CC BY
16
УДК 669.15-194.56:539.219.3
Канд. фiз.-мат наук А. В. Недоля1, д-р техн. наук В. Ю. Ольшанецький2
1 Запор1зький нац1ональний уыверситет, 2 Запор1зький нац1ональний техн1чний уыверситет;
м. Запор1жжя
РОЗРАХУНКОВА ОЦ1НКА ЕНЕРГЕТИЧНОГО СТАНУ НАНОКЛАСТЕРА АУСТЕН1ТУ НА ОСНОВ1 Fe-C
Методом класичноЧ молекулярное динамгки розраховано енергетичний стан нанокластера аустен1ту обраногорозм1ру системи Fe-C. Розрахунки показують, що рух вуглецю як домшки впровадження е енергетично виг1дн1шим у напрямку поверхнi в незавершену октапору i тому його треба розглядати як один з можливих мехашзмгв реалгзацИ висхiдноi та зерногранично'1 дифузИ i перерозподшу легувальних елементiв на поверхт та межах зерен зутворенням нових фаз.
Ключовi слова: аустенiт, нанокластер, дифузiя, рухомють, молекулярна динамжа, октапора, поверхнева енергiя.
Процеси дифузп в кристалах здайснюеться за визна-чений час у певних напрямках i на фшсоват ввдсгаш. Напрямки масоперенесення ашшв визначаються пе-редусiм симетрieю кристалу та типом дифузiйних про-цеав. При цъому швидк1стъ дифузп залежить не тiлъки вiд зовнiшнiх чиннишв, але й вiд механiзму дифузп та властивостей ашшв i кристатчного середовища. Зако-ни Фiка описують дифузш, яка виникае завдяки града е-нтам концентрацп або парц1алъних хишчних потенцiалiв. Наявнiстъ якихось нових факторiв у процесi дифузп' описуеться додатковими членами у рiвняння дифузп'. Для ашзотропного середовища, яким е кристал, ди-фузiйнi рухи речовини в рiзних напрямках мають рiзну швидшсть i коефiцiент дифузп' е тензором другого рангу [1]
Jk = —DkV fk + vFkC .
(1)
де ji - потж атомiв k-го сорту у г-му напрямку крис-
талiчного простору, Dk - коефiцiент корельовано! ди-
фузп (самодифузп) атомiв k-го сорту, який залежить вiд напрямку в кристалл
Ск - концентращя k-го компоненту, VF - швидшсть дрейфу ашшв k-го сорту тд дiею зовшшньо! або внутршньо! сили F в г-му напрямку.
Для кристалiв кубiчноl сингонп тензор коефщента дифузп' складаеться з дiагоналъних компонентiв i мае вигляд:
(2)
Г D„ 0 0 1
N Q 0 D22 0
, 0 0 D33,
Залежнють коефiцiента дифузп' вiд температури виз-начаеться законом Арренiуса
D = D0e
Qa kr
(3)
де D0 = v0 exp
AS R
- частотний фактор, AS - ентро-
12 —1 10 c 1 - частота
при цьому Djj = D22 = D
J33.
пiя активацп, R - газова стала, v 0 «теплових стрибшв» атомiв середовища, Qa - енергiя активацй' дифузп.
На значения D. та Q впливають зовнiшнi чинники, включаючи наявнiстъ дефекпв. Величина енерги активацй' дифузп' також залежить вщ механiзму дифузп': мiжвузлового, вакансiйного, кольцевого руху атомiв замщення, а також атомiв упровадження по окта- та тетрапорах. Серед механiзмiв дифузп м1жвузловий ме-ханiзм для ашшв замiщення вимагае великих значень енергп активацй' (~ 9 еВ) i е малоймовiрним у щ№нопа-кованих структурах, до яких можна вщнести й ГЦК структуру, хоча можливють реалiзацil його у бшьш «крих-ких» структурах збшьшуеться.
