Новая мода мезоуровня деформации механизмами динамических фазовых превращений в полях напряжений Текст научной статьи по специальности «Физика»

Новая мода мезоуровня деформации механизмами динамических фазовых превращений в полях напряжений

А.Н. Тюменцев, И.Ю. Литовченко, Ю.П. Пинжин, А.Д. Коротаев1, Н.С. Сурикова1, О.В. Лысенко1, С.Л. Гирсова1

Институт физики прочности и материаловедения СО РАН, Томск, 634021, Россия 1 Сибирский физико-технический институт, Томск, 634050, Россия

Обобщены результаты электронно-микроскопического исследования закономерностей формирования, особенностей переориентации и дефектной субструктуры полос локализации и двойников деформации, формирующихся в аустенитных сталях, интерметаллиде №зА1 и монокристаллах ^№-сплавов механизмами динамических фазовых (прямых плюс обратных мартен-ситных) превращений в полях высоких локальных напряжений. С использованием теории мартенситных превращений, основанной на концепции кооперативных тепловых колебаний протяженных когерентных объектов (плотноупакованных плоскостей) в кристаллах, проведен анализ механизмов атомных перестроек и закономерностей переориентации кристаллической решетки в зонах реализации этих механизмов, в том числе с учетом комбинированных механизмов переориентации кристалла при взаимодействии полос прямых плюс обратных мартенситных превращений с двойниками деформации. С позиций физической мезомеханики обсуждаются носители, природа и основные физические факторы реализации указанного выше механизма деформации.

1. Введение

В работах [1, 2] в ходе электронно-микроскопического исследования полос локализации деформации, формирующихся при холодной прокатке высокоазотистых хромомарганцевых аустенитных сталей, показано, что подавляющее большинство таких полос переориентированы относительно окружающего объема на углы, близкие к 60° и 35°, вокруг осей типа (110- Для объяснения этого явления в [1, 2] предложена новая мода деформации и переориентации кристалла — прямое плюс обратное (по альтернативной системе) у — а — у мартенситное превращение механизмом объемной деформации Бейна. К настоящему времени указанные выше особенности переориентации обнаружены нами в полосах локализации деформации, наблюдающихся при прокатке аустенитных хромоникелевых сталей 02Х17Н14 и 02Х17Н14М2, кручении в наковальнях Бриджмена и на фронте ударных волн, генерируемых мощными ионными пучками в сплавах на основе №3А1. Кроме того, механизмами прямых и обратных В2 — В19(В19') — В2-превращений хорошо описываются особенности механического двойникования в И№-сплавах [3].

В настоящей работе, во-первых, обобщены результаты экспериментального электронно-микроскопического исследования полос локализации и двойников деформации, формирующихся в указанных выше материалах и условиях деформации. Рассмотрены закономер-

ности переориентации кристаллической решетки в них, особенности тонкой дефектной субструктуры, характеристики высокоэнергетических структурных состояний с высокой кривизной решетки и уровень локальных внутренних напряжений в зонах указанных выше превращений.

Во-вторых, учет механизма объемной деформации Бейна не объясняет наличия в полосах локализации деформации хорошо выраженной в эксперименте сдвиговой компоненты деформации. На наш взгляд, в настоящее время, как экспериментально, так и теоретически, наиболее обоснованы атомные механизмы мартенсит-ных превращений, разработанные в [4] на основе концепции тепловых колебаний когерентных двумерных объектов (плотноупакованных плоскостей) в кристаллах. Поэтому в данной работе теоретический анализ закономерностей переориентации кристаллической решетки в ходе прямых и обратных у — а — у и В2 — В19(В19') — В2 мартенситных превращений в сталях и ТГ№-сплавах проведен с учетом указанных выше механизмов.

В-третьих, поскольку в аустенитных сталях формированию полос локализации деформации предшествует интенсивное механическое двойникование (см., например, обзор [5]), для этих материалов проведено также теоретическое исследование комбинированных (двой-никование + у —— а — у-превращение) вариантов переориентации кристалла.

© Тюменцев А.Н., Литовченко И.Ю., Пинжин Ю.П., Коротаев А.Д., Сурикова Н.С., Лысенко О.В., Гирсова С.Л., 2003

Таблица 1

Составы сталей

Элементный состав, вес. %

Cr Ni Mn Mo V N C Si

Х17АГ18 16.5 0.16 18.8 0.57 0.07 0.52

Х17АГ18Ф 17.2 0.17 18 0.86 0.59 0.08 0.51

Х17АГ18Ф2 18.85 0.17 17.5 1.4 0.6 0.1

02Х17Н14 17.1 14.3 1.1 0.01 0.008 0.05

02Х17Н14М2 16.8 14.1 1.0 2.1 0.01 0.007 0.04

2. Материалы и методика исследований

Образцы хромомарганцевых высокоазотистых сталей Х17АГ18, Х17АГ18Ф и Х17АГ18Ф2 (составы см. в табл. 1) в виде пластин толщиной 14 мм перед прокаткой закаливали в воду от температуры Т = 1473 K. Аналогичные образцы хромоникелевых сталей 02Х17Н14 и 02Х17Н14М2 подвергали рекристаллизационному отжигу при Т = 1373 K в течение 1 часа. Монокристаллы сплава TiNi(Fe, Mo) с точками начала и конца прямого и обратного мартенситных превращений M н = 237 K, Мк = 216 K, Ан = 228 K и Ак = 273 K выращивали методом Бриджмена без затравок в атмосфере гелия. Заготовки для выращивания были выплавлены с использованием губчатого титана и никеля марки Н1. После выращивания кристаллы гомогенизировали при Т = 1273 K в течение 20 часов с последующей закалкой в ледяную воду. Точки мартенситных превращений устанавливали по кривым температурной зависимости электросопротивления. После рентгенографического (на установке ДРОН-3) определения ориентации образцы для прокатки размерами 1.2x10x20 мм вырезали методом электроискровой резки, затем шлифовали и для удаления наклепанного слоя подвергали электролитической полировке.

Прокатку сталей осуществляли при комнатной температуре в интервале е = (10-95) %. Плоскостью и направлением прокатки монокристаллов TiNi-сплавов были плоскость (011) и направление [011]. Деформацию сплава Ni - 18% Al - 8% Cr - 1 %Zr - 0.15 %B (ат. %, образцы в форме дисков толщиной h ~ 0.2 мм и диаметром 2R ~ 10 мм) осуществляли кручением в наковальнях Бриджмена под давлением 5 ГПа при числе оборотов наковален N = 1/2; 1, 3 и 5 [6, 7]. Величины сдвиговых (у = 2nNR/h [8]) и истинных логарифмических (е = = lnY) деформаций в зависимости от расстояния до центра деформируемого диска (R = 1.5-3.5 мм) изменяются при этом в пределах от Y ~ 22.2, е ~ 3 (при N = 1/2 и R = = 1.5 мм) до Y = 544, е ~ 6.3 (N = 5, R = 3.5 мм). Ударные волны в выращенных методом Бриджмена монокристаллах Ni3Al стехиометрического состава формировали облучением образцов размерами 20x20x0.3 мм мощными импульсными (длительностью = 50 нс) ионными пучками протонов и ионов углерода на технологическом

ускорителе «Темп» [9] при плотностях мощности облучения = 5-107 и 107 Вт/см2 (подробнее см. [10, 11]).

Структурные исследования проводили на металлографическом микроскопе «NEOPHOT-21» и электронном микроскопе ЭМ-125 с гониометрическим устройством СН-1, позволяющим осуществлять наклон образцов в колонне микроскопа вокруг фиксированной оси на углы ± 60°. Методика приготовления образцов для электронно-микроскопических исследований представлена в работах [1, 3, 7, 11].

2.1. Методические особенности кристаллогеометрического анализа разориентировок в полосах локализации деформации

Сильнодефектный характер микроструктуры, на фоне которой формируются полосы локализации деформации, совместно со сложной разориентированной субструктурой внутри полос [1, 2] накладывают существенные ограничения на полноту их электронно-микроскопической структурной аттестации. В первую очередь, это связано со структурными состояниями с высокой (Xj = 20-30°/мкм, см. ниже) кривизной кристаллической решетки в зонах локализации деформации. Методы электронно-микроскопического исследования этих состояний разработаны в [12-14]. Здесь мы рассмотрим ограничения, связанные с точностью кристаллогеометрического анализа разориентировок в полосах локализации деформации.

При указанных выше характерных значениях X j ~ = 20-30°/мкм в колонке толщиной Ah = 0.2 мкм (толщина фольги), формирующей дифракционный контраст экстинкционного контура, ориентация кристаллической решетки меняется по мере продвижения от верхней к нижней поверхности колонки (фольги) на величину Ahx j ~ 4°-6°. При отсутствии в электронной микроскопии универсальных методов разделения элементов микроструктуры, находящихся на разной глубине фольги, это приводит к неопределенности установления ориентации кристаллической решетки и ограничивает точность электронно-микроскопического анализа векторов разориентации дискретных (мало- и высокоугловых)

границ указанными выше значениями Дй%/. Обычно при использовании наиболее универсального метода анализа разориентировок — метода одиночных рефлексов [15] — считается, что точность определения ориентации кристалла в электронном микроскопе определяется физическими размерами дифракционных максимумов и составляет около 0.5°. Как видно из вышесказанного, при наличии структурных состояний с высокими непрерывными разориентировками эта точность может быть на порядок ниже. Она снижается при увеличении кривизны кристаллической решетки, оценивается значениями Д6 ~ АИ%у и при X/ = 10, 20 и 30°/мкм составляет Д6~ 2°, 4° и 6°. В результате электронномикроскопическое определение ориентации кристаллической решетки, как внутри, так и в окрестности полос локализации деформации, возможно с точностью не более чем ±5°. Кроме того, как будет показано ниже, механизм пластического течения в полосах локализации деформации не ограничен механизмами прямых плюс обратных мартенситных превращений. В условиях фазовой нестабильности и снижения модулей эти полосы являются зонами активизации коллективных дислокационно-дисклинационных механизмов деформации и переориентации решетки. Поэтому внутри полос наблюдаются фрагментированные дефектные субструктуры с малоугловыми границами фрагментов. Последнее должно приводить к заметным отклонениям ориентации кристаллической решетки полос локализации деформации от предсказываемых на основе моделей динамических фазовых переходов. К тому же ориентация кристаллической решетки, как внутри, так и в окрестности полос локализации деформации, может измениться в ходе деформации. Все вышеизложенное приводит к тому, что экспериментальное выявление полос динамических фазовых переходов с характерными для них векторами переориентации 6 = 60°^ 110 или 35°^110 возможно с относительно невысокой точностью Д6=±5°, которая определяется конкретными условиями их образования. Кроме того, когда ориентация кристаллической решетки непрерывно меняется вдоль границы, эта граница (подробнее см. в [7, 13]) не имеет фиксированного вектора разориентации, изменение которого на характерных расстояниях, равных толщине фольги, имеет тот же порядок, что и указанные выше значения Д6.

