CC BY
20
ОБРАБОТКА КОНСТРУКЦИОННЫХ МАТЕРИАЛОВ
УДК 538.24
РОЛЬ ПОВЕРХНОСТИ В ФОРМИРОВАНИИ НАПРЯЖЕННОГО СОСТОЯНИЯ У КЛИНОВИДНОГО НАНОДВОЙНИКА
О. М. ОСТРИКОВ
Учреждение образования «Гомельский государственный технический университет имени П. О. Сухого»,
Республика Беларусь
Двойникование является одним из основных каналов пластической деформации твердых тел [1]-[3]. Оно, как правило, проявляется в случаях, когда затруднительно развитие скольжения, например, из-за ориентационного запрета и низких температур [1], [2]. В настоящее время нет однозначного мнения о роли двойникования в процессах разрушения двойникующихся материалов. Исследования, проведенные на кремнистом железе [4], показывают, что двойниковые прослойки, границы которых являются концентраторами больших внутренних напряжений, способствуют зарождению трещин. Этого не наблюдается у таких пластичных материалов, как висмут, сурьма [3], [5]-[7], где напряжения двойниковых границ активизируют процессы зарождения и развития полных дислокаций. Имеется мнение, что двойникование является резервом пластичности материалов, так как, вступая в действие на конечной стадии пластической деформации, оно в ходе деформирования материала отдаляет во времени процесс зарождения трещин и разрушения [8].
В настоящее время накоплен обширный экспериментальный материал по исследованию двойникования материалов [8]—[10]. При этом назрела необходимость в развитии математического моделирования и глубокого теоретического исследования механического двойникования [11]—[13]. При высоком уровне имеющихся экспериментальных работ по двойникованию имеется необходимость в развитии представлений о механизмах зарождения и развитии двойников, моделировании процессов, наблюдаемых при двойниковании. Особое место при этом занимают задачи, связанные с математическим моделированием процессов на начальной стадии развития двойника, так как данная стадия во многом определяет характер дальнейшего развития двойника.
Целью данной работы стало изучение влияния поверхности на напряженное состояние у клиновидного зародыша двойника.
Клиновидные двойники чаще образуются у поверхности кристалла при деформировании ее инденторами или штампами. Поэтому изучение роли поверхности в формировании напряженно-деформированного состояния у клиновидного двойника имеет важное практическое значение.
Вектор Бюргерса двойникующих дислокаций может быть разложен на две составляющие: винтовую ( Ьв) и краевую ( Ькр), так как двойникующие дислокации являются
частичными дислокациями [1]. Для определения вклада краевой составляющей решим плоскую задачу теории упругости, для которой справедливо уравнение [14]:
и1 = щ (х1, х2), и2 = и2 (х1, х2), и3 = 0 ди1/ дх3 = 0, ди2/дх3 = 0, ди3/дх3 = 0,
где и. — смещения, хг (г = 1, 2, 3 или х, у, г) — прямоугольные декартовы координаты.
Исходя из условий (1), можно получить дополнительные характеристики плоского деформированного состояния [14]:
да,, да.
+ ■
дх1 дх2
да да
— 0
+
— 0.
(2)
дх1 дх.
Система (2) получена из условия равновесия [14]:
дал даг 2 да
■ + -
или в более сжатом виде
дх1 дх2
да,,
+ ■
дх3
+ /V — 0,
дх.
+ /V — 0,
где — г-я компонента объемной силы, действующей на единицу объема.
Уравнения (2) выполняются, если
д 2у
дх2
д2 у ”дхг
а,-, — —
д2 у
12 дх1 х2 ’
где у — функция напряжений Эйри.
