1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Физика металлов и металловедение
  4. T. 122, № 11, 2021

Физика металлов и металловедение, 2021, T. 122, № 11, стр. 1187-1195

Зернограничное проскальзывание по специальным асимметричным границам зерен в бикристаллах Al. Атомистическое молекулярно-динамическое моделирование

Л. Е. Карькина a, *, И. Н. Карькин a, Ю. Н. Горностырев a

a Институт физики металлов им. М.Н. Михеева УрО РАН
620108 Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, 18, Россия

* E-mail: lidiakarkina@gmail.com

Поступила в редакцию 28.05.2021
После доработки 10.07.2021
Принята к публикации 15.07.2021

Полный текст (PDF)

Аннотация

Для выяснения механизмов, контролирующих процессы проскальзывания по границам зерен (ГЗ), энергетические характеристики зернограничных сдвигов для асимметричных ГЗ наклона Σ5{010}/{340}〈001〉 и Σ5{110}/{710}〈001〉 в бикристалле Al рассчитаны с использованием метода молекулярно-динамического моделирования. Определена энергия обобщенных зернограничных дефектов упаковки, установлены предпочтительные направления и энергетический барьер для зернограничного проскальзывания. Обнаружена характерная особенность асимметричных границ: число различающихся не эквивалентных сечений, параллельных плоскости ГЗ, для этих границ существенно выше, чем для симметричных. Показано, что тип ограничивающей ГЗ плоскости существенно влияет как на геометрию γ-поверхности, так и на энергетические характеристики зернограничного ДУ.

Ключевые слова: границы зерен, деформация, атомистическое моделирование, обобщенный дефект упаковки

ВВЕДЕНИЕ

Процессы проскальзывания по границам зерен (ГЗ) играют важную роль в пластической деформации поликристаллических материалов (см. работы [1–7] и ссылки в них). В общем случае они являются достаточно сложными и зависят от особенностей структуры ГЗ [3], развития аккомодационных процессов в стыках зерен, которые, в свою очередь, могут протекать с участием диффузионного массопереноса [2].

В последнее время внимание привлекают “консервативные” механизмы проскальзывания и миграции ГЗ, способные обеспечивать зернограничную пластичность при комнатной и более низких температурах, когда внутризеренная диффузия заморожена. Явление миграции ГЗ под действием напряжений, впервые изученное на бикристаллах [8, 9], в последнее время рассматривается как альтернативный механизм пластичности нанозеренных материалов [1, 2, 10–15]. Известным примером консервативного движения ГЗ, не связанного с какой-либо диффузионной перетасовкой атомов, является движение двойниковых границ. Отметим, что нанодвойники играют большую роль в процессах пластической деформации нанозерен в ГЦК-материалах с низким значением энергии дефекта упаковки [16–18].

Для понимания процессов, контролирующих проскальзывание и миграцию ГЗ, необходим переход на микроскопический уровень описания, учитывающий особенности структуры ГЗ и межатомных взаимодействий в конкретных материалах. В [19–21] с использованием атомистического моделирования методом молекулярной динамики (МД) и первопринципных расчетов были проанализированы механизмы миграции и проскальзывания ГЗ в Al. Установлено, что существуют предпочтительные направления, для которых энергетический барьер зернограничного проскальзывания (ЗГП) является достаточно низким. При этом легкие процессы проскальзывания включают частичный сдвиг зерен, реализация которого сопровождается консервативной миграцией ГЗ. Поэтому они могут играть существенную роль в деформации поликристалла при пониженных температурах, когда контролируемые диффузией процессы заморожены.

В работах [19–22] процессы ЗГП были исследованы для нескольких типичных специальных симметричных ГЗ наклона Σ3 (111), Σ5 (012), Σ5 (013) и Σ11 (113) в бикристалле Al. Однако, в поликристаллических материалах ансамбль границ зерен включает в себя кроме симметричных специальных ГЗ, асимметричные специальные границы, несимметричные ГЗ, а также ГЗ общего типа. В настоящее время вопрос о механизмах ЗГП для ГЗ, ориентации которых отличаются от специальных симметричных, остается открытым. Расширение класса границ зерен, исследуемых методами атомистического моделирования, позволит ответить на ряд вопросов, возникающих при экспериментальном исследовании поликристаллических материалов.