В настоящей работе измерение высокоугловых раз-ориентаций в полосах локализации деформации проведено путем анализа совмещенных (с полос и окружающих их микрообьемов) электронограмм в нескольких сечениях обратной решетки с уточнением ориентации (оси зоны) кристалла внутри и в ближайшей окрестности полос методом темнопольного анализа разориен-тировок. Ввиду неопределенности векторов разориен-тации и невысокой точности электронно-микроскопи-

ческих измерений, обработку результатов этих измерений проводили по упрощенному варианту, разработанному в [16] для аттестации малоугловых границ.

3. Микроструктура и механизмы образования полос локализации деформации в аустенитных сталях и сплавах на основе №3А1

3.1. Закономерности образования, микроструктура и особенности переориентации кристаллической решетки полос локализации деформации

Общие закономерности эволюции микроструктуры при прокатке исследуемых сталей достаточно полно описаны в литературе [5, 17]. Поэтому в настоящей работе мы кратко перечислим ее основные особенности, подчеркнув лишь наиболее важные для обсуждаемых в работе вопросов.

На начальных стадиях прокатки (до є = 10 %) во всех изученных материалах наблюдается увеличение плотности дислокаций и механическое двойникование. Двойники деформации залегают преимущественно в плоскостях, параллельных или составляющих небольшие углы с плоскостью прокатки, так что в сечении, перпендикулярном этой плоскости, они являются главной особенностью дефектной субструктуры образцов (рис. 1). К концу указанного интервала, на стадии образования первых полос локализации деформации практически весь обьем деформируемых образцов заполнен микродвойниками толщиной десятки нанометров. При этом относительные обьемы сдвойникованного и не-сдвойникованного материала практически одинаковы, а размеры (толщина) микродвойников сравнимы с расстояниями между ними. В результате образцы исследуемых сталей на указанной выше стадии представляют собой слоистые наноструктурные материалы с размерами зерен (микродвойников) не более нескольких десятков нанометров.

В процессе деформации в наковальнях Бриджмена сплава на основе №3А1 образованию полос локализации деформации предшествует формирование микро-полосовых дефектных субструктур с дипольным характером разориентировок и высокой (до 40°/мкм) кривизной кристаллической решетки. Указанные выше структурные состояния подробно проанализированы в работах [6, 7]. В зонах модификации монокристаллов №3А1 мощными ионными пучками образование полос локализации деформации является одним из способов пластической релаксации ударных волн, генерируемых в результате формирования импульса отдачи в процессе интенсивного газодинамического распыления поверхностных слоев мишеней [10, 11].

Таким образом, образование полос локализации деформации наблюдается в условиях эффективного подавления в указанных выше материалах традиционных

* *

Рис. 1. Микродвойники деформации в стали 02Х17Н14М2 после прокатки при комнатной температуре до 8 - 40 % в сечении, перпендикулярном плоскости прокатки: а — изображение в темном поле двойникового рефлекса; б — картина микродифракции

дислокационных (движением индивидуальных дислокаций) механизмов деформации. При холодной прокатке и деформации в наковальнях Бриджмена это происходит вследствие интенсивного субструктурного упрочнения; в зонах облучения мощными ионными пучками — в результате высокоскоростного характера механического воздействия на фронте ударных волн. В слоистых наноструктурах микродвойников аустенит-ных сталей исчерпываются и возможности механического двойникования.

Результаты электронно-микроскопического исследования закономерностей формирования полос локализации деформации при прокатке высокоазотистых аус-тенитных сталей представлены нами в работах [1, 2]. В хромоникелевых аустенитных сталях и сплавах на основе №3А1 эти закономерности аналогичны. Перечислим наиболее важные из них.

1. Наиболее вероятные значения ширины полос находятся в пределах от 0.2 до 1 мкм; длина полос может достигать десятков микрометров.

2. При пересечении полос локализации деформации с такими элементами дефектной микроструктуры, как микродвойники, тонкие пластинки 8-мартенсита, элементы полосовой структуры, в них обнаруживается сдвиговая компонента деформации.

3. Следы полос локализации деформации не являются следами плоскостей дислокационного сдвига или двойникования.

4. В подавляющем большинстве полос переориентация кристаллической решетки с точностью ±5° описывается векторами переориентации е = 60°( 110 и

35°( 110-

Примеры двух полос локализации деформации с указанными выше векторами переориентации приведены на рис. 2. Для наглядности представлены варианты, когда направления этих векторов параллельны волново-

му вектору электронов. Как видно из представленных на рис. 2, в и г совмещенных (с полос и окружающих их микрообъемов) электронограмм, на них, наряду с малоугловыми азимутальными размытиями дифракционных максимумов, хорошо выделяются две оси зоны типа (110 (показаны сплошными и пунктирными линиями на рис. 2, д, е), повернутые в азимутальном (- (110) направлении на углы - 60° (рис. 2, д) и 35° (рис. 2, е). Темнопольный анализ показал, что рефлексы осей зон, показанных сплошными линиями, принадлежат микрообъемам, окружающим представленные на рис. 2, а, б полосы. Дифракционные максимумы на пунктирных линиях появляются, когда под селекторную диафрагму попадают участки полос. Таким образом, кристаллическая решетка внутри представленных на рис. 2 полос с точностью ±5° (величина азимутальных размытий дифракционных максимумов) переориентирована относительно окружающего материала на углы 60° и 35° в направлении [110] — оси зоны электронограммы.

Внутри полос наблюдаются высокая плотность дефектов, формирование разориентированных субструктур с малоугловыми дискретными и непрерывными раз-ориентировками. Полосы локализации деформации часто окружены зонами шириной до 2 мкм с непрерывными разориентировками. Подробный анализ раз-ориентировок в окрестности одной из таких полос проведен в работе [1] (см. рис. 3 и 5, а в этой работе), где показано, что кривизна кристаллической решетки достигает здесь значений % у - 10°/мкм. Внутри полос на характерных масштабах доли микрометра обнаружены высокоэнергетические состояния с большими значениями Ху - Их величина определяется способностью материала к релаксации этих состояний. В хромоникелевых сталях максимальные значения % у - 20°/мкм. В более высокопрочных высокоазотистых сталях они уве-

200

Рис. 2. Полосы локализации деформации с - 60° ^110 (а, в, д) и 35° ^110 (б, г, е) переориентацией кристаллической решетки в сплаве на основе №3А1 (а, в, д) после интенсивной пластической деформации (е - 3) кручением в наковальнях Бриджмена и в стали 02Х17Н14М2 (б, г, е) после прокатки (8 - 70 %) при комнатной температуре: а — темнопольное изображение одновременно в двух (показаны на рис. 2, в стрелками 1 и 2) действующих отражениях; б—изображение в светлом поле; в, г—совмещенные (с полос и прилегающих к ним микрообъемов) электронограммы; д — совмещенная схема симметричных электронограмм в окрестности высокоугловой границы полосы; е — схема расшифровки электронограммы на рис. 2, г

личиваются до -30°/мкм, в сплавах на основе №3А1 — до 40-50°/мкм.

Структурные состояния с высокой кривизной решетки свидетельствуют о наличии внутри и в окрест-

ности полос локализации деформации больших локальных напряжений. В грубом приближении их можно оценить по формуле а 1ос - %уЕ(ДА/2) [1], где Е—модуль Юнга, ДН — характерные размеры зоны дислокацион-

Рис. 3. Расщепление дифракционного максимума в результате упругой деформации кристаллической решетки в окрестности полосы 60° (110 -переориентации в зоне модификации мощным ионным пучком монокристалла №3А1

ного заряда. При ДН - 0.2 мкм и % у - 10-30°/мкм получим а 1ос - Е/60 ^ Е/20. Ввиду близости а 1ос к теоретической прочности кристалла эта оценка вызывает недоверие. В настоящей работе, по-видимому, впервые получены надежные доказательства наличия больших локальных напряжений путем обнаружения необычно высоких значений упругой деформации решетки. Эти значения столь велики, что относительно легко обнаруживаются электронографически по расщеплению дифракционных максимумов в направлении вектора действующего отражения. Такое расщепление на примере действующего отражения g = [222] рядом с полосой локализации деформации, обнаруженной в модифицированной мощными ионными пучками зоне монокристалла №3А1, показано на рис. 3. Указанное расщепление наблюдается на фоне сильного азимутального размытия дифракционных максимумов, то есть в области высокой кривизны решетки. Измерения показали, что величина расщепления рефлекса [222] составляет около 34 А1, что с учетом точности измерений соответствует изменению межплоскостного расстояния на величину Дd - 0.029 ± 0.004 А. При значении ^-222] -

- 1.029 А величина упругой деформации решетки в направлении [111] находится в пределах 8 е = Дd/d - 2.4 -3.2 %. Локальные напряжения растяжения-сжатия составляют при этом а 1ос - Е8- Е/42^Е/33.

В №3А1 образование полос локализации деформации наблюдается на фоне почти полного разупорядо-чения сверхструктуры интерметаллида — чрезвычайно низкой интенсивности сверхструктурных отражений на электронограммах (см. рис. 2, в). В ходе интенсивной пластической деформации кручением это обнаружено во всем объеме образцов; в зонах модификации мощными ионными пучками — внутри полос локализации деформации. На наш взгляд, значительное повышение

энергии кристаллической решетки в процессе указанного выше разупорядочения может быть важным фактором фазовой нестабильности кристаллической решетки в полосах локализации деформации.

3.2. Механизм деформации в полосах

60° 110)-переориентации кристаллической решетки

В соответствии с моделью мартенситных превращений, разработанной в [13], атомные перестройки в процессе фазовых переходов ОЦК — ГЦК и ОЦК — ГПУ являются комбинациями сдвигов плотноупакованных плоскостей в направлениях типа (110 ОЦК-решетки с контракционными (подробнее см. [13]) перемещениями атомов, определяющими величину объемной (растяжения-сжатия) деформации превращения. Если в процессе таких кооперативных перестроек принимает участие одно семейство плоскостей, а взаимные сдвиги между парами соседних плоскостей при переходе от плоскости к плоскости накапливаются (сдвиговой механизм), наблюдаются ОЦК — ГЦК мартенситные превращения. Варианту, в котором сдвиг на каждом следующем меж-плоскостном промежутке компенсируется (компенсационный механизм), соответствуют фазовые переходы ОЦК — ГПУ.