1снування дрейфу атомiв впровадження (зокрема ашшв вуглецю) обумовлено дiею зовтштх i внутрiшнiх факторiв, як1 сприяють 1х масоперенесенню (висхiдну дифузiю), наприклад, при обробленнi поверхнi сило-вим обкатуванням або струменями дробу, а також фор-муванням модульовано! структури при мжророзшару-ваннi пересичених розчитв або впливом ефектiв мшро-лшвацц деяких розчинних елеменпв. Тому вивчення дй' зовнiшнiх чинник1в, що впливають на процеси масоперенесення в металах та сплавах е актуальним завдан-ням i дозволяе шляхом оброблення та модифжацп поверхт та м1жзерново! меж1 змiнити фiзико-хiмiчнi та ме-ханiчнi властивосп матерiалiв.
У робот1 брала участь студентка 5 курсу Запор1зького нацюнального утверситету Т.С. Саушкта
© А. В. Недоля, В. Ю. Ольшанецький, 2013
Дослщження термiчно! нестабiльностi аустенiту в модельних сплавах системи Бе-№-С показало, що в за-лежностi вiд температури короткочасного нагрiвання в iнтервалi 20°-1000 °С з подальшим гартуванням, значения параметра гратки аустенiту немонотонно змшю-валось [2]. При цьому сутгева вiдмiннiсть рухомостi атомiв вуглецю як домiшки впровадження по ввдношен-ню до залiза i нкелю (рис. 1), пов'язана з дифу^ею атомiв спiввiдношенням
Б"
V" = , (4)
у кТ
де V" - рухомiсть атому "-го сорту. Це приводить до переважно! реалiзацi! фазових переходiв на меж1 зерен та поверхнi (рис. 2).
Подiбнi явища виникають у сталях У 8 та У10 при силовому обкатувант поверхт спецiальних зразшв цилiндричноl форми [3].
0 100 2«! 31» <00 Ш ТОО «1X1 900 100«
тЛ
Рис. 1. Рухомють атсмв компоненгiв (за Енштейном) в залежност вщ гемперагури: 1 - С, 2 - Бе, 3 - N1
Рис. 2. Мжроструктура сплаву 145Н10 тсля короткочасного нагр1вання до температур: а - 20 °С; б - 500 °С; в - 600 °С; г - 700°С; ¿> - 950 °С та гартування у воду
Зовтшт чинники, що вщповвдають за дрейф атомв, можуть приводити до локального перерозпод^ легу-вальних елеменпв, !х суттевого накопичення в певних зонах, утворення нових фаз (кристалтв та кластерiв на-нометрових розмiрiв).
Розрахунки нанокластера аустенiту
Враховуючи помiтний вплив на рух атомiв у повер-хневому шарi зовшшньо! меж! подiлу i поверхнево! енергп, були проведенi розрахунки методом молеку-лярно! динамiки [4, 5] енергп подiбного кластера, що мав розмiр 9x9x9 елементарних кристалiчних ГЦК гра-ток (~ 3,3 х3,3 х3,3 нм), системи Бе-С (рис. 3). Об'ем кристалiчного кластера (V) становив 34,01 нм3, а площа вае! поверхнi (5) - 62,99 нм2. Частка атомiв у приповер-хневому шарi (1 нм) була пропорцшною 1/— ~ = = 1,85 нм-1 (— = 0,54 нм). Розмiр кристалiчного кластера обирався таким, щоб, з одного боку, перевищував кри-тичнi розмiри, при яких зберiгаеться симетрiя нанокри-сталiчного матерiалу (три Icоординацiйнi сфери), що для становить близько 0,5 нм [6], з шшого боку - був зручним для розрахуншв. Атомний склад кластера вщповвдав 1,45 мас. % С (233 атоми iз загально! кшькосп 3663), iнше - залiзо.
Рис. 3. Вигляд кластера Бе-С зверху (3663 атоми, з них 233 атоми вуглецю (чорний кол1р))
Враховуючи особливосп руху вуглецю як домшки впровадження, що реалiзуегься при руа крiзь октапори (тетрапори) [7, 8], його поверхневу та хiмiчну активтсть [9, 10] (а також здаттсть утворювати навiть поверхневу плiвку), проведено порiвняльнi розрахунки енергп системи при руа вуглецю з центрально! октапори криста-лу до поверхнево! октапори та в глибину кластера. Було обрано систему з рiвномiрним розташуванням атомiв вуглецю в октапорах ГЦК гратки (приблизно один атом вуглецю на 3 центральт октапори), для виключення !х несиметричного впливу на енергетичний стан систе-ми. Рух атома вуглецю здшснювався за схемою: центральна октапора ГЦК кристалу ^ поверхнева (або внут-рiшня бокова) октапора на середин ребра кристалу у площинi (200). Цей альтернативний рух вiдбуваеться в напрямках (типу <011>) вiдповiдио до симетри кристалу (рис. 4).
