Структурні дефекти кристалічної решітки (стр. 1 из 2)

Практична робота №4

Структурні дефекти кристалічної решітки

До структурних дефектів відносятьсягеометричні відхилення елементів решітки від регулярного розташування в ідеальних решітках.

Класифікація можливих структурних дефектів у ґратах кристала можлива на основі просторової довжини. Ми розрізняємо, тому крапкові, лінійні й поверхневі дефекти або відповідно нуль - мірні, одномірні й двомірні дефекти. Найважливіші типи дефектів будови кристала наведені нижче.

Крапкові дефекти: дефекти по Френкелю, дефекти по Шоттки, антидефекти поФренкелю, антидефекти по Шоттки.

Лінійні дефекти: дислокація.

Поверхневі дефекти: малокутова границя зерна, більшекутова границя зерна,дефект упакування, двійник.

Поряд із цим є безліч складних і ще маловивчених дефектів структури, наприклад скупчення крапкових дефектів в «хмари», які перевищують атомарні розміри. Різні дефекти структури часто проявляються в кристалі не в чистому виді: вони взаємно впливають один на одного й можуть реагувати один з одним.

Тому що крапкові дефекти мають у трьох кристалографічних напрямках атомарні розміри, їх називають ще атомними дефектами. Дефекти по Френкелю й по Шоттки принципово відрізняються від лінійних і поверхневих дефектів тим, що вони перебувають у тепловій рівновазі. Тому неможливо одержати ідеальні кристали при нормальній температурі. Навіть якби вони були вільні від дислокацій і не мали б яких-небудь поверхневих дефектів, при температурі, що відрізняється від 0°ДО, варто було б зважати на певну рівноважну концентрацію атомних дефектів.

Такий вид невпорядкованості називається, тому власною або термічної (термодинамічної) невпорядкованістю.

Рис. 10.8. Чотири основних типи термічних дефектів у бінарних іонних кристалах типу АВ:

а - дефект по Френкелю; б - дефект по Шоттки; в - антидефект по Френкелю;

г - антидефект по Шоттки; 1 - катіон, 2 - аннон: 3 - вакансія

Чотири основних типи термічних дефектів для бінарного іонного кристала типу АВ наведені на мал. 10.8.

Розрахунок дефектів по Шоттки можна виконати за допомогою відомих термодинамічних функцій стану. При виникненні дефектів у ґратах підвищується яквнутрішня енергіяU, так й ентропіясистеми S. Рівноважна концентрація дефектів виходить тоді з умови мінімуму вільної енергії, з рівняння

F =

U-T

S (7.15). Отже, розрахунок концентрації дефектів зводиться до визначення величин U й

S. Припустивши, що ніякої зміни обсягу не відбувається й концентрація дефектів настільки мала, що виключається взаємний вплив атомних дефектів структури, можна обчислити концентрацію дефектів по Шоттки для моноатомного кристала, тобто для кристала, що складає з атомів одного сорту.

Тому що число дефектів Шотткиn у порівнянні із загальним числом наявних у кристалі атомів мало (N>>n), те можна прийняти, що N-n

N. Так що для числа вакансій, що перебувають у рівновазі при температурі Т можна записати так:

n=Ne

або

=e

Для концентрації дефектів по Френкелю виходить аналогічне співвідношення. Якщо N

-число можливих місць для міжузлових атомів, an- число атомів, які покинули свої місця в ґратах, то

Рис. 10.9. Циркуляція (контур) Бюргерса для крайової дислокації.

Лінія дислокації перпендикулярна

n =

де Е - енергія утворення дефекту по Френкелю.

У ґратах іонних кристалів типу АВз дефектами по Шоттки за принципом електричної нейтральності може виникати тільки рівне число катіонних й аніонних вакансій. У цьому випадку необхідна енергія для утворення пари вакансій. Такі види дефектів у певних кристалічних ґратах є переважними, залежить в основному від величини необхідних енергій активації.