С использованием указанной модели проведем анализ прямого плюс обратного у — а — у-превращения в аустенитной стали. На рис. 4 представлена схема взаимных атомных перестроек в плоскости превращения в ходе прямого у —— а мартенситного перехода. Контракционные смещения атомов в направлении, перпендикулярном этой плоскости (сжатие на - 2 %), не оказывают влияния на характер переориентации кристаллической решетки в ходе у — а — у-деформации. Поэтому здесь они не рассматриваются. Если атомные перестройки ограничены представленными на рис. 4, а деформациями растяжения-сжатия, в процессе превращения реализуется ориентационное соотношение Ни-шиямы-Вассермана (Н-В). Дополнительный поворот плоскости превращения вокруг нормальной этой плоскости оси типа (110 на угол 5.23° (рис. 4, б) дает ориентационное соотношение Курдюмова-Закса (К-3). Для определенности представим эти ориентационные соотношения в виде:

(111)у II (110)а, [Т2Ти[П0]а (Н-В),

(111)у II (110)а, [011]у || [111]а (К-3).

Анализ, проведенный в работе [18] (см. также [1]), показал, что в процессе у — а — у-превращения из 24 (по числу элементов симметрии кубической решетки) возможных вариантов переориентации кристаллической решетки в случае ориентационного соотношения Нишиямы-Вассермана кристаллографически неэквивалентными оказываются 12; при ориентационном соотношении Курдюмова-Закса число таких вариантов достигает 16.

8 = 0.13

Рис. 4. Схема атомных перестроек в плоскостях прямого у — а мартенситного перехода для ориентационного соотношения Нишиямы-Вассерма-на (а) и Курдюмова-Закса (б). Светлые и темные кружки — атомы у- и а-фазы соответственно

Однако, если в этих вариантах учесть физические ограничения, накладываемые предложенным в [4] механизмом мартенситных превращений как кооперативных перестроек атомов плотноупакованных плоскостей ОЦК- и ГЦК-фаз, их число существенно уменьшается. В настоящей работе такой учет проведен путем расчета матриц прямых и обратных превращений и результирующих матриц и векторов переориентации кристаллической решетки из конкретных ориентационных соотношений, записанных с учетом указанных выше

ограничений. Результаты расчетов приведены в таблицах 2 и 3. При этом в качестве векторов разориентации приведены минимальные из кристаллографически эквивалентных значения.

В случае ориентационного соотношения Нишиямы-Вассермана изменение системы обратного превращения означает, что обратные представленным на рис. 4, а атомные перестройки происходят в одной из 5 (за исключением плоскости прямого превращения) плоскостей типа {110}. В каждой из этих плоскостей возмо-

Таблица 2

Результаты расчета векторов переориентации [е] в процессе у — а — у-превращений при ориентационном соотношении Нишиямы-Вассермана.

Ориентационное соотношение прямого превращения:

(111)„ || (110) а [121]„ || [1 10]а

№ Плоскости обратного превращения Ориентационное соотношение обратного превращения е

1 (110) (110) а || (111)„ [1 10]а || [1 2 1]у 0°

2 (101) (101) а || (111) „ [ 1 0 1 ]а || [1 2 1]у 60° [007 067 0.74]

3 (011) (011)а || (111)„ [01 1 ]а || [12 1]у 60° [0.07 0.67 074]

4 (101) (101) а || (111) у [ 1 0 1 ]а || [12 1]у 60° [074 0.67 0.07]

5 (011) (011)а || (111)у [01 1]а || [1 2 1]у 60° [0.74 067 007]

6 (110) (110)а || (111)у [110]а || [1 2 1]у 62.8°[0.28 0.68 0.68] 90° [101]

Таблица 3

Результаты расчета векторов переориентации [е] в процессе у — а — у-превращений при ориентационном соотношении Курдюмова-Закса. Ориентационное соотношение прямого превращения:

(Ш)у | | (110) а

[011], | |[111]а

№ Плоскости обратного превращения Ориентационное соотношение обратного превращения е

1 (110) (110) л (111) , [111 ]а || [011], 0°

2 (110) л (111) т [111 ]а ||[110]т 10.5°[111]

3 (101) (101) л (111) т [111 ]а || [011], 60° [0П]

4 (101) л (111) т [111 ]а ||[101]т 57.2° [0.71 0.36 06]

5 (011) (011)а || (111)т [111 ]а || [011], 60° [011]

6 (011)а || (111)т [111 ]а || [101], 50.5° [046 074 049]

7 (101) (101)а || (111), [ 1 11]а ||[1Ю], 50.5° [0.74 0.46 049]

8 (101)а || (111), [11 1 ]а || [Ю1], 47.1° [0.72 0.3 063]

9 (011) (011)а || (111), [111 ]а ||[1Ю], 57.2°[0.6 0.71 0.36]

10 (011)а || (111)у [111 ]а ||[Ю1], 47.1°[0.63 0.72 0.3]

11 (110) (110)„ || (111)у [111 ]а || [011], 57.2° [0.25 0.74 063]

12 (110)а || (111), [111 ]а ||[1Ю], 57.2°[0.25 0.63 0.74]

жен лишь один вариант превращения, соответствующий деформации сжатия и растяжения в лежащих в этой плоскости направлениях типа (100 и <110) соответственно. Таким образом, при ориентационном соотношении Нишиямы-Вассермана существуют лишь

5 вариантов обратного превращения по альтернативным системам; причем, как видно из таблицы 2, кристаллографически неэквивалентных из них всего два.

При ориентационном соотношении Курдюмова-Закса (таблица 3) в каждой из 6 плоскостей типа {110} возможны два различных варианта, соответствующие двум направлениям (111), лежащим в плоскости обратного превращения и входящим в ориентационное соотношение этого превращения. Исключение обратного превращения по той же системе дает 11 возможных вариантов превращения по альтернативным системам, из которых лишь 5 оказываются кристаллографически неэквивалентными.

Из анализа приведенных в таблице 3 результатов следует, что для экспериментально обнаруженной 60°( 110 -переориентации решетки в полосах локализации деформации необходимо выполнение ориентационного соотношения Курдюмова-Закса с сохранением в ориентационном соотношении прямого и обратного превращений общего [01 1]у ||[1 1 1]а-направления, являющегося направлением вектора 60°[01 ^-переориентации. Как видно из представленной на рис. 5, а схемы такого превращения, 60-градусная переориентация определяется углом между плоскостями прямого и обратного превращения в ОЦК-решетке а-фазы.

В случае ориентационного соотношения Нишиямы-Вассермана (таблица 2) обратное превращение в плоскостях, составляющих с плоскостью прямого превращения углы 60°, приводит в ходе у — а — у-деформации к переориентации решетки в полосах локализации деформации с векторами типа 0 - 60°(0.07 0.67 0.74).

Рис. 5. Схема обратных а — у-превращений. Черными и светлыми стрелками показаны направления контракционных смещений атомов в процессе прямого и обратного превращений соответственно: а — в плоскости, составляющей с плоскостью прямого превращения угол 60°, вариант ориентационного соотношения Курдюмова-Закса с сохранением в ходе прямого и обратного превращений общего [01 1 ]у || [ 1 11 ]а -направления — направления вектора е; б — в плоскости, составляющей с плоскостью прямого превращения угол 90°

Угол между направлениями этих векторов и ближайшими направлениями типа (110 составляет всего 4.5°. Этот угол, как было показано выше, не превышает экспериментального разброса и точности измерения векторов переориентации в полосах локализации деформации.

Таким образом, возможность преимущественных 60°(110-переориентаций в полосах у — а — у-дефор-мации следует уже из чисто вероятностных соображений. Действительно, как следует из таблиц 2 и 3, при равновероятной реализации представленных в этих таблицах вариантов, 60°( 110 или экспериментально неразличимые близкие к ним переориентации кристаллической решетки в полосах локализации деформации должны составлять более 50%.

На наш взгляд, эта вероятность может быть значительно выше. Как видно из рис. 5, а, в случае обратных а — у-превращений по плоскостям, составляющим углы 60° с плоскостью прямого превращения, направления контракционных деформаций прямого превращения можно разложить на компоненты, одна из которых направлена в ту же сторону, что и соответствующая компонента обратного превращения. Последнее развивается в этом случае не только вследствие нестабильности промежуточной фазы, но и под действием поля локальных напряжений в зоне превращения, являясь дополнительным способом их релаксации. Когда обратное превращение идет по перпендикулярной плоскости, компонента контракционного сжатия в направлении типа (001 (рис. 5, б) противоположна направлению растяжения прямого превращения. Поле локальных напряжений в зоне превращения является при этом эффективным препятствием обратному превращению. Поэтому его вероятность в плоскости, перпендикулярной плос-

кости прямого превращения, должна быть значительно ниже.

3.3. Влияние двойникования на закономерности переориентации кристаллической решетки в полосах у — а — у-превращений

Как уже отмечалось, полосы у — а — у-деформации и переориентации кристалла развиваются в слоистых наноструктурах микродвойников толщиной десятки нанометров, которые при больших деформациях почти параллельны плоскости прокатки (рис. 1). В этом случае тонкие фольги для электронной микроскопии, если они (как это чаще всего делается) приготовлены из образцов, параллельных плоскости прокатки, содержат один или несколько микродвойников, параллельных плоскости фольги. Тогда в полосах у — а — у-деформации, наряду с 60°( 110 - переориентацией должны наблюдаться и зоны с комбинированными (двойникование + у — а — у-превращение) вариантами переориентации кристалла. При наличии нескольких систем двойни-кования число таких вариантов увеличивается. Покажем это на примере полосы у — а — у-деформации с вектором переориентации е - 60°[011]. Результаты расчета векторов комбинированных (двойникование + у — а — у-превращение) разориентаций в такой полосе при ее взаимодействии с двойниками разных систем, полученные перемножением матриц двойникования (справа) на матрицу у — а — у-превращения, приведены в таблице 4.