В настоящей работе методами атомистического моделирования, мы анализируем энергетические характеристики процесса проскальзывания для двух асимметричных границ зерен специального типа (Σ5{010}/{340}〈001〉 и Σ5{110}/{710}〈001〉) в бикристалле Al. Показано, что механизмы проскальзывания симметричных и асимметричных специальных ГЗ существенно различаются. Исчезают легкие связанные между собой механизмы проскальзывания и миграции, характерные для симметричных ГЗ. Для асимметричных границ имеется несколько плоскостей, параллельных ГЗ, в которых процесс ЗГП отличается величиной и направлением зернограничного сдвига.

МЕТОД МОДЕЛИРОВАНИЯ

Энергетический барьер проскальзывания рассчитан для специальных асимметричных границ зерен Σ5{010}/{340}〈001〉 и Σ5{110}/{710}〈001〉 в ГЦК Al с осью наклона 〈001〉. Для ГЗ Σ5 в Al как энергия ГЗ [23], так и величина избыточного объема [24] слабо зависят от ориентации плоскости границы. Так энергия рассматриваемых асимметричных ГЗ отличается на величину менее 10% от энергии симметричных ГЗ Σ5{210} и Σ5{310} с той же осью наклона 〈001〉. Как и в [19], чтобы охарактеризовать присущее данному типу ГЗ сопротивление зернограничному сдвигу мы провели расчет энергии обобщенного дефекта упаковки (GB–SF) для плоскости границы, разделяющей два зерна [20–22]. Расчет энергетической поверхности GB–SF проводили методом молекулярной динамики с использованием пакета LAMMPS [25]. При МД моделировании для Al использовался adp-потенциал межатомного взаимодействия, предложенный в работе [26]. Этот потенциал наилучшим образом описывает свойства алюминия [27].

В рассмотренных случаях использовали кристаллит, плоскость YZ которого совпадала с плоскостью ГЗ, ось OZ – параллельна оси наклона, направление OX перпендикулярно плоскости границы. Кристаллит содержал 2 зерна, разделенные рассматриваемой ГЗ, расположенной в его центре. При МД моделировании кристаллит содержал в зависимости от типа ГЗ ~(15 000–20 000) атомов. Размер зерен вдоль направления OX, перпендикулярного плоскости ГЗ составлял ~20 нм. В этом направлении использовали свободные граничные условия. В двух других взаимно перпендикулярных направлениях, лежащих в плоскости ГЗ, использовали периодические граничные условия. Длина периода вдоль этих направлений была кратна трансляции вдоль заданного кристаллографического направления (6a, 5a и 5√2a вдоль направлений 〈001〉, 〈430〉 и 〈170〉, соответственно, где a –параметр решетки).

На рис. 1 представлены фрагменты кристаллитов, содержащие асимметричную границу зерна специального типа Σ5{010}/{340}〈001〉 (рис. 1a) и ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉 (рис. 1б). В обоих случаях геометрия границ может быть описана на языке искаженных структурных единиц B и C [23], характерных для симметричных ГЗ Σ5{210} и Σ5{310} (выделены линиями на рис. 1). Для ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉 структурные единицы B, C чередуются; каждая пара со смещением 1/2〈001〉 вдоль оси наклона. Для ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉 структурные единицы B, C чередуются в последовательности C, B, B. Обе границы сконструированы из двух типов плоскостей: низко индексные плотно упакованные в ГЦК-решетке плоскости {110} и {100} с одной стороны ГЗ; и высоко индексные плоскости {710} и {340} с другой стороны. На рис. 1 цифрами помечены узлы решетки, входящие в структурные единицы, размер которых характеризует ширину рассматриваемой ГЗ. Можно отметить, что, по данной оценке, ширина асимметричных границ в ~1.5 раза выше симметричных, и составляет 4.4–4.6 Å.