Дифференцированием соотношений Коши [14]:
1 ( ди,. ди,л
дх, + дхг
V і г
можно получить уравнение совместимости для случая плоской деформации
д2в,, + д2в^
дх2
— 2
дх-2 дххдх2 ■
Подставляя в (4) значения в, из
В11 = 1 [11 -У (О 22 +
(3)
(4)
Е
)]
8 22 = Е7 [а 22 V (а11 +а 33 )]
в зз = е [а 33 V (а11
8 23 2ц а 23
831 2ц а31
812 = 2ц °12
г)]
г3
а11 —
а 22 —
1
1
1
и, используя соотношения
е=2ц(1 + у)
V =
Д =
К =
д + К 3В + д
К
3В - 2д =
2(3В + д) = 2(д + К) “
Е
2(1 + V)
vE = 2vд
(1 + v)(1 - 2v) = Т-2у :
Е - 2д 2д
где
В = 1 К = 3
К 3А + 2д’
(здесь А, - коэффициент Ламе; д - модуль сдвига; V - коэффициент Пуассона; Е -модуль Юнга), получим [15]:
д у _ д у д у _
—т- + 2—г-=-т + —т- = 0.
дхт дхт дх2 дх2
Уравнение (5) может быть представлено в виде [14]:
(5)
V 4у = У 2(У 2у) =
чдх12 дх2 у
у = 0.
(6)
Прямая краевая дислокация создает плоское деформированное состояние, определяемое условиями [14]:
«: = 0, ^ = 0.
г ’ д2
Для функции напряжений Эйри уравнение (6) в полярных координатах, для краевой дислокации примет вид [14]:
■ +——+
дг2 г дг ' г2 д02
у = втг ^т0,
(7)
где рт - константа.
Частным решением уравнения (7) является [14]:
У Кр =у Г8ІП0ІПГ.
(8)
Для модуля вектора Бюргерса краевой составляющей двойникующей дислокации справедливо соотношение [14]:
Ькр = - | [єхх ([ П) - Єхх (Х-Ц)]]
-ад
где П ^ 0 и п положительно.
ад
С учетом (6), из закона Гука получим [14]:
Тогда функция напряжений (8) примет вид [14]:
(9)
Для решаемой задачи о клиновидном двойнике на мезоскопическом уровне из (9) получим:
где п и m - индексы суммирования; d и h - проекции, соответственно, на оси OX и OY отрезка, соединяющего две соседние дислокации (рис. 2); N и M - число дислокаций на каждой из границ двойника.
Согласно работе [16], данная задача может быть поставлена и в смещениях U с помощью двухмерной 5-функции в виде
где т - вектор касательной к линии дислокации; Е, - двумерный радиус-вектор, который в заданной точке отсчитывается от линии дислокации в перпендикулярной вектору т плоскости.
Для прямолинейной краевой дислокации, когда проекции на оси x, у и г равны Ьх = Ькр, Ьу = Ьг = 0, уравнение (11) примет вид [16]:
где у - единичный вектор вдоль оси у.
Для определения вклада находящейся у поверхности краевой составляющей двойникующей дислокации в напряженное состояние решение уравнения (5) будем искать в виде [14]:
(10)
(11)
Аи + у-1)’
(12)
у = X ( х)У (у).
(13)
Подстановка (13) в (5) дает уравнение вида
дх4 У дх2 дУ2 У дУ4
Для того чтобы переменные разделялись, (д2Y/ду2)/Y и (д 4Y/ ду 4 )/ Y не должны зависеть от у. Поэтому функцию Y целесообразно искать в виде [14]:
У = а 0зіп&0 у + Р0со8&0 у.
(14)
Тогда дифференциальное уравнение для X примет вид:
^ - 2к02 д-Х- + к04 X = 0.
дХ 0 дХ20
Решение этого уравнения [14]:
X = (а0 + а1х)екоХ + (у0 + у1х)е-к°х . (15)
Используя условия [14]:
у0 = у1 = 0 при X ^ 0 и х ^ -да,
а 0 = 0 при а хх (0, у) = 0 и X (0, у) = 0, при суперпозиции выражений (14) и (15) получается окончательное решение [14]:
да
у = | а 0(к0) хе к°х8тк0 уёк0, (16)
0
где слагаемое, пропорциональное со$,к0 у, опущено. Это связано с тем, что должны быть четными по у функции [14]:
+ (0у)- ^ 1 <!2 -у2) ■
'ху(0, у) -V 4 ;
а »(0- у)=П(-^
а-(0, у) у2)
п(1 -V) г
где
Г = (/2 + уТ,
/ - расстояние от дислокации до поверхности.