Для анализа этих результатов заметим, что минимальные значения векторов переориентации в двойниках с плоскостями двойникования {111} отвечают векторам переориентации на 70.5° вокруг любого из трех направлений типа (110, лежащего в плоскости двой-

Таблица 4

Вектора переориентации кристаллической решетки в процессе у — а — у-превращения предварительно сдвойникованного материала

№ Характер превращения Плоскость двойникования, ®шт при двойниковании Вектор переориентации

1 у — а — у (111) ,1(011) а, [0П]т||[111]а (111), || (10 1)а, [01 1], || [111 ]а — е = 120° [011] ешь = 60° [011]

2 Вектор у — а — у-переориентации лежит в плоскости двойникования (111) ешп = 70.5° [011] е = 180° [0.99 006 006] Ошь = 10.5° [011]

3 (111) ещт = 70.5° [011] е = 180° [23 3] Ошь = 49.5° [011]

4 Вектор у — а — у-переориентации не лежит в плоскости двойникования (111) е = 90° [0.41 091 009] Эш1п = 34.9°[0.83 0.15 0.53] екр.экв. = 146.4° [0.74 0.07 0.67] - 146.4° [101] - 33.6°[101]

5 (111) е = 90° [041 0.09 0.91] 0шп = 34.9° [0.83 0.53 0.15] екр.экв. = 146.4° [0.74 0.67 0.07] - 146.4°[110] - 33.6° [1 10]

никования. Поэтому, когда направление вектора у — а — у-переориентации лежит в плоскости двойни-кования, векторы переориентации при двойниковании плюс у — а — у-превращении складываются, давая два кристаллографически неэквивалентных вектора е ш1п, которые определяются соотношением знаков векторов двойниковой и у—а—у-переориентации. Если эти знаки (для 0ш1п) разные (№ 2 в табл. 4), значение вектора переориентации в зоне комбинированного (двойнико-вание + у — а — у) превращения составляет 0ш1п = = ±10.5°( 110. Для одинаковых знаков двойниковой и у—а—у-переориентации решетки (табл. 4, N° 3) 0ш1п = = 70.5°( 110 + 60° (110 = 130.5°( 110 = 49.5°(110.

Поскольку в первом из представленных выше вариантов величина угла переориентации сравнима с точностью его измерения и угловыми размерами дифракционных максимумов, возможности электронно-микроскопического обнаружения таких зон весьма ограничены. Подобная ситуация имеет место и в случае зон 49.5°( 110 - переориентации. На фоне формирующейся внутри полос локализации деформации фрагментированной дефектной субструктуры, приводящей к значительным (до 10° и более) отклонениям ориентации кристаллической решетки от предсказываемой в рассматриваемой здесь модели, при электронно-микроскопическом исследовании эти зоны невозможно отличить от зон 60°( 110 - переориентации кристалла.

Когда вектор 60°( 110-переориентации в полосе у — а — у-деформации не лежит в плоскости двойни-кования, независимо от индексов этой плоскости и знаков векторов переориентации, в зоне двойникования

плюс у — а — у-превращения реализуются варианты с минимальными векторами переориентации

еш1п - 34.9°(0.15 0.53 0.83)~34.9°(2 7 11)

с достаточно сложными индексами направлений. Однако среди кристаллографически эквивалентных этим векторам находятся векторы типа

екр.экв. - 146.4°(0.74 0.67 0.07),

составляющие небольшие (- 9°) углы с векторами 146.4°(110 или 33.6°( 1 10), близкими к обнаруживаемым экспериментально (рис. 2, б, г, е). Между тем, как показано в методическом разделе работы, формирование внутри и в окрестности полос локализации деформации структурных состояний с высокой кривизной решетки кристалла и одновременное развитие альтернативных динамическим фазовым переходам дислока-ционно-дисклинационных механизмов переориентации решетки должно приводить к существенным (до 10° и более) отклонениям векторов переориентации кристаллической решетки от предсказываемых в табл. 4 на основе модели динамических фазовых переходов. На электронограммах это проявляется в значительном размытии дифракционных максимумов (рис. 2, см. также далее рис. 7). В результате, указанные выше теоретически рассчитанные значения 0ш1п - 34.9°(0.15 0.53 0.83) или екрэкв. - 146.4°(0.74 0.67 0.07) невозможно отличить от векторов переориентации типа е - 35°( 110, которые обнаруживаются в эксперименте (рис. 2, б, г, е).

Таким образом, области - 35 °(110 -переориентации кристалла в полосах локализации деформации являются, по-видимому, зонами комбинированного (двойнико-

Таблица 5

Изменение оси зоны [111] в процессе у — а — у-превращения исходного и предварительно сдвойникованного кристалла

№ Вектор у — а — у-переориентации Плоскость двойникования Индексы оси зоны Ближайшая ось зоны с простыми индексами де°

1 120°[110] — [0.93 0.22 029] [411] 4.1

2 120°[110] (111) [093 0.22 0.29] [411] 4.1

3 120°[110] (111) [050 065 0.57] [111] 6.8

4 120°[110] (111) [089 027 037] [311] 4.0

5 120°[110] (111) [078 0.40 0.48] [211] 2.0

6 120° [110] — [0.06 0.06 099] [001] 5.7

7 120° [110] (111) [0.06 0.06 099] [001] 5.1

8 120° [110] (111) [021 0.55 0.80] [123] 3.0

9 120° [110] (111) [0.55 021 0.80] [213] 3.0

10 120° [110] (111) [049 049 0.72] [223] 2.3

11 120° [110] — [064 064 0.42] [3 32] 1.0

12 120° [110] (111) [064 064 0.42] [3 32] 1.0

13 120° [110] (111) [0.02 0.79 061] [011] 7.8

14 120° [110] (111) [0.79 0.02 061] [101] 7.8

15 120° [110] (111) [0.68 0.68 0.24] [331] 2.4

де — угол между осями зон 4 и 5 столбцов таблицы

вание + у — а — у-превращение) механизма деформации, когда вектор у — а — у-переориентации не лежит в плоскости двойникования. Отметим, что во всех представленных выше вариантах полос локализации деформации направления минимальных векторов переориентации в них совпадают (или близки) с направлениями типа М-

Как видно из проведенного выше анализа, кристаллогеометрический анализ разориентировок в зонах комбинированного (двойникование + у — а — у) превращения часто оказывается неоднозначным, достаточно трудоемким и в общем случае требует построения теоретических электронограмм. Покажем это на примере электронно-микроскопического анализа полосы у — а — у-деформации в случае оси зоны исходного кристалла [111]. Все кристаллографически неэквивалентные варианты ее изменения в случае указанного выше комбинированного варианта переориентации представлены в таблице 5. Как видно, расчетные значения осей зон переориентированного кристалла имеют сложные индексы и, ввиду отсутствия дифракционных максимумов в соответствующих сечениях обратной решетки, мало пригодны для электронографического анализа. Тем не менее, такой анализ оказывается возможным, благодаря значительным (до 10° и более, см.

выше) угловым размерам этих максимумов. В этом случае, если на небольшом угловом расстоянии от оси зоны со сложными индексами находится ось зоны с большой плотностью узлов обратной решетки, эти узлы должны наблюдаться на электронограммах. Индексы осей зон со сравнительно простыми индексами и относительно небольшими угловыми расстояниями от рассчитанных теоретически представлены в 5 столбце. Половина из них ((113), (123), (223), (332), (331) соответствует относительно невысокой плотности дифракционных максимумов на электронограммах. Ее максимальные значения соответствуют осям зон типа (110, (100) и (112) (варианты 5, 7, 13, 14 в табл. 5). Поэтому именно эти варианты легко обнаруживаются экспериментально и наиболее удобны для кристаллогеометрического анализа. Один из таких вариантов показан на рис. 6.

Как видно из приведенной на рис. 6, б электроно-граммы, на ней, наряду с дифракционными максимумами оси зоны [111], можно выделить более слабые рефлексы, которые формируют конфигурации, характерные для осей зон типа (110. Сравнение с данными таблицы 5 свидетельствует о том, что такой характер дифракционной картины должен наблюдаться, когда полоса у — а — у-деформации с вектором переориентации е - 120° [1 10] = 60° [1 10] пересекает две (по

Рис. 6. Полоса локализации деформации в сплаве Х17АГ18 после деформации прокаткой при 8 - 60%: а — изображение в светлом поле; б — картина микродифракции; в — теоретическая электроно-грамма для варианта взаимодействия полосы у — а — у-деформации с 60°[ 1 10]-переориентацией кристалла с двойниками деформации в плоскостях (111) и (111). Темные кружки — рефлексы оси зоны [111] матрицы. Светлые кружки — действующие отражения двойников деформации в плоскостях (111) и (111), совпадающие с рефлексами исходного кристалла [022] и [202] соответственно. П — дифракционные максимумы области 60°[1 10]-переориентации исходного кристалла, ось зоны — [332]. Светлые и темные треугольники — следы дифракционных максимумов осей зон (011) и (101) обратной решетки в областях у — а — у-переориентации в двойниках деформации с плоскостями двойникования (111) и (111) соответственно

плоскостям (111) и (111)) системы деформационных микродвойников (13 и 14 варианты в табл. 5). Действительно, как следует из 5 и 6 столбцов таблицы, под углом 7.8° к плоскости электронограммы находятся плоскости ([011] и [101]) с максимальной плотностью узлов обратной решетки ГЦК-кристалла. Поскольку угловые размеры дифракционных максимумов в полосах локализации деформации превышают указанный выше угол, их следы должны наблюдаться в плоскости электронограммы. Расчет координат этих следов при теоретическом построении электронограмм сводится к задаче определения проекций векторов обратной решетки переориентированной зоны на плоскость электронограммы. Построенная таким образом теоретическая электронограмма (рис. 6, в) свидетельствует

об ее полном соответствии экспериментально наблюдаемой (рис. 6, б). Следовательно, особенности переориентации кристаллической решетки в представленной на рис. 6, а полосе локализации деформации хорошо описываются в предположении о развитии полосы у — а — у-деформации в кристалле, содержащем деформационные микродвойники в плоскостях (111) и (111).

Покажем, что представленные на рис. 6 варианты переориентации можно интерпретировать как переориентацию исходного кристалла на углы ~ 35 ° вокруг осей типа (110. Рассмотрим пары дифракционных максимумов [022], [022] и [202], [202], в каждой из которых один принадлежит обратной решетке исходного кристалла, а другой — обратной решетке одной из зон, переориентированных в результате комбинации двойникования и у — а — у-превращения. Теоретически рассчитанные с помощью матриц таких превращений угловые расстояния между дифракционными максимумами в указанных выше парах (- 9.3 °) сравнимы с их угловыми размерами. Поэтому на электронограмме (рис. 6, б) эти дифракционные максимумы сливаются и при невысокой экспериментальной точности электронографического анализа являются общими для исходного и переориентированных кристаллов. В этом случае альтернативным вариантом интерпретации представленной на рис. 6, б электронограммы является вариант переориентации решетки вокруг указанных выше общих ([022] и [202]) направлений на углы, равные углам (35.3°) между плоскостью (111) исходного кристалла и соответствующими (содержащими эти направления) плоскостями (011) и (101) зон переориентации.