Рис. 1.

Фрагменты кристаллита Al после МД релаксации, содержащие специальные асимметричные ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉 (a) и Σ5{110}/{710}〈001〉 (б) в проекции на плоскость {001}, перпендикулярную оси наклона. Открытые и заштрихованные кружки соответствуют атомам в соседних {001} плоскостях. Сплошными линиями выделены структурные единицы B и C [22]. Штриховой линией обозначены сечения с минимальными значениями GB–SF энергии.

Величину GB–SF вычисляли как изменение энергии кристаллита (отнесенное к площади границы) ΔEGB–SF(f) при сдвиге на заданный вектор f, лежащий в пределах элементарной ячейки решетки совпадающих узлов (РСУ) в плоскости, параллельной ГЗ. После осуществления сдвига в точках локальных минимумов GB–SF проводили полную релаксацию кристаллита, а в других точках, отвечающих общему положению, проводили релаксацию в направлении OX, перпендикулярном плоскости ГЗ. Полученные таким образом значения ΔEGB–SF(f) образуют так называемую γ-поверхность, анализ которой позволяет сделать выводы о существовании стабильных дефектов упаковки и определить сопротивление сдвигу вдоль того или иного направления в одной из выбранных плоскостей сдвига.

РЕЗУЛЬТАТЫ МОДЕЛИРОВАНИЯ

Внутри полосы, соответствующей ширине ГЗ, можно выделить 7 плоскостей, параллельных границе, отличающихся межплоскостными расстояниями (см. табл. 1). Несколько сечений состоят из близко расположенных плоскостей, образовавшихся в результате процедуры релаксации. Межплоскостные расстояния распределены очень неравномерно, также неравномерно происходит заполнение атомами ближайших атомных плоскостей. Оба эти обстоятельства оказывают влияние как на значения энергии GB–SF, так и на геометрию γ‑поверхностей.

Таблица 1.  

Межплоскостные расстояния d (Å) в ГЗ1 Σ5{010}/{340}〈001〉 и ГЗ2 Σ5{110}/{710}〈001〉. Нумерация начинается от левого края ГЗ (точка 2 на рис. 1)

  d1 d2 d3 d4 d5 d6 d7
ГЗ1 1.56 0.33 0.67 1.13 0.11 0.50 0.29
ГЗ2 1.17 0.30 0.43 0.53 0.42 0.60 0.98

При расчете GB–SF, сдвиг одного зерна относительно другого проводили по одной из 7 плоскостей (сечений), параллельных границе. В обоих случаях наименьшим вектором трансляции является сдвиг в общем для обеих зерен направлении 〈001〉 вдоль оси наклона границ. Как и в случае симметричных ГЗ с той же осью наклона для зависимости энергии GB–SF от величины сдвига в направлении 〈001〉 характерны симметричные кривые с максимумом в точке Z = 0.5a.

На рис. 2 показаны энергии нестабильного GB–SF при сдвиге вдоль направления 〈001〉 в зависимости от номера сечения. Отметим, что во всех рассматриваемых случаях энергии поверхностных дефектов значительно изменяются после релаксации. Для ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉 для сечения 4 энергия нестабильного ДУ существенно ниже, чем в других сечениях для такого же сдвига; для ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉 наименьшее значение энергии GB–SF получено для сечения 3. На рис. 2a приведены также значения γus для плоскостей {010} и {340} в идеальной решетке, а на рис. 2б – значения γus для плоскостей {110} и {710} в идеальной решетке. Видно, что по сравнению с идеальной решеткой сопротивление проскальзыванию облегчено для большинства сечений. Так для ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉 для сечения 4 величина γus в 2–3 раза ниже, чем в идеальной решетке для плоскости {340}. Следует отметить, что для сечения 4 (ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉) релаксированное значение γus = 0.26 Дж/м2, близко к значению для соответствующих сдвигов вдоль направления 〈001〉 для симметричных ГЗ Σ5{012} и Σ5{013} (0.25 и 0.38 Дж/м2, соответственно) [19].