До цієї групи дефектів структури ставляться крайові дислокації й гвинтові дислокації. Їх варто розглядати не як два принципово відрізняються типу дислокацій, а тільки як два граничних випадки, що залежать від орієнтації лінії дислокації стосовно вектора Бюргерса. Під дислокацією або лінією дислокації розуміють лінію, що відокремлює область кристала, що перетерпіла зрушення,від незрушеної. Вектор Бюргерса

дає величину й напрямок зрушення

Рис. 10.10. Циркуляція(контур) Бюргерса для гвинтової дислокації.

лінія дислокації паралельна

атомів у кристалічних ґратах. Величина

для так званих повних дислокацій є вектор у ґратах Бравэ розглянутої структури (див. 1.2. 1). Якщо не є вектором у ґратах Бравэ, тоді мають місце неповні або часткові дислокації. Величина вектора b

,

= b, є мірою дислокації.

Точно описати дислокацію можна за допомогою так називаного контуру Бюргерса, обходячи лінію дислокації в площині, що розташована перпендикулярно до цієї лінії. Таким шляхом можна або повернутися у вихідну точку, або відхилитися від її на величину, що відповідає вектору Бюргерса. На мал. 10.9 і мал. 10.10 зображена циркуляція (контур) Бюргерса для крайової й гвинтової дислокації. Крайова дислокація позначаєтьсясимволом

. Вертикальнариса символізує всунутуатомну площина (з однієї сторони площини дислокації ґрати складаються з n+1 атомних зарядів, яким протистоять й атомних рядів). Горизонтальна риса умовно показує площину зрушення. У випадку крайової дислокації обхід по контурі Бюргерса приводить до повернення у вихідну точку, що лежить у тій же площині. Вектор Бюргерса проходить у цьому випадку перпендикулярно до напрямку дислокації (визначення крайової дислокації).

У випадку гвинтової дислокації (мал. 10.10) один оберт дає відхилення від вихідної точки на величину трансляції, що відповідає вектору Бюргерса й напрямок якої проходить паралельно лінії дислокації (визначення гвинтової дислокації). У загальному випадку лінія дислокації скривлена й розрізняють одночасно крайову й гвинтову компоненти дислокації.

З мал. 10.9 треба, що крайова дислокація являє собою лінійне розташування атомів, координація яких відрізняється від нормальної координації. У найближчому оточенні гвинтової дислокації координаційний багатогранник хоча й зберігається, але він також сильно перекручений. Дислокація представляє, таким чином, місце скупчення додаткової енергії в кристалі, тому що один ряд атомів стосовносвоїх сусідів перебуває в перекрученому положенні.

Дислокації можуть виникнути, наприклад, при механічному навантаженні кристала. На мал. 10.11 показане утворення крайової дислокації при механічному зрушенні верхньої частини ґрати (мал. 10.11, а). При впливі здвигової напруги дислокація переміщається через кристал (мал. 10.11, б) і, зрештою, виходить на його поверхню мал. 10.11, в). При цьому на поверхні виникає елементарна сходинка, висота якої відповідає величині вектора Бюргерса. Залежно від числа дислокацій, що пересунулися, в одній площині ковзання виникаючий щабель ковзання може бути кратний елементарного щабля.

Рис. 10.11. Виникнення й пересування крайової дислокації

Дислокаціїне можуть починатисяабозакінчуватисяусерединіодногокристала кінцевих розмірів. Вони замикаються усередині з утворенням дислокаційного кільця абовиходять на поверхню з утворенням дислокаційної петлі.

У кожній певній структурі стійкі тільки деякі вектори Бюргерса ( азначить і дислокації). Причина полягає в так званих дислокаційних реакціях при,яких дислокації з нестійкими векторами Бюргерса розщеплюються з виділенням енергії й утворенням стабільних дислокацій. Тому дислокаційна реакція, подібно хімічної реакції, має певний тепловий ефект

Q. Якщо енергія Q вивільняється при розщепленні однієї дислокації з більшим векторомБюргерса на дві з меншими векторами, то реакція буде протікати мимовільно.