Как видно из проведенного выше анализа, внутри представленной на рис. 6 полосы локализации деформации, благодаря ее взаимодействию с двойниками двух систем, обнаруживаются три типа различным образом ориентированных кристаллов: 1) с осью зоны — [3 3 2], являющейся результатом 120°[1 10]-переориентации исходного (несдвойникованного) кристалла (см. № 11

в табл. 5); 2) и 3) с осями зон ~ [011] и [101] (№ 13 и 14 в табл. 5), которые возникли в процессе аналогичной переориентации в двойниках деформации. Поскольку толщина двойников и расстояния между ними составляют несколько десятков нанометров (рис. 1), внутри полосы локализации деформации формируется нано-кристаллическое состояние с высокоугловыми границами.

Кроме того, в условиях фазовой нестабильности кристалла и возможности существенного снижения упругих модулей пластическая деформация в полосах локализации деформации является комбинацией деформации у —а — у-превращения с коллективными дислока-ционно-дисклинационными модами деформации, приводящими к фрагментации кристаллической решетки внутри полосы локализации деформации. Интенсивность такой фрагментации определяется, очевидно, конкретными условиями формирования полос локализации деформации: уровнем локальных напряжений и их градиентов (моментов), характером исходной дефектной субструктуры, величиной локальной деформации и т.д. В полосах локализации деформации, представленных на рис. 2 и 6, эта интенсивность ограничена переориентацией фрагментов внутри полос на относительно небольшие (до -10°) углы, определяемые угловыми размерами дифракционных максимумов на электронограм-мах.

Проведенное нами исследование показало, что в зонах у —а — у-переориентации двойников деформации эти размеры могут увеличиваться в несколько раз. Пример азимутального размытия дифракционных максимумов в зоне комбинированной (двойникование + у — а — у) переориентации решетки на углы Да - 30° приведен на рис. 7. Как и на рис. 6, исходный кристалл имеет здесь ось зоны [111]. Показанная на схеме элект-ронограммы (рис. 7, в) штриховыми линиями конфигурация дифракционных максимумов, возбуждаемых полосой локализации деформации, хорошо согласуется с вариантом теоретической электронограммы (см. рефлексы оси зоны (011) на рис. 6, в), соответствующим комбинированной (двойникование + у — а — у) переориентации с участием двойников одной системы.

Значительно более интенсивная фрагментация кристаллической решетки в зонах комбинированных (двойникование + у —— а —— у) превращений свидетельствует о возрастании роли коллективных дислокационно-диск-линационных механизмов деформации и переориентации решетки в этих зонах. Выявление природы этого эффекта требует специального анализа. Здесь лишь отметим, что в процессе такого анализа, на наш взгляд, в первую очередь необходимо учитывать следующие факторы:

- изменение ориентации кристаллической решетки в зоне у — а — у-превращения в процессе пересечения двойника полосой локализации деформации;

1 / / ”1Я ЯШ # jfl б , Ш 1

| ||И Р ^ *

• ч $

% » "ilBlllll: : ф #

Рис. 7. Полоса локализации деформации после деформации прокаткой 8 ^ 60% сплава Х17АГ18: а — светлопольное изображение; б — картина микродифракции; в — схема ее расшифровки. Сплошными линиями показана ось зоны [111] исходного кристалла; пунктирными — дифракционные максимумы зоны переориентации (ось зоны ~ [01 1]) кристаллической решетки в двойнике деформации. Рефлексы двойника в плоскости (111) совпадают с дифракционными максимумами [022] исходного кристалла

Рис. 8. Темнопольные изображения (а, б) и картины микродифракции (в, г) полосы локализации деформации (а, в) и нанокристаллической субструктуры (б, г) в сплаве Х17АГ18Ф после деформации прокаткой при 8 ~ 60 % (а, в) и 90 % (б, г)

- повышение в области взаимодействия полос локализации и двойников деформации локальных внутренних напряжений и их градиентов (моментов) — дополнительных источников дислокационно-дисклинацион-ных мод фрагментации внутри полос локализации деформации;

- формирование внутри двойников деформации более сложной дефектной субструктуры (субструктура с высокими непрерывными разориентировками, тонкие пластины 8-мартенсита) на стадии, предшествующей развитию полос у — а — у-деформации.

Таким образом, переориентация кристаллической решетки в полосах локализации деформации аустенит-ных сталей является результатом сложной комбинации нескольких механизмов деформации: механического двойникования; у — а —• у-деформации; коллективных дислокационно-дисклинационных мод деформации и переориентации решетки. Результатом действия комплекса этих механизмов является формирование полос локализации деформации с ярко выраженным нано-кристаллическим структурным состоянием. Пример такой полосы приведен на рис. 8. На совмещенной (с по-

лосы и окружающего микрообъема) электронограмме (рис. 8, в) можно выделить две компоненты: 1) рефлексы оси зоны [111], которые, как и на рис. 6 и 7, являются узлами обратной решетки исходного кристалла; 2) кольцевую электронограмму, дифракционные максимумы которой формируют дифракционный контраст и отражают характер ориентации кристаллической решетки в полосах локализации деформации.

Кольцевой характер электронной дифракции с области внутри полосы не позволяет дать однозначной трактовки механизма ее формирования. Тем не менее, по аналогии с результатами анализа полос локализации деформации, представленных на рис. 6 и 7, можно утверждать, что все характерные особенности разориен-тировок (электронной дифракции) в полосах локализации деформации полностью удовлетворяют варианту у —— а —— у-полосы, взаимодействующей, как на рис. 6, с двойниками двух систем с одновременной (аналогично рис. 7) интенсивной фрагментацией решетки, приводящей к формированию кольцевой картины микродифракции в зонах у — а — у-переориентации двойников деформации. Как следует из представленного на

рис. 8, а темнопольного изображения, размеры кристаллитов внутри полосы лежат в пределах от - 5 до 60 нанометров при их наиболее вероятных значениях 20-30 нм, что позволяет говорить о формировании в этой полосе нанокристаллического структурного состояния с высокоугловыми границами разориентации.

После деформации прокаткой при 8 > 90% в результате совместного действия всех указанных выше механизмов во всем объеме высокоазотистых аустенитных сталей формируется нанокристаллическое структурное состояние с большой плотностью высокоугловых границ и размерами нанокристаллов от нескольких до нескольких десятков нанометров (рис. 8, б, г).

4. Механизм динамических фазовых переходов в полосах локализации и двойниках деформации В2-фазы никелида титана

Характерной особенностью механического двойни-кования в Т№-сплавах является образование двойников деформации в плоскостях со сложными индексами [1922]: {11п}, {227}, {332}. В настоящее время для объяснения закономерностей их формирования для каждого из указанных типов двойников предложены отдельные схемы атомных перестроек, включающие сложные комбинации двойниковых сдвигов и перетасовок атомов [21]. Несмотря на то, что механическое двойникование обнаружено в сплавах, характеризующихся широкой областью структурно-фазовой неустойчивости В2-ре-шетки (предмартенситные состояния), до сих пор не было сделано попыток описать двойникование с учетом мартенситных превращений, протекающих в этих сплавах под нагрузкой. Между тем, на тесную связь двойни-кования с мартенситным превращением указывают также эксперименты [19] по термоциклированию сплавов под нагрузкой через точки фазового равновесия, когда в условиях реализации В2 — В19(В19') — В2-превращений наблюдается образование высокой плотности двойников с плоскостями двойникования типа {112} и {114}. Возможность реализации подобного механизма деформации в ОЦК-решетке титановых сплавов теоретически показана в работе [23], где механизмом в — а — в (ОЦК — ГПУ — ОЦК) превращения описано формирование в указанных сплавах {332}-двойников деформации. Наконец, как показано в работе [24], механизмы атомных перестроек в ходе В2 — В19(В19')-превращений качественно подобны таковым в ходе ОЦК — ГПУ-превращений.

4.1. Результаты экспериментальных исследований

Металлографическое исследование поверхностного рельефа после прокатки монокристалла Т№-сплава показало (рис. 9, а), что уже при относительно невысоких (8 < 7 %) деформациях в сплаве наблюдается интенсивная локализация пластического течения. При этом наблюдаются три системы полос локализации деформа-

ции. Наиболее ярко выраженной из них является система полос, границы которых могут быть следами плоскостей (131). Две другие являются полосами локализации деформации, границы (следы) которых можно интерпретировать как следы габитусных плоскостей типа {0.89 0.22 0.40}, обнаруживаемых [25] в процессе В2 — В19' мартенситного превращения в закаленных сплавах на основе никелида титана близкого к исследованному в настоящей работе состава. В процессе электронно-микроскопических исследований обнаружено два типа полос локализации деформации.

1. Полосы локализации деформации с плоскостями габитуса {0.89 0.22 0.40}. Они часто имеют характерную для мартенситных пластин линзовидную форму (рис. 9, б), но не являются пластинами мартенсита, так как дают картину микродифракции (рис. 9, в), характерную для В2-фазы. Внутри полос локализации деформации обнаруживается микрополосовая структура с границами микрополос, являющимися следами плоскостей {110} В2-решетки, которые по ориентационному соотношению параллельны плоскостям двойникования {001} мартенситной фазы. В работе [26] аналогичные образования были обнаружены как результат прямых и обратных В2 — В19 — В2 мартенситных превращений в ходе термоциклирования сплава Т^0№50_хСих в температурном интервале мартенситного превращения. В ходе электронно-микроскопического анализа разориен-тировок обнаружено, что практически все полосы указанного выше типа разориентированы относительно окружения на небольшие (до 10°) углы.

2. Пачки длинных (десятки мкм) микрополос толщиной доли микрометра (рис. 10). Электронно-микроскопический анализ показал, что границы этих микрополос можно связать со следами плоскостей {113}, а кристаллическая решетка внутри них переориентирована относительно окружения на углы, близкие к 50° вокруг осей типа (110). Следовательно, эти микрополосы являются ничем иным как типичными {113}-двойниками деформации.

Внутри этих двойников, также как внутри полос локализации деформации с малоугловыми разориентиров-ками, наблюдается большая (не менее 5 -10 см_ ) плотность дислокаций, структурное состояние с высокой (до 20°/мкм) кривизной кристаллической решетки

и, следовательно, с высокими (ст1ос = хгуЕ(Дй/2) = = Е/30) локальными внутренними напряжениями.