Рис. 2.

Зависимость энергии нестабильного GB–SF от номера сечения при сдвиге вдоль оси наклона 〈001〉 для ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉 (a) и для ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉 (б). Кривые 1 – без релаксации, кривые 2 – с учетом релаксации.

Значение γus = 0.31 Дж/м2 для сечения 3 (ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉) несколько превышает полученное раннее для симметричной ГЗ Σ5{012} и близко к значению для Σ5{013}. Наиболее энергетически выгодные сечения выделены штриховой прямой на рис. 1a, 1б. Отметим, что эти сечения имеют одни из самых высоких значений межплоскостных расстояний для рассматриваемых ГЗ (табл. 1), а ограничивающие их плоскости менее других “размыты” вследствие процессов релаксации, т.е. являются наиболее плотноупакованными.

Мы рассчитали энергии GB–SF для всех обсуждаемых выше семи плоскостей, параллельных рассматриваемой ГЗ. Полученные результаты характеризуют GB–SF геометрию и указывают предпочтительные направления для зернограничного проскальзывания. Ниже обсуждаются результаты расчетов для отдельных плоскостей, ограниченных направлениями, перпендикулярными оси наклона. Для ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉 это вектора 〈001〉 и 〈100〉/〈430〉; для ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉 – вектора 〈001〉 и 〈1–10〉/〈170〉. Мы сохранили здесь двойное обозначение векторов (обычно используемое для плоскостей), имея в виду, что рассматриваемые направления параллельны в первом и втором зерне. Расчет показал, что для ГЗ1 и ГЗ2 геометрия GB–SF-поверхностей для плоскости 1 близка к геометрии идеальных плоскостей {010} и {110}; геометрия GB–SF поверхностей для плоскости 7 близка к геометрии идеальных плоскостей {340} и {710}. Для сечений с промежуточными номерами вид GB–SF-поверхностей последовательно изменяется от одного типа поверхности к другому. Изучены также некоторые другие направления в плоскостях ГЗ с низкими значениями GB–SF энергии.

ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉. На рис. 3 представлены GB–SF поверхность и изменение энергии GB–SF вдоль направления 〈100〉/〈430〉 для сечения 4 ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉. Здесь и далее расстояния даны в единицах параметра решетки. На рис. 3 отмечены точки A1, A2 локальных минимумов, которые получены для нерелаксированного случая. Видно, что сдвиг в положительном и отрицательном направлениях 〈100〉/〈430〉 не является симметричным. Без учета релаксации возможной траекторией скольжения была бы ломаная линия вдоль O1A2A1O2. После релаксации (кривая 2 на рис. 3б) существенным образом изменяется не только высота пиков, но и положение локальных минимумов. При этом формируются локальные минимумы с нулевой GB–SF-энергией в точках, соответствующих целому числу параметров решетки; их положение соответствует векторам трансляции в плоскости {100} идеальной решетки. Действительно, левая часть рис. 1a, отвечающая системе плоскостей куба, доходит вплоть до позиции 4. При этом наиболее существенные смещения ~0.8 Å при формировании ГЗ испытывают атомы в позициях, подобных 4 и 7. При образовании сдвига в сечениях 1–4 релаксация затрагивает эти атомы, восстанавливая структуру ГЗ до сдвига. Можно, однако, заметить, что форма кривых зависимости GB–SF энергии между точками минимума различается, повторяя лишь рисунок на длине периода 〈100〉/〈430〉. Значения γus ~ (0.24–0.27) Дж/м2 близки к значениям энергии нестабильного ДУ при сдвиге вдоль оси наклона 〈001〉 (рис. 2а).

Рис. 3.

GB–SF поверхность (a); зависимость GB–SF энергии (б) без релаксации (кривая 1) и с учетом релаксации (кривая 2) вдоль направления 〈100〉/〈430〉 для сечения 4 ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉.