Розрахунки проведет з перших принцитв iз враху-ванням потенцiалiв атомiв та впливу потенцiалу взае-модп Ленарда-Джонса
Рис. 4. Схема руху атома вуглецю (св1тл1 сфери) з центрально! октапори до поверхнево! октапори (стршками) ГЦК зал1за (Бе - темш сфери). Пунктирна область вщповь дае максимальним значенням енерги
и№Г I гг , г]
= 1
г * 1
А - В
12 -~6~
(5)
стандартним методом молекулярно! механiки, що пе-редбачае чисельний розв'язок системи ньютошвських рiвиянь руху атомiв, як1 вщповщають модельнiй крис-талiчнiй гратцi
т,
<2 г (/)
Ж 2
ди[гг ^^ гГ1 д гг
+
(6)
де V = ^ V - потенцшна енерпя системи (г - тип
ех
внеску у потенщйну енергш); Ег - сила, що визначае взаемодш з молекулами середовищ; г, г^ - координати
; А, В - константи,
що визначають глибину потенцшно! ями та розташу-вання !! мiнiмуму.
Для чисельного штегрування динамiчних рiвиянь використовували схему шнцево^зницево! апрокси-мацп, в якш похибка апроксимацп друго!' похщно!
<2 г / Ж2 реалiзуеться за рiзницевою схемою другого порядку:
Г (( + А/)-2 гг (() + г, ((-А/)
А/ 2
= ^ ()
(7)
(схемою Верле).
Внутршш координати системи перераховували в декартовi та навпаки за допомогою алгоритму Ейршга [11]. Такий тдхвд дозволив з достатньою точнiстю замь нити громiздкий квантово-механiчний пiдхiд за методом ХартрьФока, що устшно використовуеться для подiбних кристалiчних кластерних ГЦК систем [12].
Розрахунки проводили для системи, в якш атоми вуглецю здшснювали рух у двох дзеркально протилеж-них напрямках: 1) у напрямку поверхнi (октапора на поверхт); 2) вглиб (октапора на половит бокового ребра гратки). При розрахунках вважали, що вуглець при своему дифузiйному руа залишався у твердому розчинi.
Розрахунки енергл системи були проведенi для по-верхневого шару, а також для другого, третього та четвертого ввд поверхнi шар1в. Внаслвдок того, що розрахунки мали як1сний характер, параметр кристалчно! гратки аустетту для зручностi приймався рiвним а= 0,36 нм.
При розрахунку визначався прирiст енергп кластера, що приходиться на один атом системи, порiвияна з енерпею системи, коли атом вуглецю знаходиться в цептральнш октапорг
Аи = иоР - иъ,
(8)
де иор - енерпя, що припадае на один атом системи, коли атом вуглецю впроваджений у центральну окта-пору ГЦК гратки залiза, иЕ - поточна енерпя на один атом системи, при руа атома вуглецю в площиш (200) у напрямках <011>, тобто при змЫ довжини траектори (Е). Такий енергетичний параметр обрано для мiнiмiзацu похибок розрахунюв абсолютних значень енерги системи.
Результати розрахунюв показують, що при русi атома вуглецю з центрально! октапори приповерхнево! ГЦК гратки залiза (аустени) у площинi (200) (по даагонал^ у напрямку <011> до поверхнево! октапори, виявляеться максимум приросту внутршньо! енергi! на довжинi траекторп Е (проекцп дiагонального руху атому вуглецю на вюьХ, що ввдповщае 0,9-1,0 ангстрем), яка скла-дае 197 Дж/моль порiвияно з енергетичним станом у центральнiй октаж^ (рис. 5, крива 1).
Подальший рух атома вуглецю на поверхню (поло-ження виходу дiагонально! октапори на поверхню) приводить до помiтного зменшення внутрiшньо! енергi! в кластерi порiвияно зi станом атома вуглецю у цент-ральнiй октапорi на 170 Дж/моль (на один атом системи з 3663 атташв), тобто на 87 % менше. Таю результати
Рис. 5. Змша внутрито! енерги в кластер1 в результат руху атома вуглецю з центрально! (Х = 0) до дiагоиальио'! октапори (Х = 1,8): 1 - на поверхню, 2 - вглиб кристаллу
атташв, що взаемошють гг, 1 -
г — г
г 1
можна пояснити впливом поверхневих ефекпв (наприк-лад, наявтстю поверхнево! енергп, яка пов'язана з м!жмолекулярною взаемод1ею). Стан ашшв (молекул) на поверхт (на меж1 подалу фаз) в1др1зняеться ввд стану в об' ем1 фаз внаслвдок некомпенсовашст! силових пол1в атом1в на поверхт под1лу. Вщомо, що поверхнев! пло-щини кристал1в з малими !ндексами мають меншу по-верхневу енергш, бо мають бшьшу ретикулярну густи-ну атом1в [13]. Тому збшьшення илькосп атом1в у по-верхневому шар! твердого розчину приводить до зменшення поверхнево! енергп системи, тобто е енер-гетично випдним. Але ситуац!я зм1нюетъся, якщо ато-ми вид1ляються з поверхт твердого розчину 1 утворю-ють окрему частинку, наприклад графгт. У цьому ви-падку для збшьшення поверхт необхщно витратити додаткову енерпю. Цим 1 можна пояснити видшення додаткових фаз (карбщв, графиу) при терм!чнш або мехатчтй обробщ сплаыв.
Оцшимо критичний розм1р куб1чних зародк1в, як1, як вар1ант, утворюються за певних температур !з суб-л1мовано! парово! фази. При утвореш буць-якого зарод-кового нанокластера енерпя системи (Е) зм1нюеться ввдповвдно до ствввдношення
АЕ = 6(пу)2'3 -ст-пкТ • 1пг,
(9)
де перший член в1дпов1дае витратам енергп при ство-ренш поверхт куб1чного нанокластера (тут: п -шльшсть атом1в у кластер!; V - атомний об'ем; ст -питома поверхнева енерпя), а другий - термодинам!ч-ний виграш, що припадае на один атом ново! фази. При цьому цей виграш в!дпов!дае руш!йн!й сил!, яка пов'язана з парщальним х!м!чним потенц!алом парово! ! кла-стерно! фаз р!вн!стю
1 [(р М-Р^ )] = кТ 1п
Ркл
Рп
= кт 1п г.
(10)
пар
Тут Ркр - кристало-поверхневий тиск Вульфа для кластера, а Рпар - тиск пари, що оточуюе нанокластер.
Осшльки кристал!чний зародок нанокластера критичного розм!ру в!дпов!дае умов! неспйко! р!вноваги !з субл!мованим паровим оточенням, то для визначення цього розм!ру И (И - половина ребра а куба) достат-ньо максим!зувати вираз
йАЕ йп
= 0 = 4-^) 1/3 • V - кТ 1п г . (11)
Дал!, осюльки (гг)1/3 = 2И , маемо шуканий критичний розм!р нанокластера
И = ■
2стv
кТ 1п г
(12)
Реальний зародок найменшого розм!ру ввдповвдае порогу латентного штервалу розм!р!в [14] ! складае вираз
ИпоР =
пор кт 1п г Дшсно, якщо АЕ = 0, то при 2И = а маемо
(13)
6а2ст = аз1 кТ 1п г .
(14)
I остаточно (п!сля скорочення на а ) отримуемо (13).
Що стосуеться розглянутого в розрахунках випадку, то п!сля руху атома вуглецю з центрально! октапори в напрямку поверхт внаслщок зовн!шнього впливу (або в результат! накопичення енерг!!' коливань на один атом), виникають умови, коли атому вуглецю, який подолав-ши дифузшний бар'ер (максимум на рис. 5, крива 1), енергетично виг!дн!ше рухатися у напрямку поверхт, тж повернутися в попередне чи альтернативне положения в центральнш октапор!. Тобто на випадков! рухи дифундуючого атома вуглецю, як дом!шки впровадження, накладаються умови дрейфу через поверхнев! ефек-ти, що змушують атоми вуглецю накопичуватися в по-верхш чи на границях зерен, при цьому залишаючись у твердому розчиш.
Розрахунки руху атома вуглецю в протилежному напрямку (у глиб кристалу) показують, що суттево! р!знищ м!ж внутр!шньою енерг!ею системи м!ж центральною та д!агональною октапорою не виявлено (рис. 5, крива 2). Це вказуе на переважно випадковий (дифуз!йний) характер руху атома вуглецю в ГЦК гратц! углиб твердого розчину.
Рис. 6. Змша внутрито! енергп кристалу при рус атома вуглецю з центрально! (Х = 0) до д1агонально! октапори (Х = 1,8) в напрямку поверхш: 1 - поверхневий шар, 2 - другий шар вщ поверхш
Под!бна тенденц!я впливу поверхневих енергетич-них фактор!в збер!гаеться також ! для наступних шар!в ГЦК гратки: !снуе енергетична перевага при рус! в напрямку поверхт, хоча ця перевага менша тж для по-верхневого шару ГЦК кристалу (рис. 6, крива 2) ! ста-новить 39 % ввд енерг!! в центральнш октапор! (майже вдшч менша).
V
Враховуючи наявнiсть максимуму приросту енергп при русi атома вуглецю з октаедричного мiжвузля, яка вiдiграe роль дифузшного бар'еру, наявшсть впливу поверхневих фашщлв е необхвдною, але не достатньою умовою для накопичення вуглецю в поверхневому шарi. Таким додатковим фактором можна вважати температуру, деформацш, поверхневу обробку тощо, яш дозволять вуглецю подолати дифузшний бар'ер.
З iншого боку, при реалiзацu такого процесу, повер-хневий шар сплаву, де накопичився в незавершених ок-тапорах вуглець, також деформуеться внаслвдок невщпо-вiдностi розмiру октапори розмiру атома вуглецю. Це приводить до виникнення розтягнуто! поверхнево! об-ластi, куди за аналогiею з пружно вигнутим кристалом [15] можуть рухатися атоми впровадження з бiльш стис-нених областей кристалу, реалiзуючи процес висхвдно! дифузп. За таких умов мiжвузловий механiзм руху атомiв у щ№но упакованих структурах стае бiльш вiро-гiдним i по сутi единим (бо вакансп утримують атоми впровадження).
Подiбний механiзм реалiзуеться i в протилежному напрямку, коли атоми вуглецю адсорбуються на по-верхнi затза (площини (002) та (111)), утворюючи мо-ношар з високою концентращею вуглецю, який, пере-мiшуючись з атомами залiза, утворюе твердий розчин внаслщок поверхнево! активностi атомiв вуглецю, що можуть рухатися вздовж поверхш [16].
Висновки
1. Методом класично! молекулярно! динамiки з перших принцитв розраховано енергетичний стан ГЦК кластера розмiром 9а х9а х9ащо е аналогом наност-руктурного у- твердого розчину сплаву системи Бе-С, наприклад, ввдповвдного за розмiром блоку моза!ки.
2. Встановлено, що на вщмшу ввд традиц1йного шдхо-ду до мехашзму дифузи вуглецю, як домшки впровадження в ГЦК залiзi, який реалiзуеться через випадковi стрибки мiж октаедричними м1жвузлями, в такому кла-стерi енергетично вигiдним е рух ашшв вуглецю в напрямку поверхш в незавершену поверхневу октапору. Такий ефект, пов'язаний iз впливом поверхневих фак-торiв, що вщграють роль дрейфових складових в процес дифузп, приводить до накопичення у поверхнi роз-чиненого у твердому розчиш вуглецю i зменшення поверхнево! енергп системи. Енергетична перевага при русi в напрямку поверхш зберпаеться для дек1лькох кри-стал1чних шарiв кластера.