4.2. Анализ механизмов деформации

Теоретический анализ мартенситных превращений в Т№-сплавах, проведенный в работах [24, 27, 28], показал, что практически все обнаруженные в этих сплавах варианты мартенситных превращений хорошо укладываются в концепцию кооперативных тепловых колебаний плотноупакованных плоскостей в кристаллах и описываются подобным представленному на рис. 4

Рис. 9. Полосы локализации деформации в монокристалле сплава 1!№^е, Мо) после прокатки (8 = 7 %) при комнатной температуре: а — металлографическая картина поверхностного рельефа в плоскости прокатки; б, в — светлопольное электронно-микроскопическое изображение и электронограмма с полосы с малоугловой переориентацией кристаллической решетки

механизмом в его компенсационном варианте: через ОЦК — ГПУ — ОЦК-превращение. С другой стороны, известно [29], что мартенситная фаза В19 может быть представлена как фаза с искаженной гексагональной решеткой. Последнее дает возможность наглядного моделирования механизма В2 — В19(В19') — В2-превра-щения как ОЦК — ГПУ — ОЦК-превращения и достаточного простого как геометрического, так и численного (перемножением матриц прямых и обратных превращений) определения векторов переориентации 0 кристаллической решетки после обратных превращений по альтернативным системам.

При анализе использован вариант единого (для ОЦК — ГПУ- и ОЦК — ГЦК-превращений) ориентационного соотношения Курдюмова-Закса, когда один из плотноупакованных (в направлении типа (111^) атомных рядов ОЦК-фазы совпадает с плотноупакованным (в направлении [11.0], [10.0] или [01.0]) рядом атомов ГПУ-фазы. Атомные перестройки в плотноупакованной плоскости (110) В2-фазы в ходе прямого В2 — В19

(ОЦК ^ ГПУ) превращения представлены на рис. 11, а. Они являются комбинацией деформации сжатия и растяжения в направлениях [001] и [1 10] соответственно, с поворотом на угол 5.23° вокруг оси, нормальной плоскости превращения. Контракционные смещения атомов в этом направлении и перетасовки плоскостей превращения не оказывают влияния на характер переориентации кристаллической решетки в ходе превращений. Поэтому здесь они не рассматриваются. В выбранных на рис. 11 системах координат ОЦК- и ГПУ-фаз ориентационное соотношение прямого превращения запишется в виде:

(П0)з2 11(00.1)м,

[І1ІІБ2 ||(11.0)м-В случае орторомбической В19-фазы это ориентационное соотношение соответствует известному [29] ориентационному соотношению типа

(110)м II (11 1)б2, [001]м11(101)в2.

Рис. 10. Пачка микродвойников в одной из представленных на рис. 9, а полос локализации деформации: а — изображение в светлом поле; б — темнопольное изображение в двойниковом рефлексе [200]; в — картина микродифракции; г — схема электронограммы, ось зоны двойника — [011], плоскость двойникования (131)

При принятом механизме фазового перехода существует шесть вариантов обратного превращения. Они представлены номерами 1-6 в левом столбце таблицы 6 и вытекают из трех возможных направлений растяжения ГПУ-решетки в плоскости базиса ([10.0], [11.0] и [01.0]), каждому из которых соответствуют два варианта поворотов кристаллической решетки на углы ±5.23° вокруг оси [00.1] (или [110]). В правом столбце таблицы приведены расчетные значения векторов переориентации с кристаллографически эквивалентными значениями 0, указывающими на 180-градусные двойниковые варианты переориентации решетки в зонах В2 — В19 — В2-превращений.

Представленные в таблице 6 результаты можно также получить исходя из геометрического анализа (рис. 11). Результатом изменения при обратном превращении осей деформации является переориентация

кристаллической решетки ОЦК-фазы на угол +60 ° или -60 ° вокруг оси [110], нормальной плоскости превращения. Повороты на 5.23°, поскольку они в ходе прямого и обратных превращений могут иметь как одинаковые, так и разные знаки, в каждом конкретном варианте ОЦК — ГПУ — ОЦК-превращения либо взаимно уничтожаются, либо приводят к ±10.5° переориентации кристаллической решетки в том же направлении. Общая переориентация является, таким образом, результатом комбинации указанных выше ±60° и ±10.5° поворотов. При этом оказываются возможными следующие представленные в таблице 6 варианты.

1. Деформация растяжения-сжатия при обратном фазовом переходе идет без изменения оси деформации, но с изменением знака 5.23-градусных поворотов при прямом и обратном превращениях. Этот вариант соответствует обратному превращению по той же системе,

4.

5.23°

И

Рис. 11. Варианты атомных перестроек в плоскости ОЦК ^ ГПУ ^ ОЦК-превращения: а — в ходе прямого превращения; б — при прямом и обратном превращении с переориентацией на 10.5° (вариант № 2 в таблице 6); в — вариант формирования {113} -двойника деформации. Светлые кружки — атомы ОЦК-фазы в исходной решетке; крупные кружки — атомы ГПУ-фазы после прямого превращения; темные кружки — атомы ОЦК-фазы после обратного превращения

явлениям памяти формы и сверхэластичности в Т№-сплавах с отсутствием переориентации (и деформации) кристаллической решетки.

2. Первый вариант с одинаковым знаком 5.23-градусных поворотов в прямом и обратном превращениях. Схематически этот вариант изображен на рис. 11, б. Он приводит к переориентации решетки в зонах превращения на 10.5°.

3 и 4. Разные знаки 5.23-градусных поворотов в прямом и обратном превращениях со сменой оси деформации обратного превращения. Превращения по этому варианту приводят к двум (+60° и -60°) вариантам переориентации решетки вокруг оси, нормальной плоскости превращения. Кристаллографически эквивалентными векторами 180-градусной двойниковой переориентации решетки являются при этом векторы типа 180°{225}.

5. Смена оси деформации с некомпенсированными 5.23°-поворотами прямого и обратного превращений, знаки которых совпадают со знаком 60-градусной переориентации. Вектор переориентации в зоне ОЦК — ГПУ —_ОЦК-превращения 0 = (-60°-10.5°)[110] = = 70.5° [1 10]. Кристаллографически эквивалентным ему является вектор 0 = 180° [1 12]. Следовательно, переориентация решетки в зоне превращения аналогична таковой в (1 12) - двойнике деформации.

6. Тот же вариант с разными знаками -10.5° и +60° переориентации решетки. В этом случае вектор переориентации в зоне превращения 0 = (60°-10.5°)[110] = = 49.5°[110]. Этот вектор близок к вектору 0 = = 50.48°[110], которому кристаллографически эквивалентны два вектора 180-градусной переориентации решетки: 0 = 180° [1 13] и 180° [332], что соответствует

переориентации кристаллической решетки в (113)- или (332)-двойниках деформации. Схема атомных перестроек в плоскости такого превращения представлена на рис. 11, в.

Одной из наиболее важных проблем при разработке атомных механизмов двойникования в сплавах на основе Ті№ является необходимость обоснования факта сохранения в двойниках деформации сверхструктуры В2-фазы. Последнее определяет привлечение сложных комбинаций атомных перестроек не только для двойни-

Таблица 6

Результаты расчета векторов переориентации [0] в процессе ОЦК — ГПУ — ОЦК-превращений по разным системам. Ориентационное соотношение прямого превращения:

(110) II (00.1)

[111]|| [11-0]

№ Ориентационное соотношение обратного превращения 0

1 (00.1) || (110) [11.0] II [111] 0°

2 (00.1) || (110) [01.0] II [111] 10.5° [110]

3 (00.1) || (110) [01.0] II [111] 60°[110] 180° [225] - (225)- двойник

4 (00.1) || (110) [10.0] II [111] 60° [110] 180° [225] - (225)- двойник

5 (00.1) || (110) [11.0] II [111] 70.5° [110] 180° [112] - (1 12) - двойник

6 (00.1) || (110) [10.0] II [111] 49.5°[110] 180° [1 1 3] - (11 3)- двойник 180° [332] - (332)- двойник

Рис. 12. Схема дислокационных сдвигов в плоскостях (1 12) (а), восстанавливающих сверхструктуру В2-фазы (б) в зоне (1 13)-двойника, образовавшегося в ходе прямого и обратного В2 — В19(ГПУ) — В2 мартенситного превращения

ков по плоскостям со сложными индексами [19-21], но и для характерного для ОЦК-сплавов двойникования по плоскостям {112}, когда сверхструктура В2-фазы разрушается в ходе скольжения двойникующих дислокаций. Как показали оценки, полученные в работе [30], увеличение энергии кристалла в процессе разупорядо-чения столь велико, что вероятность деформации двой-никованием должна быть ничтожно малой.

В случае двойникования механизмами прямых и обратных мартенситных превращений указанные выше проблемы решаются достаточно просто. Покажем это на примере двойникования по плоскости (1 13). Схема расположения атомов разного сорта (Т и №) в переориентированной (на вектор 0 ^ 49.5°[110], рис. 11, в) зоне (1 1 3)-двойника представлена на рис. 12, а. Как видно из этой схемы, ОЦК — ГПУ — ОЦК-превраще-ние приводит к разрушению сверхструктуры в (113)-двойнике В2-фазы с формированием нового структурно и энергетически невыгодного варианта сверхструктуры. Вместо характерного для В2-фазы чередования слоев Т и № в направлении [001], в (11 3)-двойнике эти слои чередуются в направлении [0 1 1] (рис. 12, а). Однако в этом случае возможен естественный вариант восстановления исходной сверхструктуры путем дислокационных сдвигов в каждой четной (или нечетной) плоскости (1 12) с характерными для ОЦК-решетки векторами Бюргерса дислокаций -2[1 1 1] или -2-[1 1 1], в

зависимости от знака сдвиговой компоненты тензора напряжений в этой плоскости.

Таким образом, двойникование в никелиде титана можно моделировать как комбинацию прямого плюс обратного В2 — В19(ГПУ) — В2-фазовых переходов с указанными выше сдвигами.