С учетом релаксации легким оказалось также направление сдвига вдоль 〈101〉 (линия $OA_{2}^{'}$ на рис. 3а). На рис. 4 приведены GB–SF энергии в зависимости от сдвига вдоль направления 〈101〉 для сечений 1, 4, а также для идеальной решетки. После релаксации равное нулю значение GB–SF энергии достигается для сдвига 1/2〈101〉 (вектор $OA_{2}^{'}$ на рис. 3а, 4). Минимальное значение энергии нестабильного GB–SF получено для сечения 4 (γus ~ 0.26 Дж/м2), что в 1.7 раза ниже, чем для идеальной решетки, и близко к значению γus при сдвиге вдоль направления 〈100〉 и 〈001〉 (сечение 4).

Рис. 4.

Зависимость GB–SF энергии с учетом релаксации вдоль направления 〈101〉 для идеальной решетки (кривая 1), для сечения 1 (кривая 2) и сечения 4 (кривая 3) для ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉.

Для сечения 7 геометрия GB–SF поверхности качественно подобна (рис. 5a). Как и в предыдущем случае, сдвиги OO1 и OO2 соответствуют векторам трансляции. При этом зависимости для нерелаксированных и релаксированных значений GB–SF-энергии в целом повторяют друг друга (рис. 5б).

Рис. 5.

GB–SF поверхность (a); зависимость GB–SF энергии (б) без релаксации (кривая 1) и с учетом релаксации (кривая 2) вдоль направления 〈430〉 для сечения 7 ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉.

Сдвиг вдоль направления OO1 вряд ли возможен, так как при подобном смещении кристаллитов встречаются три пика с высокими значениями GB–SF-энергии, а релаксация сохраняет значительный барьер для проскальзывания. Сдвиг скорее будет происходить по траектории O1A1O2 из точки O1 в O2, показанной на рис. 5a. Высота барьеров после релаксации составляет 0.5–0.8 Дж/м2, что существенно выше, чем для сечения 4. Таким образом, наиболее легким вариантом для ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉 является скольжение по сечению 4 вдоль оси наклона 〈001〉, а также вдоль направлений 〈100〉 и 〈101〉 в плоскости ГЗ.

ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉. Геометрия GB–SF-поверхности для ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉 близка к той, которая реализуется в идеальной решетке только для сечения 1. Из рис. 1б видно, что для остальных сечений при GB–SF-сдвигах на вектор 1/2〈1–10〉 не все атомы вблизи поверхности данного сечения переходят в идентичные позиции, отличающиеся от исходной только релаксационной деформацией.

Только для сечения 1 на длине трансляции вдоль направления 〈1–10〉/〈170〉 существуют локальные минимумы в точках B1–B4, в которых энергия после релаксации обращается в ноль (рис. 6). Это означает возможность трансляции на вектор 1/2〈1–10〉 в этом сечении ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉, и эквивалентность сдвигов с векторами OB1, B1B2 и т.д. на рис. 6. Значение энергии нестабильного GB–SF при этих сдвигах изменяется в пределах γus = 0.22–0.24 Дж/м2, что является минимальным значением при сдвиге в данной ГЗ. Для сравнения, для идеальной решетки энергия нестабильного GB–SF при сдвиге вдоль направления 1/2〈110〉(110) равна γus = 0.24 Дж/м2, что несколько выше, чем для аналогичного GB–SF-сдвига в сечении 1. Сдвиг OD = 1/2〈112〉 (рис. 6a) должен преодолеть максимум в точке P, который соответствует γus = 0.65 Дж/м2, что существенно выше значений энергии нестабильного ДУ для других сдвигов в сечении 1 ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉. Другие локальные минимумы вдоль направления 〈112〉 отсутствуют.

Рис. 6.

GB–SF поверхность (a); зависимость GB–SFэнергии (б) без релаксации (кривая 1) и с учетом релаксации (кривая 2) вдоль направления 〈1–10〉/〈170〉 для сечения 1 ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉.

