Материал: Физическая химия силикатов и других тугоплавких соединений.

ются» и при низкой температуре в кристалле окажется избыточное число этих дефектов, превышающее равновесную для этой темпе­ ратуры концентрацию. Нагревание кристалла будет способствовать исчезновению («залечиванию») таких термодинамически неустойчи­ вых дефектов.

Точечные атомные дефекты в кристаллической решетке облада­ ют определенными свойствами. Например, вакансии в ионных кри­ сталлах выступают носителями заряда, причем катионная вакан­ сия несет отрицательный, а анионная — положительный заряд. Ко­ нечно, собственно заряд в вакансии не содержится, но возникающее вокруг нее электрическое поле такое же, какое возникло бы, если бы в вакансии располагался заряд, по значению равный, а по зна­ ку противоположный заряду иона, который покинул данный узел решетки. Любые точечные дефекты обладают способностью к миг­ рации (диффузии) в кристаллической решетке в результате тепло­ вых флуктуаций или приложения к кристаллу внешнего электриче­ ского поля. Например, катион в междоузлии может переходить при соответствующем возбуждении в соседнее междоузлие, вакансии мигрируют за счет перемещения соседнего иона в вакантный узел, т. е. путем последовательного обмена позициями между ионами и вакансиями (при таком так называемом вакансионном механизме диффузии перемещение вакансий в одном направлении эквивалент­ но перемещению ионов в другом). Точечные дефекты могут взаимо­ действовать друг с другом, образуя в простейшем случае а с с о - ц и а т ы — дефекты, занимающие соседние кристаллографические позиции. Например, в решетке могут возникнуть связанные группы вакансий ( к л а с т е р ы) . Связанные пары вакансий способны диф­ фундировать быстрее, чем изолированные вакансии, а тройные кластеры еще быстрее.

Наличие в кристаллах точечных дефектов по Шоттки и Френ­ келю оказывает существенное влияние на многие свойства кристал­ лических тел. В частности, их присутствие в кристалле и способ­ ность к миграции обусловливают ионную электрическую проводи­ мость и процессы массопереноса (диффузии) в кристаллической ре­ шетке (в бездефектном идеальном кристалле процесс массоперено­ са практически невозможен). В связи с этим присутствие точечных дефектов сильно ускоряет такие важные в технологии силикатов и тугоплавких неметаллических материалов процессы, как твердо­ фазовые реакции, спекание, рекристаллизацию и т. д., скорость ко­ торых определяется скоростью диффузии материальных частиц. Образование дефектов по Шоттки приводит к возрастанию объема кристалла (кристалл как бы «распухает» за счет достраивания с поверхности атомами, удаляющимися из узлов решетки) и пониже­ нию его плотности (образование дефектов по Френкелю во всяком случае в первом приближении не приводит к изменению плотности).

87

2.5.3. Дислокации

Дислокации относятся к линейным дефектам решетки, т. е. к несовершенствам, охватывающим в кристалле область, протяжен­ ность которой в одном направлении значительно превосходит раз­ мер атомов или ионов. По характеру искажений решетки дислока­ ции делятся в чистом виде на к р а е в ы е ( л и не й ные ) и в и н ­ т о в ые . В реальных кристаллах дислокации часто представляют собой сочетание краевой и винтовой дислокаций. Такие дислокации называются с м е ш а н н ы м и . Дислокации являются источником внутренних напряжений в кристаллических телах, они создают да­ же в свободном от внешних нагрузок кристалле поле деформаций и напряжений.

Одним из основных понятий в теории дислокаций является по­ нятие л и н и и д и с л о к а ц и и . Линией дислокации называется та воображаемая линия в кристалле, вдоль которой (в ее малой ок­ рестности) концентрируются максимальные искажения решетки. Фактически при возникновении дислокации кристаллическая ре­ шетка остается неискаженной везде, за исключением области, не­ посредственно окружающей линию дислокации. Линия дислокации не обязательно должна быть прямой, а может иметь перегибы, сту­ пени, т. е. любую форму. Особенность этой линии заключается в том, что она никогда не заканчивается (не обрывается) в кристал­ ле, а выходит на его поверхность, замыкается на себя, образуя пет­ лю, или замыкается на другие линии дислокации.

Краевая дислокация. Признаком краевой дислокации является наличие в одной части кристалла лишней («оборванной» или «недо­ строенной») атомной плоскости (полуплоскости или экстраплоско­ сти), не имеющей продолжения в другой части кристалла (рис. 14, экстраплоскость указана стрелкой).

Образование краевой дислокации можно представить следую­ щим образом. Допустим (рис. 15), что на кристалл действует сила Р, вызывающая сдвиг одной его части относительно другой по оп­ ределенной плоскости скольжения (тп). При этом сила сдвига не­ достаточно велика, чтобы вызвать одновременный разрыв всех вер­ тикальных атомных плоскостей в решетке (что в пределе было бы равносильно срезу кристалла), а вызывает разрыв только некото­ рых плоскостей. Если рассмотреть только одну из них, то верхняя часть (FG) этой разорванной плоскости сместится в направлении приложения силы и останется недостроенной, а нижняя часть сомк­ нется с соседними плоскостями, лежащими в верхней части кри­ сталла, образуя нормальные атомные плоскости. В результате это­ го в верхней части кристалла образуется лишняя полуплоскость (FG), не имеющая продолжения в нижней части кристалла, т. е. возникнет краевая дислокация (обозначается символом -L), при­ чем атомы, расположенные непосредственно над краем лишней по­ луплоскости (на рис. 15 в верхней части кристалла), испытывают

88

сжимающие, а расположенные под ней — растягивающие напря­ жения.