Тогда граничное условие для а ху (0, у) дает [14]:
-а ху
( ) Гд>1 да (, )к , /(/' - у2)
(0-у)= дХду ^ а0(к0>к0СО!*0уМ» = п(1 -V) (/2 + у2)2
V У х=0 0
Проводя обратное преобразование Фурье, получим [14]:
, ) ^ да К!2 - у!) , к0а 0 (к0 )=П2С1^ |</чТ7
Окончательно компоненты тензора напряжений у двойникующей дислокации, находящейся у поверхности, имеют вид [14]:
. = -2т-^ [3(' - х)2 - уг ]; п(1 - V)
^кр!
о,„, =
п(1 - V)
Ц- [ - х)3 + 6 ху(1 - х)2 + 4 у3(/ - х) - 2ху3 ];
= --
ху п(1 - V)6
[(/ - х)4 + 2х(/ - х)3 - 6ху2 (/ - х) - у4 ];
а гг = 6 [у(/ - х)3 + у3(/ - х)].
п(1 - V)
(17)
Соотношения (17) могут быть использованы для расчета напряженного состояния у нанодвойника, находящегося у поверхности кристалла. Для этого произведем следующие замены: / ^ Ь - пй, у ^ у - mh и у ^ у + mh. Тогда с учетом представленного на рис. 1 схематического дислокационного изображения клиновидного нанодвойника, находящегося у поверхности, получим:
а — —
хх
2^Ькр
(РЗ
М-1N-1
ЕЕ
(Ь - nd)х(у - тк)[3(Ь - пй - х)2 - (у - mh)2 ] (( - пй - х)2 + (у - mh)2)
а уу =
М-1N-1
+ЕЕ
т=0 п=1 1^
(Ь - nd)х(у + тк)[3(Ь - nd - х)2 - (у + тк)2 ] (( - пй - х)2 + (у + тк))
п1
кр
(1-V]
М-1N-1
ЕЕ
Ь - пй
(ь - nd - х )2 + (у - mh)2)
- (4(Ь - пй - х)3 +
+ 6х(у - тк)(Ь - пй - х)2 + 4(у - тк)3 (Ь - пй - х) - 2х(у - тк)3)+
+ЕЕ
Ь - пй
т=0 п-
1 ((Ь - пй - х )2 + (у + тк)2)
- (4(Ь - пй - х) +
+
6х(у + тк) - пй - х)2 + 4(у + тк)3 (Ь - пй - х)- 2х(у + тк)3)];
а ху = -
ху
ДЬк
М-1N-1
ее
т=0 п=0 11Ь - Пй -
Ь - пй
(ь - пй - х)2 + (у - тк) )
(Ь - пй - х )4 +
+ 2х(Ь - пй - х)3 - 6х(у - тк)2 (Ь - пй - х)- (у - тк)4 )+
+ЕЕ-
Ь - пй
-(Ь - пй - х )4
+
( - пй - х)2 + (у + тк)2)
2х(Ь - пй - х)3 + 6х(у + тк) (Ь - пй - х) - (у + тк) )];
а гг =
ДЬкр п(1 - V)
М-1N-1
+ее:
Е1 Е (Ь - пй) - тк)(Ь - пй - х)3 + (у - тк) (Ь - пй - х)
т=0 п=0
(Ь - пй)(у + тк)Ь - пй - х)3 + (у + тк) (Ь - пй - х)] (( - пй - х)2 + (у + тк) )
т=0 п=0
т=0 п=0
т=0 п=1
Аналогично не трудно показать, что
ДЬв
°хг 2п
°уг 2п
ЕЕ
т=0 п=0 М-1N-1
Е Е
т=0 п=0
у - тк
(х - Ь + пё)2 + (у - тк) х - Ь + пё
-ЕЕ
у + тк
т=0 п
ЕЕ
1 (х - Ь + пё )2 + (у + тк)2 х - Ь + пё
(х - Ь + пё)2 + (у - тк)2 т=0 п=1 (х - Ь + пё)2 + (у + тк)2
Рис. 1. Схематическое изображение распределения дислокаций в системе «клиновидный нанодвойник и нанодвойник-изображение»