На рис. 7 представлена γ-поверхность (рис. 7a) и зависимость GB–SF-энергии (рис. 7б) вдоль направления 〈1–10〉/〈170〉 для сечения 3. На длине трансляции OO2 существуют два минимума в точках A1 и A2, Emin(A1) = 0.23 Дж/м2, Emin(A2) = = 0.24 Дж/м2. Сдвиг OO2 должен проходить через промежуточные точки этих минимумов. Значения энергии нестабильного ДУ изменяются в пределах γus = 0.5–0.8 Дж/м2, что значительно выше, чем при сдвиге вдоль направления 〈001〉. Таким образом, наиболее легким вариантом скольжения для ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉 является скольжение для сечения 1 вдоль направления 1/2〈1–10〉 в плоскости ГЗ.

Рис. 7.

GB–SF поверхность (a); зависимость GB–SF энергии (б) без релаксации (кривая 1) и с учетом релаксации (кривая 2) вдоль направления 〈1–10〉/〈170〉 для сечения 3 ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉.

ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ

С целью выяснения механизмов, контролирующих подвижность асимметричных границ зерен в поликристалле Al, методами атомистического моделирования исследована структура ГЗ и энергетические характеристики процесса проскальзывания для двух специальных ГЗ наклона Σ5{010}/{340}〈001〉 и Σ5{110}/{710}〈001〉. “Ширина” ГЗ для асимметричных границ несколько превышает ширину симметричных границ Σ5〈012〉 и Σ5〈013〉, из структурных единиц которых сконструированы рассматриваемые асимметричные ГЗ. Характерная особенность асимметричных границ состоит в том, что число различающихся сечений, параллельных плоскости ГЗ, для этих границ значительно выше (7), табл. 1, чем для симметричных границ. Расчет энергии зернограничного обобщенного дефекта упаковки позволил дать оценку величины барьера, определяющего сопротивление относительному смещению зерен. Установлено, что сдвиг на вектор трансляции 〈001〉 вдоль оси наклона зависит как от типа плоскости, так и от типа сечения. Для ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉 минимальное значение нестабильного ДУ при сдвиге вдоль оси наклона с учетом релаксации γus = 0.26 Дж/м2, максимальное – в 3.5 раза выше (рис. 2a). Для Σ5{110}/{710}〈001〉 минимальное значение γus = 0.31 Дж/м2, максимальное – в 2.7 раза выше (рис. 2б).

Для ГЗ Σ5{010}/{340}〈001〉 в шести последовательных сечениях со стороны плоскости {010} геометрия γ-поверхностей сохраняет наиболее существенные черты идеальной плоскости {010}: локальные минимумы с нулевой энергией в точках, кратных векторам сдвига 〈100〉 и 1/2〈101〉 (рис. 3, 4). Значения нестабильного ДУ изменяются в пределах γus = 0.24–0.27 Дж/м2 для сдвига вдоль направления 〈100〉 и γus = 0.26–0.39 Дж/м2 для сдвига вдоль направления 1/2〈101〉. Для ГЗ Σ5{110}/{710}〈001〉 значение нестабильного ДУ при сдвиге вдоль направления 1/2〈1–10〉 в сечении 1 равно γus = 0.22–0.24 Дж/м2. Таким образом, в ряде сечений возможно зернограничное скольжение, характеризуемое низким значением энергии нестабильных ДУ вдоль направлений 〈110〉.

Можно предположить, что и другие асимметричные ГЗ, например, Σ7{$\bar {1}$10}/{$\bar {8}$35}〈111〉 или Σ15{001}/{1$\bar {2}$2}〈210〉, будут содержать легкие направления для проскальзывания в одном или нескольких сечениях, примыкающих к ГЗ со стороны плотно упакованных плоскостей {$\bar {1}$10} и {001}.