3. Розрахунки вказують на iснування дифузiйного бар'еру при руа вуглецю з центрально! октапори ГЦК гратки до зовтшньо!, що виходить на вiльну поверхню. Це пояснюе необхвднють додаткового зовтшнього впливу для його подолання (термiчна або механiчна оброб-ка тощо), або часового фактору для спонтанного руху атома вуглецю (старiння).
4. Розрахунки вказують, що внаслщок впливу цих факторiв енергетично вигiдним е розшарування Бе-С кластера аустенiту з утворенням поверхневого шару,
який е пересиченим вуглецем, та внутрiшньоi областi, що збвднена цим елементом i де переважно реалiзуеть-ся випадковий фактор дифузшного руху ашшв упро-вадження. Така ж тенденцiя може збертатися при на-ноструктурованому подрiбненнi у- твердого розчину шшими методами, приводячи до концентрацiйноi' не-стабiльностi подабних кристалiтiв.
5. Енергетичну перевагу поверхш для руху атомiв впровадження в таких системах можна розглядати як один i3 чинниюв механ1зму реатзаци висхвдно! дифузи i перерозподiлу легувальних елеменпв на поверхш кри-сталiв з утворенням нових фаз.
Список лтератури
1. Старк Дж. П. Диффузия в твердых телах. - М. : Энергия, 1980. - 234 с.
2. Бондарь В. И. Старение аустенита никелевой стали / Бондарь В. И., Данильченко В. Е., Недоля А. В. // ФММ. -1993. - Т. 76. - Вып. 3. - С. 145-151.
3. Исследование контактной выносливости сталей различной теплоустойчивости / [Михайлов П. А, Вильчек А.И., Ольшанецкий В.Е., Банас И.П.] // ФХММ, 1971. - № 2. -С. 3-8.
4. Каплан И. Г. Введение в теорию межмолекулярных взаимодействий / Каплан И. Г. - М. : Наука, 1982. - 312 с.
5. Норманн Г. Э. Метод классической молекулярной динамики: вклад в основания статистической физики / Норманн Г. Э., Стегайлов В. В. // Вюник Харювського национального ушверситету. - 2009. - № 870, Х1м1я. -Вип. 17 (40). - С. 11-51.
6. Андриевский Р. А. Размерные эффекты в нанокриста-лических материалах. I. Особенности структуры. Термодинамика. Фазовые равновесия. Кинетические явления / Р. А. Андриевский, М. А. Глезер // ФММ. - 1999. -Т. 88, № 1. - С. 50-73.
7. Курдюмов Г. В. Превращение в железе и стали / Кур-дюмов Г. В., Утевский Л. М., Энтин Р. И. - М., Наука,
1977. - 236 с.
8. Лысак Л. И.Физические основы термической обработки стали / Лысак Л. И., Николин Б. И. - К. : Техника, 1975. -304 с.
9. Чуканов А. Н. Влияние поверхностной активности углерода на микроструктуру и эффекты неупругости в сплавах Fe-C / Чуканов А. Н., Яковлева А. А. // Конденсированные среды и межфазные границы. - 2012. -Т. 14, № 2. - С. 256-261.
10. Нечаев Ю. С. Распределение углерода в сталях / Нечаев Ю. С. // Успехи физических наук. - 2011. - Т. 181. - № 5. -
C. 484-490.
11. Frenkel D. Understanding molecular simulation / Frenkel
D., Smit B. - San Diego-London-Boston-N.Y.-Sydney-Tokio-Toronto : Academic Press, 1996.
12. Исследование методом молекулярной динамики адато-мов Si и С и кластеров SiC на поверхности кремния / [Харламов В. С., Трушин Ю. В., Журкин Е. Е. и др.] // Журнал технической физики. - 2008. - Т. 78. - Вып. 11. -С. 104-118.
13. Миссол В. Поверхностная энергия раздела фаз в металлах / Миссол В. ; пер. с польск. - М. : Металлургия,
1978. - 176 с.
14. Ольшанецкий В. Е. Об использовании парциальных химических потенциалов компонентов термодинамических
систем при описании фазовых равновесий / Ольшанец-кий В. Е. // Новi матерiали i технологи в металургй та машинобудуваннi. - 2008. - № 2. - С. 34-39.
15. Гегузин Я. Е. Восходящая диффузия и диффузионное последствие / Гегузин Я. Е.// Успехи физических наук. -1986. - Т. 149. - Вып. 1. - С. 149-159.
16. Мутигуллин И. В. Влияние степени покрытия углеродом на возможность формирования твердого раствора внедрении в подповерхностном слое железа (001) и (111) / Мутигуллин И. В., Бажанов Д. И., Илюшин А. С. // ФТТ. -2011. - Т. 53. - Вып. 3. - С. 558-563.
Одержано 21.11.2013
Недоля А.В., Ольшанецкий В.Е. Расчетная оценка энергетического состояния нанокластера аустенита на основе Fe-C
Методом классической молекулярной динамики рассчитано энергетическое состояние нанокластера аустенита выбранного размера системы Fe-C. Расчеты показали, что движение углерода как примеси внедрения энергетически выгоднее в направлении поверхности в незавершенную октапору и поэтому его необходимо рассматривать как один из возможных механизмов реализации восходящей и зернограничной диффузии и перераспределения легирующих элементов на поверхности и границах зерен с образованием новых фаз.
Ключевые слова: аустенит, нанокластер, диффузия, подвижность, молекулярная динамика, октапора, поверхностная энергия.
Nedolia A., Ol'shanetskii V. The estimated energy value of the nanocluster austenite based on Fe-C
By classical molecular dynamics method the energy of selected size austenite nanocluster of Fe-C was calculated. Results show that the movement of carbon as an interstitial impurity is more favorable towards the surface in incomplete octahedral sites. This is one of possible mechanisms of realization of ascending and grain boundary diffusion and redistribution of alloying elements on surface and grain boundaries with the formation of new phases.
Key words: austenite, nanocluster, diffusion, mobility, molecular dynamics, octahedral state, the surface energy.
УДК 669.017.113:669.715 (043)
Д-р техн. наук В. И. Мазур, канд. техн. наук С. В. Капустникова, канд. техн. наук А. Ю. Шпортько, С. В. Бондарев
Нацюнальна металурпчна академiя Украши, м. Днтропетровськ
ЗАЛЕЖН1СТЬ СТРУКТУРИ ТА ВЛАСТИВОСТЕЙ СИЛУМ1НУ П1СЛЯ ТВЕРД1ННЯ В1Д СТАНУ Р1ДКОГО СПЛАВУ
До^джено мжроструктуру та механiчнi властивостi затвердыого сплаву АК12 пiсля його термочасовог обробки в рiдкому станi. Показано, що вiдбуваeться покращення структури та стрибкоподiбне зростання мiцностi та пластичностi виливтв пiсля нагрiву сплаву до температур структурних перебудов у рiдкому стан 720, 780, 830 °С.
Ключовi слова: cилумiн, термочасова обробка, розплав, евтектика, властивостi.
Вступ
Велике мюце в o6ch3Í виробництва алюмшевих сплаив належить ливарним алюмшевим сплавам i, на-самперед, сплавам системи Al-Si - силумшам. 1з цих сплавiв вщливають деталi цилiндро-поршнево! групи автотракторних та танкових двигутв, корпусш деталi i багато ш.
Основною структурною складовою силушшв е евтектика a-Al + Si. Ввд об'емно! частки евтектики в сплаш залежать ливарт властивосп (рщкоилинтсть) силушшв. Рiвень мехатчних властивостей (мштсть, пластичтсть,
жаромщтсть та ш.) суттево залежить ввд будови евтек-тичних колонш, об'емно! частки евтектики та ступеня кооперативносп росту евтектичних фаз.
Щдвищення механiчних властивостей можна частко-во досягти термiчною обробкою ввдливка або деталi, од-нак така технологiчна операцiя не може вплинути на морфологш евтектичних колонш. Разом з тим узагаль-нення результапв експериментальних дослвджень, отри-маних за останнi десягилiття, сввдчить про генетичний взаемозв'язок сплавiв у редкому i твердому станi, що роз-ширюе можливосп i шляхи полшшення якосп лиття.
© В. И. Мазур, С. В. Капустникова, А. Ю. Шпортько, С. В. Бондарев, 2013
34