Если пренебречь допущением того, что на поверхности кристалла должны равняться нулю напряжения, созданные двойником, находящимся у поверхности, можно получить приближенные соотношения для расчета напряжений в рассматриваемой задаче. Известно [14], что напряженное состояние у клиновидного двойника, находящегося у поверхности кристалла, может быть найдено сложением напряжений двойникующих дислокаций клиновидного двойника и двойника-изображения, состоящего из дислокаций противоположного знака (рис. 2). Схематическое изображение взаимного расположения двойникующих дислокаций в такой совокупности двойников представлено на рис. 1. Пусть данные составляющие вектора Бюргерса будут направлены так, как это показано на рис. 1. Тогда исходя из соотношений для напряжений у единичной дислокации [14], используя принцип суперпозиции, не трудно показать, что для клиновидного зародыша двойника у поверхности кристалла справедливы следующие соотношения для компонент тензора напряжений:
ДЬк,
С — —
“ 2п(1 -V)
(у + пк)[3(х + пё - Ь)2 + (у + пк)2 ]
уп=0 [(х + пё - Ь)2 + (у + пк)2]2
Е (у + пк)[3(х - пё + Ь)2 + (у + пк)2]
п=0 [(х - пё + Ь)2 + (у + пк)2]2
+ у (у - пк)[3(х + пё - Ь)2 + (у - пк)2]
п=1
[(х + пё - Ь) + (у - пк) ]
У (у - пк)[3(х - пё + Ь)2 + (у - пк)2]^ п=1 [(х - пё + Ь)2 + (у - пк)2]2 у
Г ^ (у + пк)[(х + пё - Ь)2 - (у + пк)2]
__ кр
° ^ = 2п(1 -\)
[(х + пё - Ь)2 + (у + пк)2 ]2
Е (у + пк)[(х - пё + Ь)2 - (у + пк)2 ]
п=о [(х - пё + Ь)2 + (у + пк)2]2
У1 (у - пк)[(х + пё - Ь)2 - (у - пк)2 ]
п=1 [(х + пё - Ь)2 + (у - пк)2]2
У (у - пк)[(х - пё + Ь)2 - (у - пк)2]^
п=1 [(х - пё + Ь)2 + (у - пк)2]2 у
^ = (1^кр\; ^ у + пк
2п(1 - \) |п=0 (х + пё - Ь)2 + (у + пк)2
У у + пк У у - пк
- У--------^7 + У-----------------------------2
п=0 (х - пё + Ь) + (у + пк) п=1 (х + пё - Ь) + (у - пк)
У у - пк л
У (х - пё + Ь)2 + (у - пк)2 у ’
дЬкр ГУ (х + пё - Ь)[(х + пё - Ь)2 - (у + пк)2]
а =-------------------------кр
У-
ху 2п(1 -V) I п=0 [(х пё - Ь)2 + (у + пк)2 ]2
I п=0
У1 (х - пё + Ь)[(х - пё + Ь)2 - (у + пк)2]
п=0 [(х - пё + Ь)2 + (у + пк)2]2
У (х + пё - Ь)[(х + пё - Ь)2 - (у - пк)2 ]
п=1 [(х + пё - Ь)2 + (у - пк)2 ]2
У (х - пё + Ь)[(х - пё + Ь)2 - (у - пк)2] ^
п=1 [(х - пё + Ь)2 + (у - пк)2]2
а =-НЬк у+пк
2п |п=0 (х + пё - Ь)2 + (у + пк)2 У у + пк У у - пк
-У------------^г + у---------------------------—2-------------2
п=0 (х - пё + Ь) + (у + пк) п=1 (х + пё - Ь) + (у - пк) У у - пк
-У:
=1 (х - пё + Ь) + (у - пк) у
п
N
а... =4^-1 У
х + пё - Ь
'у..
2п
2
-у-
п=0 (х + пё - Ь) + (у + пк) х - пё + Ь Е х + пё - Ь
N-1
+у-
п=0 (х - пё + Ь) + (у + пк) (х + пё - Ь) + (у - пк)
-У
х - пё + Ь
1 (х - пё + Ь) + (у - пк) у
(18)
В суммах (18) учтено, что в точках А, В, С и Б (рис. 2) может находиться только одна двойникующая дислокация.
У А
двоиник-
изображение
Рис. 2. Схематическое изображение взаимного расположения клиновидного механического нанодвойника, поверхности и двойника-изображения
Результаты расчетов представлены на рис. 3. Принималось: 0 < х < 30, -15 < у < 15 (в мкм); N = 100; ё = 0,15 мкм; к = 0,05 мкм. Для удобства вычислялись безразмерные величины:
(19)
где
а(0 = Ау/Ь.
Здесь
А = А = А = ^
“ уу ^ 2п(1 - V) ’
=
гг 2п(1 -V)’ гх гу 2л'
2
п
Рис. 3а. Распределение у клиновидного нанодвойника, находящегося у поверхности, характеризующего напряжения параметра п ^
Рис. 3б. Распределение у клиновидного нанодвойника, находящегося у поверхности, характеризующего напряжения параметра п
у, мкм
91,54
-91,54
0 7,5 15 22,5 х, мкм
Рис. 3в. Распределение у клиновидного нанодвойника, находящегося у поверхности, характеризующего напряжения параметров пи п хг
Рис. 3г. Распределение у клиновидного нанодвойника, находящегося у поверхности, характеризующего напряжения параметра п
Рис. 3д. Распределение у клиновидного нанодвойника, находящегося у поверхности, характеризующего напряжения параметра п у1 (качественный эквивалент а^.)
Из рис. 3 видно, что максимальные напряжения локализованы на двойниковых границах. Нормальные напряжения ахх знакопеременны относительно оси ОХ
(рис. 3а). Данные напряжения также знакопеременны и относительно двойниковых границ. У границы двойника напряжения внутри двойника имеют противоположный знак по отношению к напряжениям с наружной стороны границы клиновидного нанодвойника. При сравнении конфигурации напряжений ау двойников, находящихся у поверхности и вдали от нее, следует отметить, что поверхность на данные напряжения существенного влияния не оказала.
Напряжения ауу знакопеременны не только относительно оси ОХ, границ двойника, но и относительно вершины двойника (рис. 3б). На данные напряжения, как и в предыдущем случае, поверхность существенного влияния не оказывает.
Заметно влияние поверхности на напряжения а гг и а ^ (рис. 3в). В этом случае,
по сравнению с нанодвойником, находящимся вдали от поверхности, напряжения локализуются у двойникующих дислокаций, не компенсируясь дальнодействующи-ми напряжениями. Численное значение этих напряжений на порядок отличается от значений напряжений у нанодвойника вдали от поверхности. Общим в этом случае можно считать то, что у двойника у поверхности и вдали от нее, напряжения а гг и а ^ знакопеременны относительно оси ОХ и вдоль нее равны нулю.
У поверхности также появляются изменения в конфигурации полей скалывающих напряжений аху и ау2 (рис. 3г и 3д). Напряжения аху у клиновидного нанодвойника вдали от поверхности положительны внутри двойника и отрицательны снаружи, в то время как поверхность способствует перераспределению скалывающих напряжений аху таким образом, что они положительны только у вершины двойникового клина. В случае напряжений ауг наблюдается их существенная локализация на двойниковых границах. При этом роль дальнодействующих напряжений ауг
в общей картине напряжений снижается.