Сложный характер дефектной субструктуры с высокой кривизной кристаллической решетки в полосах локализации и двойниках деформации Т№-сплавов свидетельствует о том, что, как и в полосах у — а — у-

превращений, пластическая деформация в них является в общем случае комбинацией рассмотренной выше деформации превращения с дислокационно-дисклина-ционными модами деформации. Это приводит, в частности, к невозможности однозначной интерпретации механизма образования полос переориентации с малоугловыми разориентировками (рис. 9, б). Линзовидная форма этих образований не оставляет сомнений в том, что они формируются с участием прямого и обратного мартенситного превращений. Однако, вследствие возможности существенного вклада дислокационно-диск-линационных мод деформации в переориентацию кристаллической решетки, система обратного превращения оказывается неопределенной. Оно может осуществляться как по альтернативной (№ 2 в табл. 6) системе, так и по системе прямого превращения с переориентацией решетки в результате дислокационно-дисклинационных процессов релаксации внутренних напряжений (моментов напряжений), возникающих в ходе превращений.

Отметим также, что привлечение модели пластической деформации как динамического (В2 — В19(ГПУ)

— В2) фазового перехода позволяет не только дать физическое обоснование явлению механического двой-никования по плоскостям со сложными индексами, но и понять физическую природу интенсивного развития этого механизма деформации в сплавах на основе нике-лида титана, заключающуюся, очевидно, в фазовой нестабильности В2-фазы в полях напряжений.

5. Обсуждение результатов

В рамках физической мезомеханики при анализе вопросов физики пластической деформации развиваются представления [31, 32] о «неравновесных локальных структурных превращениях» как модах релаксации концентраторов напряжений. В [33] эти превращения связываются с понятием «сильно возбужденного состояния» в кристаллах как суперпозиции нескольких структур с появлением в пространстве междоузлий исход-

ного кристалла новых разрешенных структурных состояний.

Обнаруженная в настоящей работе новая мода деформации хорошо укладывается в эти представления и является их наглядным экспериментальным обоснованием. Действительно, структурные состояния в ходе у — а — у- или В2 — В19 — В2-превращений могут быть представлены как суперпозиции двух структур, когда в пространстве междоузлий исходных (стабильных) фаз существуют новые разрешенные состояния — узлы мартенситных фаз, движением атомов через которые осуществляется пластическая деформация микрообъемов и переориентация решетки в них.

При этом прямые (у — а, В2 — В19) мартенситные превращения являются, с одной стороны, следствием фазовой нестабильности кристалла в поле напряжений; с другой — способом их пластической релаксации. Уменьшение локальных напряжений в ходе указанной выше релаксации приводит к обратным а — у- и В19 — В2-превращениям. Выбор альтернативной системы превращения определяется в этом случае конфигурацией локального поля напряжений и необходимостью пластического формоизменения превращенных микрообъемов для его релаксации.

Значительную долю такого формоизменения составляет объемная (контракционная) деформация растяжения-сжатия. При этом, за исключением 5.23-градусных поворотов, определяющих конкретный тип ориентационных соотношений, переориентация кристалла, являясь результатом деформации превращения, не сопровождается реальным поворотом вещества в зоне превращения, не требует наличия моментов (или градиентов) напряжений и, таким образом, не является ротационной модой деформации в ее традиционном [34, 35] понимании.

Носителями пластической деформации являются при этом высокоэнергетические объемные образования — микрообъемы указанных выше структурных состояний либо нестабильных (стабильных в полях напряжений) фаз. Заметим, что дефекты субструктурного упрочнения (дислокации, границы фрагментов) не являются сколько-нибудь эффективными препятствиями их эволюции, а следовательно, и пластической деформации и переориентации решетки в полосах локализации и двойниках деформации.

На наш взгляд, чрезвычайно важным является то, что эти носители и структурные состояния являются динамическими. В отличие, например, от дислокаций, они существуют только в ходе деформации в поле высоких локальных напряжений. Поэтому обсуждаемые здесь механизмы деформации и переориентации кристалла представлены как механизмы динамических фазовых переходов.

Обычно при анализе вопросов локализации деформации обсуждаются два типа пластических неус-

тойчивостей: 1) неустойчивости ротационного типа, приводящие к формированию разнообразных дефектов дисклинационного типа и переориентации кристаллической решетки при глубоких деформациях [34] или в зонах ее локализации [36, 37]; 2) в рамках физической мезомеханики [32] пластическую деформацию предлагается рассматривать как последовательную эволюцию потери сдвиговой устойчивости на разных масштабных уровнях.

В настоящей работе результатом фазовой нестабильности в поле напряжений является неустойчивость к объемной деформации растяжения-сжатия. Подчеркнем, однако, что роль такой нестабильности может проявляться не только в реализации нового механизма деформации. В условиях фазовой нестабильности (например, вблизи точек мартенситных превращений в сплавах №-Т [38] или №-А1 [39]) часто обнаруживается значительное снижение упругих модулей. Последнее может инициировать как сдвиговую, так и ротационную неустойчивости пластической деформации, поскольку должно приводить к резкому разупрочнению материала в зоне локализации деформации с активизацией практически всех известных к настоящему времени мод деформации: дислокационного скольжения в результате снижения критических напряжений сдвига; диффузионных механизмов деформации вследствие уменьшения энергий активации образования и миграции точечных дефектов; коллективных ротационных мод мезо-уровня деформации, развивающихся с участием указанных выше механизмов.

Таким образом, пластическая деформация в изученных в настоящей работе полосах локализации и двойниках деформации является в общем случае комбинацией рассмотренных здесь динамических фазовых переходов с дислокационно-дисклинационными модами деформации. Именно последние определяют формирование внутри и в окрестности этих образований сложных фрагментированных субструктур, высокоэнергетических структурных состояний с высокой кривизной кристаллической решетки, значительный разброс и невысокую точность измерений при экспериментальном исследовании разориентировок.

Как видно из изложенного выше, важнейшим фактором и условием реализации механизмов динамических фазовых переходов является не только уровень фазовой нестабильности материала, но и наличие высоких (приближающихся к теоретической прочности кристалла) локальных напряжений в зонах превращений. Последние определяют возможность развития этих механизмов не только в сплавах на основе никелида титана с широким температурным интервалом формирования предмартенситных состояний, но и в более стабильных аустенитных сталях или интерметаллиде №3А1 со сверхструктурой, стабильной вплоть до температуры плавления.

Тем не менее, если в монокристаллах структурно нестабильных Т№-сплавов этот механизм наблюдается практически с самого начала деформации (при е < 0.07, см. рис. 9), в аустенитных сталях и интерметаллиде №3А1 его реализации предшествует значительная пластическая деформация. В этих материалах он включается на стадии полного исчерпания ресурса пластической деформации традиционными механизмами дислокационного скольжения и механического двойнико-вания, интенсивного деформационного упрочнения в наноструктурах микродвойников деформации и формирования в субструктурах с высокой кривизной решетки больших локальных внутренних напряжений. При интенсивной пластической деформации кручением сплава на основе №3А1 дополнительным фактором реализации механизма динамических фазовых переходов является снижение стабильности ГЦК-фазы в результате практически полного разупорядочения сверхструктуры интерметаллида в ходе такой деформации.

6. Заключение

1. На основе результатов электронно-микроскопического исследования закономерностей переориентации и микроструктуры полос локализации и двойников деформации в аустенитных сталях, сплавах на основе никелида титана и №3А1 с использованием теории мар-тенситных превращений, основанной на концепции кооперативных тепловых колебаний когерентных объектов (плотноупакованных плоскостей) в кристаллах, предложен новый механизм деформации и переориентации кристалла — механизм динамических фазовых переходов путем прямых плюс обратных (по альтернативным системам) мартенситных превращений в полях высоких локальных напряжений.

2. Предполагается, что носителями пластической деформации и переориентации кристалла являются при этом динамические (существующие только в ходе деформации) объемные образования: микрообъемы неравновесных фаз или высокоэнергетических («сильно возбужденных» [33]) структурных состояний, являющихся суперпозицией двух структур, когда в пространстве междоузлий исходных (стабильных) фаз существуют новые разрешенные состояния — узлы мар-тенситных фаз, кооперативным движением атомов через которые осуществляется пластическая деформация и переориентация решетки. Значительную долю формоизменения составляет при этом объемная (растяжение-сжатие) деформация превращений.

3. Неустойчивость кристаллической решетки в зонах динамических фазовых переходов в результате уменьшения упругих модулей и разупрочнения материала приводит к неустойчивости пластического течения традиционными (дислокационными, диффузионными) и коллективными дисклинационными механизмами деформации и переориентации кристалла. В итоге

пластическую деформацию и переориентацию кристаллической решетки в этих зонах предлагается рассматривать как комбинацию динамических фазовых переходов с указанными выше механизмами. Результатом их совместного действия является формирование внутри полос локализации и двойников деформации широкого спектра дефектных субструктур, в том числе субструктур с высокой кривизной кристаллической решетки и нанокристаллических структурных состояний с высокой плотностью большеугловых границ и размерами нанокристаллов от нескольких нанометров до нескольких десятков нанометров.

4. В сплавах на основе никелида титана с привлечением модели пластической деформации как неравновесного (В2 ^ В19(ГПУ) ^ В2) фазового перехода удается решить следующие вопросы:

- в рамках единой модели описать как традиционное для ОЦК-кристаллов двойникование по плоскостям типа {112}, так и образование двойников в плоскостях со сложными индексами;

- выяснить природу интенсивного развития механического двойникования в TiNi-сплавах, заключающуюся в фазовой нестабильности В2-фазы в полях напряжений;

- понять пути атомных перестроек и объяснить сохранение сверхструктуры этой фазы в зонах двойни-кования.

5. Наиболее важными факторами реализации нового механизма деформации являются, во-первых, низкая эффективность традиционных механизмов деформации в условиях сильного субструктурного упрочнения; во-вторых, высокий уровень локальных внутренних напряжений — источников фазовой нестабильности кристалла и новых высокоэнергетических носителей пластической деформации и переориентации кристалла.

Работа выполнена при финансовой поддержке интеграционного проекта № 45 СО РАН, гранта РФФИ № 01-02-16102 и Министерства образования РФ и CRDF в рамках программы BRHE (проект № 016-02)

Литература

1. Литовченко И.Ю., Тюменцев А.Н., Пинжин Ю.П., Гирсова С.Л., Нестерен-ковВ.А., Овчинников С.В., Строкатов Р.Д., Дубовик Н.А. Особенности переориентации кристаллической решетки и механизм локализации деформации в высокоазотистых аустенитных сталях в условиях их фазовой нестабильности в полях неоднородных напряжений // Физ. мезомех. - 2000. - Т. 3. - № 3. -С. 5-14.

2. KorotaevA.D., TyumentsevA.N., LitovchenkoI.Yu. Defect substructure and stress fields in the zones of deformation localization in high-strength metallic alloys // Physics of Metals and Metallography. - 2000. - V. 90. - No. 1. - P. S36-S47.