Максимальные искажения и напряжения в решетке концентри­ руются при наличии краевой дислокации вдоль края лишней атом­ ной плоскости. Эта зона максимальных напряжений, ограниченная пунктирной линией на рис. 15, называется я д р о м д и с л о к а ц и и .

Рис. 14. Модель краевой дислокации Рис. 15. Схема образования кра­ в кристалле евой дислокации

Таким образом, линия краевой дислокации неограниченно прости­ рается в плоскости скольжения вдоль края лишней атомной плоско­ сти в направлении, перпендикулярном к направлению скольжения (направлению положения силы), т. е. линия дислокации проходит через точку F перпендикулярно плоскости рисунка. Другими сло­ вами, для чисто краевой дислокации линия дислокации перпенди­ кулярна направлению приложения силы сдвига и направлению скольжения.

Винтовая дислокация. Признаком винтовой дислокации являет­ ся превращение параллельных атомных плоскостей (в бездефект­ ном кристалле) в единую атомную плоскость в виде геликоидаль­ ной поверхности (наподобие винтовой плоскости) и наличие на по­ верхности кристалла своеобразной дислокационной атомной сту­ пеньки (уступа).

Схематическое изображение винтовой дислокации приведено на рис. 16. Ее образование можно представить себе, если мысленно сделать в кристалле разрез (по плоскости ABCD), а затем за счет силы Р сдвинуть одну часть кристалла в этой плоскости по отно-

89

шению к другой части на одно межатомное расстояние вниз таким образом, чтобы один срезанный край каждой атомной плоскости решетки, перпендикулярный плоскости среза, совпал с другим сре­ занным краем нижележащей плоскости решетки. Срезанные по­ верхности могут быть таким образом соединены абсолютно точно, после чего невозможно распознать, по какой плоскости внутри кри-

L

сталла был сделан разрез. Положение дислокации будет опреде­ ляться только положением края секущей плоскости, в частности, в результате ее пересечения с поверхностью кристалла образуется атомная ступенька (АВЕ).

Максимальные скручивающие и сдвиговые искажения в решет­ ке (ядро дислокации) будут концентрироваться в кристалле в об­ ласти (ограниченной пунктирной линией на рис. 16), расположен­ ной у основания ступеньки, а линией дислокации будет линия ВС. Таким образом, для чисто винтовой дислокации ее линия парал­ лельна направлению приложения силы Р сдвига и направлению скольжения. Если мысленно поместить себя в узле решетки Е (рис. 16) и обойти вокруг линии дислокации ВС по контуру EKLMNA, то попадем в точку Л, сместившись вниз на одно межатомное рас­ стояние (в идеальном кристалле без винтовой дислокации попали бы снова в точку £ ), сделав еще один такой же оборот, сместимся вниз еще на одно межатомное расстояние и т. д. Другими словами, при наличии винтовой дислокации атомные плоскости решетки, как уже отмечалось, превращаются в подобие спиралевидной винтовой

90

поверхности, откуда и название — в и н т о в а я д и с л о к а ц и я (рис. 17).

Вектор Бюргерса. Геометрической (качественной) и количест­ венной характеристикой дислокаций является так называемый век­ тор Бюргерса.

Рассмотрим его построение для краевой дислокации (рис. 18). Возьмем в решетке какой-нибудь узел, например А, и отсчитаем от него в направлении против часовой стрелки определенное число

а — идеальная решетка; б — решетка с краевой дислокацией

межатомных расстояний (например, семь) в одном кристаллогра­ фическом направлении (до узла В)у затем такое же число меж­ атомных расстояний в другом направлении (до узла С) и т. д., продолжая это до завершения полного оборота. Если в кристалле нет дислокаций, то в конечном итоге попадем в исходный узел А (полученный контур ABCDA называется к о н т у р о м Б ю р г е р - с а). Если же в кристалле есть краевая дислокация, что равносиль­

кристалла одинакового числа межатомных расстояний по разным кристаллографическим направлениям, окажется незамкнутым, по­ скольку попадем в точку Е. Вектор ЕА, необходимый для замыка­ ния контура Бюргерса, и является вектором Бюргерса. Аналогично можно построить контур Бюргерса и для винтовой дислокации, ко­ торый будет равным высоте ступеньки АЕ (см. рис. 16).

Направление вектора Бюргерса определяет геометрию дислока­ ции, т. е. ее характер: при чисто краевой дислокации вектор Бюр­ герса перпендикулярен, а при чисто винтовой параллелен линии дислокации. Для смешанной дислокации, имеющей как краевую,

91