвига в них должно каций вдоль соответствующих плоскостей скольжения.

вызывать падение напряжения течения и возникновение Действительно, если предположить, что все радиационзуба текучести, а при распространении фронта Людерса ные дефекты в виде призматических петель Франка или по образцу — появление площадки текучести на диатетраэдров дефектов упаковки в результате взаимодейграмме деформации облученного материала, что и наствия и реакций со скользящими дислокациями превраблюдается на опыте (рис. 1). Чтобы продемонстрировать щаются в подвижные дислокации, то их начальная плотэто теоретически, рассмотрим решение уравнения (6) ность в материале будет равна i0 = dN. Например, в в однородном приближении, для чего опустим в левой меди при d = 2nm и N = 1016-1018 cm-3 [11] получаем части уравнения (6) второй и третий члены и примем i0 6 · (109-1011) cm-2. Такая плотность дислокаций во внимание, что i /t =(i/i )i, где i = biu — характерна для больших пластических деформаций и скорость локальной пластической деформации в канале.

поздних (третьей и далее) стадий кривой деформационВ результате имеем следующее уравнение эволюции с ного упрочнения, когда в дислокационном ансамбле при деформацией плотности радиационных дислокаций i:

температурах T < 0.3Tm развиваются процессы динамиdi n ческого отдыха и аннигиляции винтовых дислокаций.

i = +(1 - im)kmi - kai, (7a) di b Превращение призматических петель в подвижные дислокации и образование бездефектных каналов про- где km = 1/bm, ka = ha/b — коэффициент аннигиляции исходит неоднородно по кристаллу. Согласно [5,6], этот дислокаций. Оценки показывают [5], что в чистых мепроцесс описывается следующим кинетическим уравне- таллах вторым слагаемым в правой части уравнения (7) Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. Анализ факторов, вызывающих нестабильность деформации и потерю пластичности... можно пренебречь по сравнению с другими двумя.

В результате получаем уравнение di n i = - kai. (7b) di b Интегрируя его при начальном условии i(0) =i0, находим зависимость плотности радиационных дислокаций от локальной деформации i 1/i = i0 i +(1 - i) exp(-2kai), (8) где i = n/bkai0. Для объемной плотности дислокаци-онных источников имеем соотношение n = 0li, где -1/li = i0 — средняя длина дислокационных сегментов, образующих источники Франка-Рида, 0 < 1 — относительная доля эффективных источников. Таким образом, 1/находим, что i = 0/bkai0.

Принимая далее во внимание (3), получаем следующую зависимость параметра i от дозы облучения:

-1/ 2/i() =im 1 - exp -, 0 Рис. 3. Зависимость относительного изменения плотности радиационных дислокаций от величины локальной деформации i согласно выражению (8) при ka = 5 и величине параметра i:

im =. (9) bka(dNm)1/2 —кривая 1, 1 — штриховая линия и 0.2 — кривая 2.

Для меди при 0 = 1.4 · 10-2 [5], T = 293 K, ka = 3.5 [18] и приведенных выше значениях d, Nm и 0 имеем оценку im = 0.24. Из (9), таким образом, Оно имеет решение N(i, ), аналогичное выражеследует, что при больших дозах облучения i = im < 1, нию (8), и описывает изменение плотности исходных а при малых, 0, дозах — i -1/3 > 1. На радиационных дефектов в облученном материале в рерис. 3 показано, как согласно формуле (8) изменяется с зультате его пластического деформирования. Уравнение локальной деформацией i плотность радиационных дисдля плотности радиационных дефектов типа (10) в локаций i относительно ее начального значения i0 при частном случае n = 0 рассматривалось ранее в [19].

Pages:     || 2 |



© 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.