3. Тюменцев А.Н., Сурикова Н.С., Литовченко И.Ю., Пинжин Ю.П., Коро-таев АД., Лысенко О.В. Новый механизм пластического течения в полосах локализации и двойниках деформации В2-фазы никелида титана путем неравновесных мартенситных превращений в полях напряжений // Физика металлов и металловедение. - 2003. - Т. 95. - № 1. - С. 97-106.

4. Кассан-Оглыг Ф.А., Найш В.Е., Сагарадзе И.В. Диффузное рассеяние в металлах с ОЦК-решеткой и кристаллогеометрия мартенситных фазовых переходов ОЦК-ГЦК и ОЦК-ГПУ // Физика металлов и металловедение. -1988. - Т. 65. - № 3. - С. 481^92.

5. Donadille C., Valle R., Dervin P., Penelle R. Development of texture and microstructure during cold-rolling and annealing of F.C.C. alloys: example of an aus-tenitic stainless steel // Acta. Met. - 1989. - V. 37. - No. 6. - P. 1547-1571.

6. Третъяк М.В., Тюменцев А.Н. Масштабные уровни фрагментации кристаллической решетки сплава на основе Ni3Al в процессе интенсивной пластической деформации кручением под давлением // Физ. мезомех. - 2000. - Т. 3. -№ 3. - С. 23-28.

7. Тюменцев А.Н., Третъяк М.В., Пинжин Ю.П., Коротаев АД., Валиев Р.З., Исламгалиев Р.К., Корзников А.В. Эволюция дефектной субструктуры в сплаве NisAl в ходе интенсивной пластической деформации кручением под давлением // Физика металлов и металловедение. - 2000. - Т. 90. - № 5. - С. 44-54.

8. Валиев Р.З., Александров И.В. Наноструктурные материалы, полученные интенсивной пластической деформацией. - М.: Логос, 2000. - 272 с.

9. Акерман ДР., Исаков И.Ф., Ремнев Г.Е. и др. Импульсный ионный ускоритель «Темп» // Тезисы докладов 1-й Всесоюзн. конференции «Модификация свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц». -Томск: Изд-во ТПУ, 1988. - Ч. 1. - С. 3^.

10. Коротаев А.Д., Тюменцев А.Н., Третъяк М.В., Пинжин Ю.П., Ремнев Г.Е., Щипакин Д.А. Особенности морфологии и дефектной структуры поверхностного слоя сплава Ni3Al после обработки мощным ионным пучком // Физика металлов и металловедение. - 2000. - Т. 89. - № 1. - С. 54-61.

11. Тюменцев А.Н., Третъяк М.В., Коротаев АД., Пинжин Ю.П., ЩипакинД.А., РемневГ.Е., ИсаковИ.Ф. Закономерности релаксации механических напряжений в монокристаллах Ni3Al при облучении мощными ионными пучками // Физика металлов и металловедение. - 2000. - Т. 90. - № 6. - С. 97-104.

12. Гончиков В.Ч., Тюменцев А.Н., Коротаев АД. и др. Микроструктура полос переориентации в высокопрочных ниобиевых сплавах с ультрадисперсными частицами неметаллической фазы // Физика металлов и металловедение. -1987. - Т. 63. - № 3. - С. 598-603.

13. Тюменцев А.Н., Пинжин Ю.П., Коротаев АД. и др. Электронно-микроскопическое исследование границ зерен в ультрамелкозернистом никеле, полученном интенсивной пластической деформацией // Физика металлов и металловедение. - 1998. - Т. 86. - № 6.- С. 110-120.

14. Тюменцев А.Н., Панин В.Е., Деревягина Л.С., Валиев Р.З., Дубовик Н.А., Дитенберг И.А. Механизм локализованного сдвига на мезоуровне при растяжении ультрамелкозернистой меди // Физ. мезомех. - 1999. - Т. 2. - № 6. -С. 115-123.

15. Вергазов А.Н., Рыбин В.В. Методика кристаллогеометрического анализа структур металлов и сплавов в практике электронной микроскопии. - Л.: ЛДНТП, 1984. - 40 с.

16. Утевский Л.М. Дифракционная электронная микроскопия в металловедении. - М.: Металлургия, 1973. - 584 с.

17. Панин В.Е., Строкатов Р.Д. Динамика мезоскопической структуры и сверхпластичность аустенитных сталей и сплавов // Физическая мезомеханика и компьютерное конструирование материалов / Под ред. В.Е. Панина. - Новосибирск: Наука, 1995. - Т. 1. - С. 208-240.

18. Кабанова И.Г., СагарадзеВ.В. Статистический анализ взаимных разориен-таций кристаллов аустенита (мартенсита) после мартенситных у ^ а ^ у (а^ у^ а)-превращений // Физика металлов и металловедение. - 1999. -Т. 88. - № 2. - С. 44-52.

19. Goo E, Duerig Т., Melton K., Sinclair R. Mechanical twinning in Ti50Ni47Fe3 and Ti49Ni51 alloys // Acta Met. - 1985. - V. 33. - No. 9. - P. 1725-1733.

20. Moberly W.J., Proft J.L., Duerig T.W., Sinclair R. Deformation, twinning and thermo-mechanical strenghthening of Ti50Ni47Fe3 // Acta Met. Mater. - 1990. -V. 38. - No. 12. - P. 2601-2612.

21. Moberly WJ. Mechanical twinning and twinless martensite in ternary Ti50Ni50-xMx intermetallics. - Stanford University, 1991. - 329 р.

22. Сурикова Н.С., Чумтков Ю.И. Механизмы пластической деформации монокристаллов никелида титана // Физика металлов и металловедение. -2000. - Т. 89. - № 2. - С. 98-107.

23. Немировский Ю.Р. О возможности мартенситного происхождения {332}-двойников в (в + ю)-сплавах титана // Физика металлов и металловедение. -1998. - Т. 86. - № 1. - С. 33^1.

24. Найш В.Е., Новоселова Т.В., Сагарадзе И.В. Теория мартенситных фазовых переходов в никелиде титана. I. Модель кооперативных колебаний и анализ возможных мартенситных фаз // Физика металлов и металловедение. -1995. - Т. 80. - № 5. - С. 14-27.

25. Matsumoto O., Miyazaki S., Otsuka K., Tamura H. Crystallography of martensitic transformation in Ti-Ni single crystals // Acta Met. - 1987. - V. 35. - No. 8. -P. 48-87.

26. Tadaki T., Wayman C.M. Electron microscopy studies of martensitic transformation in Ti50Ni50-xCux alloys. Part II. Morphology and crystal structure of marten-sites // Metallography. - 1982. - V. 15. - P. 247-258.

27. Найш В.Е., Новоселова Т.В., Сагарадзе И.В. Теория мартенситных фазовых переходов в никелиде титана. II. Исследование структур мартенситных фаз // Физика металлов и металловедение. - 1995. - Т. 80. - № 5. - С. 28^4.

28. Воронин В.И., Найш В.Е., Новоселова Т.В., Пушин В.Г., Сагарадзе И.В. Структура моноклинных фаз в никелиде титана. I. Каскад превращений В2 ^ В19 ^ В19' // Физика металлов и металловедение. - 2000. - Т. 89. -№ 1. - С. 16-22.

29. Хачин В.Н., Пушин В.Г., Кондратъев В.В. Никелид титана. Структура и свойства. - М.: Наука, 1992. - 160 с.

30. Paxton A.T. The impossibility of pseudotwinning in B2 alloys // Acta Met. Mater. - 1995. - V. 43. - No. 5. - P. 2133-2136.

31. Панин В.Е. Физические основы мезомеханики пластической деформации и разрушения твердых тел // Физическая мезомеханика и компьютерное конструирование материалов / Под ред. В.Е. Панина. - Новосибирск: Наука, 1995. - Т. 1. - С. 7^9.

32. Панин В.Е. Основы физической мезомеханики // Физ. мезомех. - 1998. -Т. 1. - № 1. - С. 5-22.

33. Панин В.Е., Егорушкин В.Е., Хон Ю.А., Елсукова Т.Ф. Атомвакансионные состояния в кристаллах // Изв. вузов. Физика. - 1982. - № 12. - С. 5-28.

34. Рыгбин В.В. Большие пластические деформации и разрушение металлов. -М.: Металлургия, 1986. - 224 с.

35. Владимиров В.И., Романов А.Е. Дисклинации в кристаллах. - Л.: Наука, 1986. - 224 с.

36. Коротаев АД., Тюменцев А.Н., Суховаров В.Ф. Дисперсное упрочнение тугоплавких металлов. - Новосибирск: Наука, 1989. - 210 с.

37. Коротаев АД., Тюменцев А.Н., Пинжин Ю.П. Активация и характерные типы дефектных субструктур мезоуровня пластического течения высокопрочных материалов // Физ. мезомех. - 1998. - Т. 1. - № 1. - С. 23-35.

38. Хачин В.Н., Муслов С.А., Пушин В.Г. и др. Аномалии упругих свойств монокристаллов TiNi-TiFe // Докл. АН СССР. - 1987. - Т. 295. - № 3. - С. 606609.

39. Enami K., Hasunuma J., Nagasawa A., Nenno S. Elastic softening and electron-diffraction anomalies prior to the martensitic transformation in a Ni-Al Pi alloy // Scripta Met. - 1976. - V. 10. - No. 10. - P. 879-884.

New mode of mesoscale deformation by the mechanism of dynamic phase transformations in stress fields

A.N. Tyumentsev, I.Yu. Litovchenko, Yu.P. Pinzhin, A.D. Korotaev1, N.S. Surikova1, O.V. Lysenko1, and S.L. Girsova1

Institute of Strength Physics and Materials Science, SB RAS, Tomsk, 634021, Russia 1 Siberian Physico-Technical Institute, Tomsk, 634050, Russia

The paper presents the summarized results of the electron-microscopic studies of formation, reorientation and defect substructure of localized deformation bands and deformation twins in austenitic steels, Ni3Al intermetallide and TiNi single crystals under plastic deformation. These processes occur by dynamic phase (direct and reverse martensitic) transformations in the high local stress fields. In the zones of atom rearrangements and crystal lattice reorientation, the local analysis of these mechanisms was carried out using the theory of martensitic transformations based on the conception of cooperative temperature oscillations of extended coherent objects (close-packed planes) in crystals. The analysis was performed with regard to the combined mechanisms of crystal lattice reorientation during interaction of direct and reverse martensitic transformation bands with deformation twins. From the standpoint of physical mesomechanics, carriers, nature and main physical aspects of a new mode of plastic deformation were discussed.