Таким образом, для границ зерен специального типа можно выделить группу ГЗ, содержащих плотно упакованные низко индексные плоскости. Для этой группы границ возможна реализация легкого проскальзывания в одном или нескольких плотно упакованных сечениях. Можно предположить, что границы этой группы будут обеспечивать как аккомодацию решеточного скольжения, так и увеличивать долю зернограничной деформации. Отметим, что аккомодация решеточного скольжения будет происходить тем легче, чем выше энергия ДУ при расщеплении дислокации с вектором Бюргерса 1/2〈110〉 на две частичные дислокации Шокли в своей плоскости скольжения {111} в идеальной решетке. Это приводит к легкой рекомбинации частичных дислокаций Шокли при подходе к плоскости ГЗ и дальнейшем движении не расщепленной дислокации с вектором Бюргерса 1/2〈110〉 в одном из возможных сечений плоскости ГЗ. Таким образом, подобную перестройку на ГЗ можно рассматривать как поперечное скольжение решеточной дислокации винтовой ориентации из исходной плоскости скольжения в одном из зерен в плоскость поперечного скольжения в одном из сечений ГЗ без образования на ГЗ каких-либо дополнительных дефектов. Так как величина γus достаточно низкая, то можно считать, что рассмотренные процессы будут происходить достаточно легко, без изменения структуры ГЗ, обеспечивая большой сдвиг при проскальзывании вдоль ГЗ. В частности, Al является одним из металлов, где рекомбинация частичных дислокаций происходит легко, что приводит к легкому поперечному скольжению в этом металле. Возможность реализации указанного выше механизма требует дополнительного изучения процессов, происходящих на микроуровне, например, с использованием процедуры многомасштабного моделирования [28]. Мы указываем здесь лишь принципиальную возможность реализации процесса поперечного скольжения решеточных дислокаций в одном из сечений границ зерен специального типа.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Склонность к проскальзыванию по асимметричным границам зерен Σ5{010}/{340}〈001〉 и Σ5{110}/{710}〈001〉 в бикристаллах Al изучена методом молекулярно-динамического моделирования на основе анализа структуры и энергии зернограничных дефектов упаковки. Установлено, что число различающихся не эквивалентных сечений, параллельных плоскости ГЗ, для этих границ существенно выше, чем для симметричных границ. Дана оценка величины барьеров, определяющих сопротивление относительному смещению зерен в различных сечениях. Показано, что тип ограничивающей ГЗ плоскости существенно влияет как на геометрию γ-поверхности, так и на энергетические характеристики зернограничного ДУ.

Работа выполнена в рамках государственного задания по темам “Давление” № АААА-А18-118020190104-3 и “Структура” № АААА-А18-118020190116-6.

Список литературы

  1. Cahn J.W., Mishin Yu., Suzuki A. Coupling grain boundary motion to shear deformation // Acta Mater. 2006. V. 54. P. 4953–4975.

  2. Bobylev S.V., Morozov N.F., Ovid’ko I.A. Cooperative grain boundary sliding and nanograin nucleation process in nanocrystalline, ultrafine-grained, and polycrystalline solids // Phys. Rev. 2011. V. B 84. P. 094103.

  3. Hadian R., Grabowski B., Race C.P., Neugebauer J. Atomistic migration mechanisms of atomically flat, stepped, and kinked grain boundaries // Phys. Rev. 2016. V. B 94. P. 165413.

  4. Langdon T.G. Grain boundary sliding revisited: Developments in sliding over four decades // J. Mater. Sci. 2006. V. 41. P. 597–609.

  5. Li J., Soh A.K. Synergy of grain boundary sliding and shear-coupled migration process in nanocrystalline materials // Acta Mater. 2013. V. 61. P. 5449–5457.

  6. Mompiou F., Caillard D., Legros M. Grain boundary shear–migration coupling. II. Geometrical model for general boundaries // Acta Mater. 2009. V. 57. P. 2390–2402.

  7. Mompiou F., Legros M., Caillard D. SMIG model: A new geometrical model to quantify grain boundary-based plasticity // Acta Mater. 2010. V. 58. P. 3676–3689.

  8. Guillope M., Poirier J.P. A model for stress-induced migration of tilt grain boundaries in crystals of NaCl structure // Acta Metall. 1980. V. 28. P. 163–167.

  9. Babcock S.E., Balluffi R.W. Grain boundary kinetics // Acta Metall. 1989. V. 37. P. 2357–2367.

  10. Schiotz J., Jacobsen K.W. A Maximum in the Strength of Nanocrystalline Copper // Science. 2003. V. 301. P. 1357–1359.