Следует отметить, что точность расчетов напряжений по формулам (18) достаточная, так как погрешность не превышает величину не учитываемых остаточных напряжений у пластически деформированной поверхности.
Таким образом, предложен способ расчета полей напряжений у клиновидного нанодвойника, находящегося у поверхности. Разработана дислокационная модель, позволяющая вести расчет напряжений у клиновидного двойника на таком масштабном уровне, когда возможен учет величины расстояния между двойникующими дислокациями. Показано, что поверхность не оказывает существенного влияния на конфигурацию полей нормальных напряжений у клиновидного нанодвойника. Это влияние существенно в случае скалывающих напряжений.
Литература
1. Классен-Неклюдова, М. В. Механическое двойникование кристаллов / М. В. Клас-сен-Неклюдова. - М. : АН СССР, 1960. - 262 с.
2. Полухин, П. И. Физические основы пластической деформации / П. И. Полухин, С. С. Горелик, В. К. Воронцов. - М. : Металлургия, 1982. - 584 с.
3. Остриков, О. М. Форма клиновидных двойников в локально деформируемых ионоимплантированных монокристаллах висмута / О. М. Остриков // Изв. высш. учеб. заведений. Сер. Черная металлургия. - 2006. - № 9. - С. 5-7.
4. Финкель, В. М. Разрушение кристаллов при механическом двойниковании / В. М. Фин-кель, В. А. Федоров, А. П. Королев. - Ростов н/Д, 1990. - 172 с.
5. Остриков, О. М. Исследование механического двойникования монокристаллов сурьмы методом наноиндентирования / О. М. Остриков, С. Н. Дуб // Инженер.-физ. журн. - 2003. - Т. 76, № 1. - С. 170-172.
6. Остриков, О. М. Влияние импульсного электрического тока большой плотности на особенности двойникования монокристаллов висмута / О. М. Остриков // Физика и химия обработки материалов. - 2003. - № 1. - С. 12-15.
7. Остриков, О. М. Особенности зарождения клиновидных двойников у отпечатка пирамиды Виккерса на поверхности (111) монокристаллов висмута / О. М. Остри-ков // Материаловедение. - 2002. - № 1. - С. 17-20.
8. Савенко, В. С. Влияние импульсов тока на двойникование металлических кристаллов : автореф. дис. ... канд. физ.-мат. наук / В. С. Савенко. - Минск, 1982. - 16 с.
9. Пинчук, А. И. Влияние электромагнитного поля на пластическую деформацию двой-никованием кристаллов висмута : автореф. дис. ... канд. физ.-мат. наук / А. И. Пинчук. - Минск, 1998. - 18 с.
10. Остриков, О. М. Двойникование ионно-имплантированных монокристаллов висмута : автореф. дис. ... канд. физ.-мат. наук / О. М. Остриков. - Минск, 1999. - 17 с.
11. Остриков, О. М. Распределение легирующего компонента в полисинтетических двойниках и теоретический прогноз формирования слоистых материалов с использованием явления полисинтетического двойникования / О. М. Остриков // Материалы. Технологии. Инструменты. - 2006. - Т. 11, № 3. - С. 54-56.
12. Остриков, О. М. Дислокационная макроскопическая модель клиновидного двойника / О. М. Остриков // Вестн. Гомел. гос. техн. ун-та им. П. О. Сухого. - 2006. -№ 2. - С. 10-18.
13. Остриков, О. М. Напряженное состояние у вершины клиновидного двойника / О. М. Остриков // Механика твердого тела. - 2004. - № 2. - С. 104-113.
14. Хирт, Дж. Теория дислокаций / Дж. Хирт, И. Лоте. - М. : Атомиздат, 1972. - 600 с.
15. Старовойтов, Э. И. Основы теории упругости, пластичности и вязкоупругости / Э. И. Старовойтов. - Гомель : БелГУТ, 2001. - 344 с.
16. Ландау, Л. Д. Теория упругости / Л. Д. Ландау, Е. М. Лифшиц. - М. : Наука,
1987. - 246 с.
Получено 07.02.2012 г.