  11. Van Swygenhoven H., Weertman J.R. Deformation in nanocrystalline metals // Mater. Today. 2006. V. 9. P. 24–31.

  12. Farkas D., Froseth A., Van Swygenhoven H. Grain boundary migration during room temperature deformation of nanocrystalline Ni // Scripta Mater. 2006. V. 55. P. 695–698.

  13. Gianola D.S., Van Petegem S., Legros M., Brandstetter S., Van Swygenhoven H., Hemker K.J. Stress-assisted discontinuous grain growth and its effect on the deformation behavior of nanocrystalline aluminum thin films // Acta Mater. 2006. V. 54. P. 2253–2263.

  14. Legros M., Gianola D.S., Hember K.J. In situ TEM observations of fast grain-boundary motion in stressed nanocrystalline aluminum films // Acta Mater. 2008. V. 56. P. 3380–3393.

  15. Gutkin M.Yu., Mikaelyan K.N., Ovid’ko I.A. Grain growth and collective migration of grain boundaries during plastic deformation of nanocrystalline materials // Phys. Solid State. 2008. V. 50. P. 1266–1279.

  16. Lu L., Chen X., Huang X., Lu K. Revealing the Maximum Strength in Nanotwinned Copper // Science. 2009. V. 323. P. 607–610.

  17. Purceka G., Saraya O., Nagimov M.I., Nazarov A.A., Safarov I.M., Danilenko V.N., Valiakhmetov O.R., Mulyukov R.R. Microstructure and mechanical behavior of UFG copper processed by ECAP following different processing regimes // Phil. Mag. 2012. V. 92. P. 690–704.

  18. Shen Y.F., Lu L., Lu Q.H., Jin Z.H., Lu K. Tensile properties of copper with nano-scale twins // Scripta Materialia. 2005. V. 52. P. 989–994.

  19. Карькина Л.Е., Карькин И.Н., Кузнецов А.Р., Горностырев Ю.Н. Зернограничное проскальзывание и миграция специальных границ зерен в бикристаллах Al. Атомистическое моделирование // ФТТ. 2018. Т. 60. С. 1874–1881.

  20. Карькина Л.Е., Карькин И.Н., Горностырев Ю.Н. Влияние сегрегаций легирующих элементов на зернограничное проскальзывание в бикристаллах сплавов Al–Mg и Al–Ni. Атомистическое моделирование // ФММ. 2020. Т. 121. № 9. С. 901–906.

  21. Kuznetsov A., Karkina L., Gornostyrev Yu., Korzhavyi P. Effects of Zn and Mg Segregations on the Grain Boundary Sliding and Cohesion in Al: Ab Initio Modeling // Metals. 2021. V. 11. P. 631.

  22. Karkina L., Karkin I., Kuznetsov A., Gornostyrev Yu. Alloying Element Segregation and Grain Boundary Reconstruction, Atomistic Modeling // Metals. 2019. V. 9. P. 1319.

  23. Tschopp M.A., Macdowell D.L. Asymmetric tilt grain boundary structure and energy in copper and aluminum // Phil. Mag. 2007. V. 87. P. 3871–3892.

  24. Fuhua Cao, Yong Jiang, Tao Hu, Dengfeng Yin. Correlation of grain boundary extra free volume with vacancy and solute segregation at grain boundaries: a case study for Al // Philosophical Magazine. 2018. V. 98. P. 464–483.

  25. http://lammps.sandia.gov/index.html.

  26. Apostol F., Mishin Y. Interatomic potential for the Al–Cu system // Phys. Rev. 2011. V. B 83. P. 054116.

  27. http://www.ctcms.nist.gov/potentials/.

  28. Dewald M.P., Curtin W.A. Multiscale modelling of dislocation/grain boundary interactions. II. Screw dislocations impinging on tilt boundaries in Al // Philosophical Magazine. 2007. V. 87. P. 4615–4641.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Физика металлов и металловедение

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал