Недислокационные механизмы локализации деформации в нанокристаллах никеля в процессе деформации кручением на наковальнях Бриджмена | Изв. вузов. Физика. 2019. № 8. DOI: 10.17223/00213411/62/8/5

Недислокационные механизмы локализации деформации в нанокристаллах никеля в процессе деформации кручением на наковальнях Бриджмена

С применением методов просвечивающей электронной микроскопии в нанокристаллах никеля в условиях интенсивной пластической деформации кручением на наковальнях Бриджмена проведено исследование особенностей формирования нанополос переориентации с участием недислокационных механизмов деформации: локальных обратимых (ГЦК→ОЦК→ГЦК) превращений мартенситного типа и квазивязкого массопереноса потоками неравновесных точечных дефектов в полях высоких локальных градиентов давления. Изучены особенности дисклинационной структуры и упругонапряженного состояния на фронте распространения нанополос. Проведен теоретический анализ скорости пластической деформации механизмами квазивязкого массопереноса потоками неравновесных точечных дефектов. Установлена возможность одновременной реализации мартенситной и квазивязкой мод деформации на фронте продвижения нанополос. С использованием этих результатов проведен анализ условий и механизмов реализации мартенситной и квазивязкой мод деформации в зависимости от типа точечных дефектов (вакансии и межузельные атомы), температуры деформации, особенностей дисклинационной структуры и упругонапряженного состояния на фронте распространения нанополос.

Non-dislocation mechanisms of deformation localization in nickel nanocrystals in the process of high-pressure torsion in.pdf Введение Важной особенностью механического поведения наноструктурных металлических материалов в различных условиях интенсивных внешних воздействий является активизация недислокационных механизмов пластической деформации [1-4]: локальных обратимых структурных превращений мартенситного типа [1, 2] и квазивязкого массопереноса потоками неравновесных точечных дефектов в полях высоких локальных градиентов давления [1, 3, 4]. Наиболее важными факторами и условиями реализации этих механизмов являются высокие локальные внутренние напряжения и невозможность их дислокационной релаксации в нанокристаллах с высокими (близкими к теоретической прочности) напряжениями работы источников Франка - Рида. Следствием реализации первого из указанных выше механизмов являются новые механизмы локализации деформации с формированием полос переориентации кристаллической решетки [1, 2, 5] и механического двойникования [1, 2, 6-10]. В работах [1, 2, 5, 11-13] с использованием теории мартенситных превращений (МП), основанной на концепции кооперативных тепловых колебаний атомов плотноупакованных плоскостей ОЦК-фазы [14], разработаны атомные модели образования указанных выше полос переориентации и двойников деформации. В ГЦК-кристаллах это прямые плюс обратные ГЦК→ОЦК→ →ГЦК-превращения [2, 5, 11, 12]; в ОЦК-решетке - ОЦК→ ГПУ→ОЦК- [1, 2] или ОЦК→ →ГЦК→ОЦК-превращения [13]. В работах [2, 5-7] внутри и в окрестности полос переориентации и двойников деформации обнаружены высокодефектные структурные состояния с малоугловыми дискретными и высокими непрерывными разориентировками с кривизной кристаллической решетки десятки град/мкм. Образование этих состояний не сводится к указанным выше прямым плюс обратным превращениям мартенситного типа. В нанокристаллах никеля в условиях интенсивной пластической деформации кручением на наковальнях Бриджмена образование нанополос переориентации наблюдается одновременно с активизацией квазивязкой моды деформации потоками неравновесных точечных дефектов в полях высоких локальных напряжений [3, 4, 15] и явлением локализации деформации в области упругих дисторсий [15, 16]. Как показано в этих работах, в качестве источников указанных выше напряжений и элементарных дефектов-носителей этой моды деформации могут выступать нанодиполи частичных дисклинаций. В настоящей работе проведено электронно-микроскопическое исследование микроструктуры, особенностей упругонапряженного состояния и пластической деформации внутри и на фронте распространения одной из нанополос переориентации, формирующихся в условиях одновременной реализации указанных выше недислокационных (квазивязкой и мартенситной) мод пластического течения. Материалы и методика исследования Образцы Ni высокой (99.998 %) чистоты в форме дисков диаметром 8 мм и толщиной h = = 0.8 мм деформировали кручением под давлением  4 ГПа на наковальне Бриджмена при числе оборотов диска N = 5. Величины сдвиговой (  2NR/h) и истинной логарифмической (e  ln) деформаций в зависимости от расстояния от центра деформируемого диска (R) изменяются при этом в пределах от   80, е  4.4 при R  1.5 мм до   180, е  5.2 при R  3.5 мм. Электронно-микроскопическое исследование проведено в сечении, перпендикулярном плоскости наковальни, на расстоянии около 3 мм от центра диска при величине истинной логарифмической деформа¬ции е  5. Для получения тонких фольг в этом сечении на образцы размерами 520.15 мм электролитически осаждали слой меди толщиной  3 мм. Плоские образцы отрезали на электроискровом станке и подвергали механической шлифовке до толщины около 100 мкм. Дальнейшее утонение проводили двусторонним распылением ионами аргона при ускоряющем напряжении 5 кВ. Исследование проведено на электронном микроскопе TecnaiG2 20FS-TWIN (200 кВ) методами прямого разрешения кристаллической решетки и дифракционной электронной микроскопии с использованием темнопольного анализа разориентировок [17]. Результаты и их обсуждение Результаты электронно-микроскопического исследования Электронно-микроскопическое изображение нанополосы переориентации шириной около 5 нм, полученное методом прямого разрешения решетки, представлено на рис. 1. Как видно из этого рисунка, осью зоны окружающего ее микрообъема является направление . В работах [2, 5] показано, что в рамках атомной модели МП [14] в процессе ГЦК→ОЦК→ГЦК-превращений существует три варианта переориентации кристаллической решетки вокруг направлений типа : ≈ 70.5°, ≈ 60° и ≈ 90°. Первый из указанных выше вариантов кристаллографически эквивалентен 180° переориентации или двойнику деформации в плоскости {111}. Изменение системы обратного превращения связано при этом с изменением знака его сдвиговой компоненты или направления кооперативного смещения атомов плоскости (110) промежуточной ОЦК-фазы в процессе {111}ГЦК→{110}ОЦК→{111}ГЦК-превращений (подробнее см. работы [11, 12]). Сама эта плоскость (далее - плоскость превращения) остается неизменной. В соответствии с [2, 5] варианты 60° и 90° переориентации соответствуют модели, когда в процессе обратного превращения изменяется плоскость превращения. Если обратное {110}ОЦК→{111}ГЦК-превращение развивается в плоскости, составляющей с плоскостью прямого превращения угол 60°, значения векторов переориентации близки к  ≈ 60°. Когда плоскость обратного превращения перпендикулярна плоскости прямого превращения,  ≈ 90°. Анализ кристаллогеометрических особенностей представленной на рис. 1 нанополосы (ось зоны, плоскость габитуса и направление распространения) показал, что эти особенности соответствуют последнему из указанных выше вариантов ГЦК→ОЦК→ГЦК-превращения. Об этом свидетельствует близкая к 90-градусной (см. схемы кристаллографических направлений на рис. 1) азимутальная (в направлении оси зоны ) переориентация кристаллической решетки нанополосы относительно окружающего микрообъема. Проведенные в работах [2, 5] расчеты показали, что при ориентационном соотношении (ОС) Нишиямы - Вассермана (Н-В) такой характер переориентации соответствует следующим вариантам ориентационных соотношений прямого и обратного превращений: ГЦК→ОЦК - (111) ГЦК  (110) ОЦК; ГЦК  ОЦК; ОЦК→ГЦК - ОЦК  (111) ГЦК; [110] ОЦК  ГЦК. Здесь плоскостью прямого превращения исходной ГЦК-фазы в плоскость (110) ОЦК-решетки является плоскость (111). След этой плоскости показан на рис. 1 пунктирной линией. Обратное ОЦК→ГЦК-превращение осуществляется в плоскости , перпендикулярной плоскости прямого превращения. В промежуточной ОЦК-фазе такое превращение приводит к переориентации на 90° вокруг общего для этих плоскостей направления [002]. В ГЦК-решетке, как следует из проведенных в [2, 5] расчетов, это направление . Рис. 1. Нанополоса переориентации в субмикрокристалле Ni после деформации кручением под давлением, е  5. Изображение кристаллической решетки в области, выделенной прямоугольником на рис. 2, б Интересными особенностями представленной на рис. 1 нанополосы, свидетельствующими о мартенситном механизме переориентации, является близость плоскости ее габитуса к плоскости прямого превращения и направления распространения к направлению сдвига этого превращения или направлению кооперативных смещений атомов плоскости (110) промежуточной фазы. Как уже отмечалось, образование нанополос переориентации, представленных на рис. 1, наблюдается одновременно с явлением локализации деформации в области упругих дисторсий [15, 16] и активизацией квазивязкой моды деформации потоками неравновесных точечных дефектов в полях высоких локальных градиентов давления на фронте распространения нанодиполей частичных дисклинаций [3, 4, 15]. В настоящей работе исследование этой моды деформации проведено методом темнопольного анализа разориентировок [17]. Результаты такого исследования показаны на рис. 2. Здесь особенности дисклинационной структуры и упругонапряженного состояния внутри и на фронте продвижения нанополосы изучены путем исследования горизонтальной компоненты переориентации кристаллической решетки. При этом в темном поле действующего отражения g = угловой интервал наклона образца в гониометре, границы которого соответствуют появлению дифракционного контраста в окрестности и внутри нанополосы, составляет Δ  3-4. Угол  между вектором действующего отражения и проекцией оси наклона близок к 30. Тогда, согласно [17], проекция горизонтальной компоненты угла разориентации  в нанополосе на вектор действующего отражения составляет g  Δsin  1.5-2. Анализ, проведенный с использованием нескольких действующих отражений, показал, что полная величина горизонтальной компоненты угла разориентации г  2-3. Для внутренней структуры нанополосы характерна высокая плотность дефектов, высокие локальные внутренние напряжения и градиенты ориентации кристаллической решетки. Эти градиенты связаны с дискретным плюс непрерывным изменением ориентации кристалла. Свидетельством таких градиентов является соответствующий (дискретный плюс непрерывный) характер перемещения контуров экстинкции вдоль и поперек нанополосы в процессе наклона образца в гониометре. Как видно из сравнения рис. 2, в и г, изменение угла наклона гониометра на φ ≈ 0.3° приводит к смещению контура экстинкции вдоль полосы примерно на 10 нм. Изменение полного угла горизонтальной компоненты разориентировки составляет при этом  ≈ 0.5°, что соответствует градиенту ориентации или кривизне кристаллической решетки χij ≈ 50 град/мкм. Рис. 2. Нанополоса переориентации в субмикрокристалле никеля после пластической деформации кручением под давлением, е  5. Темнопольные электронно-микроскопические изображения в действующем отражении g = ], φ - углы наклона в гониометре; ПОН - проекция оси наклона О высокой плотности дефектов свидетельствуют также особенности изменения контраста в случае прямого разрешения кристаллической решетки (рис. 1): многочисленные эффекты изгиба плоскостей кристаллической решетки и их дискретного смещения на малоугловых границах разориентации. На границе нанополосы можно обнаружить дислокации - показаны на рис. 1 соответствующими значками. Измерения межплоскостных расстояний (рис. 1) показало, что внутри нанополосы расстояние между формирующими контраст плоскостями кристаллической решетки увеличивается. В различных участках нанополосы это увеличение или значения локальной упругой деформации изменяются в пределах d/d  упр  2-4 %, что соответствует величине локальных внутренних напряжений лок  Еупр  (Е/50 - Е/25). Характер горизонтальной компоненты разориентации на фронте распространения нанополосы качественно аналогичен таковому при формировании полос локализации упругой деформации [15, 16] и описывается с привлечением нанодиполей частичных дисклинаций и их более сложных мультипольных конфигураций. Схематически эти конфигурации на фронте нанополос локализации упругой деформации (см. также рис. 2 и 6 в [16]) и выявленные в настоящей работе представлены на рис. 3, а и б соответственно. В соответствии с [16] на фронте нанополос локализации упругой деформации продвижение нанодиполя частичных дисклинаций можно разделить на два этапа: 1) формирование перед движущимся нанодиполем квадруполя частичных дисклинаций с кратным уменьшением энергии дисклинационного ансамбля; 2) объединение этого квадруполя с нанодиполем в процессе его продвижения. Первый этап является следствием максимальных значений сдвиговых компонент поля напряжений перед фронтом распространения нанодиполя и делает его эффективным концентратором напряжений, стимулирующим локализованный характер развития деформации. Результатом является квадрупольная конфигурация частичных дисклинаций перед фронтом нанодиполя, представленная на рис. 3, а. Такой квадруполь перед фронтом распространения нанополосы (рис. 3, б) обнаружен в настоящей работе. Его положение показано стрелками на рис. 2, а и б. Он находится на расстоянии от фронта нанополосы около 10 нм, имеет размеры ≈ 5×10 нм и, как следует из темнопольного анализа разориентировок, определяет переориентацию кристаллической решетки на 1.5-2°. Рис. 3. Схемы конфигураций частичных дисклинаций на фронте распространения нанополос упругой (а) и пластической (б) деформации Отличительной, по сравнению с нанополосами упругой деформации, особенностью дисклинационной структуры исследуемой здесь нанополосы является трансформация в квадрупольную конфигурацию нанодиполя частичной дисклинации на фронте его продвижения. Такая трансформация осуществляется в плоскости нанодиполя, приводит к значительному снижению энергии дисклинационного ансамбля [16] и может осуществляться как процесс релаксации внутренних напряжений, в том числе в тонких металлических фольгах. Внутри нанополосы нанодиполи частичных дисклинаций наблюдаются перед фронтом ее распространения на расстоянии ≈ 10 нм от этого фронта. Как было показано выше, в этой области (рис. 2, в, г) обнаружено непрерывное изменение ориентации кристаллической решетки вдоль полосы на величину  ≈ 0.5°. В соответствии с работами [1, 15] это свидетельствует о наличии на границах нанополосы скопления нанодиполей частичных дисклинаций с близкой к  суммарной мощностью. О механизме квазивязкой моды пластической деформации Таким образом, представленная на рис. 1 и 2 нанополоса является ограниченной на фронте ее продвижения ансамблем нанодиполей частичных дисклинаций нанополосой локализации двух механизмов (мод) пластической деформации: во-первых, прямого плюс обратного (по альтернативной системе) ГЦК→ОЦК→ГЦК-превращения мартенситного типа; во-вторых, движением нанодиполей частичных дисклинаций. Закономерности первого из указанных выше механизмов при формировании полос 60° переориентации и двойников деформации представлены в [2, 5, 11, 12]. Особенностям его реализации при формировании нанополос 90° переориентации в Ni будет посвящена отдельная работа. В настоящей работе проведен анализ возможных механизмов деформации, связанных с движением нанодиполей частичных дисклинаций. Принципиальным для такого анализа является тот факт, что расстояния между дисклинациями в нанодиполях (плечи нанодиполей - l) более чем на порядок меньше, чем разрешают дислокационные модели их образования и продвижения [18]. Величина вызываемого такими диполями сдвига () или вектора Бюргерса супердислокации (В), дающая оценку плотности дислокаций, необходимой для их продвижения, при экспериментальных значениях l  5 нм и   2 состав¬ляет   |В|  l  0.05 нм, что в несколько раз меньше вектора Бюргерса решеточной дислокации. Очевидно при этом, что указанные выше дислокационные модели для описания процессов образования и продвижения представленных на рис. 2 нанодиполей частичных дисклинаций непригодны. Альтернативой этим моделям является предложенная в работах [1, 3, 4, 15] элементарная (атомная) модель, согласно которой, пластическая деформация и переориентация кристаллической решетки в процессе распространения нанодиполей частичных дисклинаций осуществляется путем квазивязкого течения материала потоками неравновесных (генерируемых при пластической деформации) точечных дефектов в полях высоких локальных градиентов давления. В рамках этой модели получены следующие выражения для скорости пластической деформации в зоне сдвига и скорости продвижения нанодиполя или фронта продвижения нанополосы : ; (1) . (2) Здесь c - концентрация неравновесных точечных дефектов, D - их коэффициент диффузии; k - постоянная Больцмана; T - температура;  - объем атома;  - угол переориентации нанополосы, равный мощности нанодиполя; P/x - градиент давления в направлении массопереноса. Коэффициент диффузии точечных дефектов , (3) где   1013 с-1 - частота Дебая; r  310-10 м - длина элементарного скачка точечного дефекта; - энергии активации миграции вакансий или межузельных атомов . В настоящей работе для расчетов коэффициентов диффузии этих дефектов использованы типичные для металлов [19] значения  0.6 эВ и  0.1 эВ. Оценки указанных выше скоростей и в зависимости от типа точечных дефектов проведены для экспериментально наблюдаемых на рис. 1 и 2 значений угла разориентации   2, ширины нанополосы или плеча нанодиполя l ≈ 5 нм и случая продвижения нанодиполя на расстояние L  1 нм. Величину усредненного по L градиента давления (P/x ≈ 0.015 E нм-1) приняли равной величине из работы [16] в области нанодиполя частичных дисклинаций на фронте локализации нанополосы упругой деформации. Выбор концентраций неравновесных точечных дефектов в уравнениях (1) и (2) сделан на основании результатов математического моделирования генерации и накопления этих дефектов, представленных в [20, 21]. В этих работах показано, что в пластически деформируемых чистых металлах с ГЦК-структурой уже к концу третьей стадии деформирования концентрация как вакансий, так и межузельных атомов в отсутствие механизмов их аннигиляции на дислокациях может достигать значений 10-3-10-2. В [22, 23] высокая (cV  10-4) концентрация вакансий и их комплексов с использованием комбинации методов рентгеноструктурного анализа и измерения остаточного электросопротивления обнаружена экспериментально уже при lnγ ≈ 1. В работе [24] в окрестности границ нанокристаллов обнаружено явление так называемого «вакансионного разупорядочения» - увеличения удельного атомного объема, соответствующего избыточной концентрации вакансий около 2 %. Исходя из вышеизложенного, теоретические оценки проведены для концентраций точечных дефектов c = 10-4 и 10-2 в предположении, что эффективными источниками их генерации являются частичные дисклинации на фронте продвижения нанополос. Результаты теоретических расчетов и в зависимости от типа точечных дефектов с различной энергией активации их миграции и температуры деформации приведены в таблице. Как видно из этой таблицы, критическими параметрами, определяющими величины указанных выше скоростей, являются энергии активации миграции точечных дефектов и температура деформации. В максимальной степени это проявляется в области относительно низких (Т ≤ 673 К) температур. Если процессы массопереноса в зоне нанодиполя контролируются потоками неравновесных вакансий с энергией активации миграции = 0.6 эВ, скорость продвижения нанодиполя при увеличении температуры деформации от комнатной до 873 К увеличивается примерно на семь порядков и при концентрации вакансий cV  10-2 достигает значений ≈ 1 м/с. Указанная выше температура не выходит за пределы температур локального разогрева зон сдвига металлических образцов, деформируемых на наковальнях Бриджмена. Скорости локального (внутри нанополосы) сдвига и продвижения нанодиполя частичных дисклинаций в зависимости от энергии активации миграции точечных дефектов и температуры деформации Вакансии = 0.6 эВ, Межузельные атомы =0.1 эВ, T, К 293 673 873 293 673 873 , 1/с 7.4310-2 2.13104 1.76105 2.91107 1.18108 1.35108 , нм/с 4.26 1.22106 1.01107 1.67109 6.76109 7.73109 , 1/с 7.43 2.13106 1.76107 2.91109 1.181010 1.351010 , нм/с 4.26102 1.22108 1.01109 1.671011 6.761011 7.731011 P/x  0.015Е нм-1 С участием потоков межузельных атомов с величиной энергии активации миграции = = 0.1 эВ скорость продвижения нанодиполя увеличивается, по сравнению с вакансионным механизмом массопереноса, примерно на девять порядков при комнатной температуре и на три порядка при Т = 873 К. При этой температуре и концентрации межузельных атомов  10-2 эта скорость ( ≈ 800 м/с) лишь в несколько раз меньше скорости звука в металле. Как видно, скорость продвижения нанодиполя частичных дисклинаций, контролируемая потоками межузельных атомов, может быть сравнима со скоростью продвижения фронта мартенситного превращения в нанополосе. На наш взгляд, следствием и косвенным подтверждением этого результата является обнаруженная в настоящей работе возможность одновременной реализация мартенситного и квазивязкого механизмов деформации на фронте распространения нанополосы переориентации. Отметим, что это качественно разные моды деформации. Первая полностью определяется свойствами (стабильность и симметрия) кристаллической решетки; вторая может быть описана в моделях движения жидкостей. Приведенные выше оценки, показывая возможность реализации обсуждаемого здесь механизма деформации, не претендуют на сколько-нибудь строгое описание кинетики продвижения нанодиполей частичных дисклинаций. Это обусловлено высокой степенью неопределенности многих факторов и условий деформации. Среди них: интенсивность уже отмеченного выше локального разогрева в зонах деформации; концентрация точечных дефектов, в частности, при их генерации ядрами движущихся дисклинаций; относительный вклад вакансий и межузельных атомов в процессы массопереноса; неравновесные границы нанозерен как потенциальные источники точечных дефектов и дальнодействующих полей напряжений и т.д. Одним из наиболее важных из указанных выше факторов является возможность одновременной реализации мартенситного и квазивязкого механизмов деформации. В этих условиях необходимы новые подходы к анализу закономерностей пластической деформации с учетом взаимосвязей указанных выше механизмов. Значительное увеличение скорости деформации в модели квазивязкого массопереноса потоками неравновесных точечных дефектов в условиях фазовой нестабильности, во-первых, может быть результатом уменьшения энергии активации их образования и миграции вследствие снижения упругих модулей. Во-вторых, в динамических условиях прямого плюс обратного (в настоящей работе ГЦК→ОЦК→ГЦК) превращения могут появиться новые механизмы массопереноса, например движением атомов по узлам исходной и промежуточной фаз. Наконец, дисторсии (сдвиги, повороты, однородная деформация превращения) мартенситных превращений могут контролировать характер локального поля напряжений. Заключение В нанокристаллах никеля в условиях интенсивной пластической деформации кручением на наковальнях Бриджмена обнаружено образование нанополос 90° переориентации, эволюция которых развивается движением нанодиполей частичных дисклинаций с участием недислокационных мод пластической деформации: 1) локальных обратимых (ГЦК→ОЦК→ГЦК) структурных превращений мартенситного типа с осуществлением обратных превращений по альтернативным системам; 2) квазивязкого массопереноса потоками неравновесных точечных дефектов в полях высоких локальных градиентов давления. Наиболее важными факторами и условиями реализации этих механизмов являются высокие локальные внутренние напряжения и невозможность их дислокационной релаксации в нанокристаллах с высокими (близкими к теоретической прочности) напряжениями работы источников Франка - Рида. Теоретический анализ скорости пластической деформации (движения фронта нанополосы или нанодиполя частичных дисклинаций) механизмами квазивязкого массопереноса потоками неравновесных точечных дефектов показал, что если в качестве таких дефектов выступают меж¬узельные атомы, то скорость распространения нанополос приближается к скорости звука в металлах. Показана возможность одновременной реализации мартенситной и квазивязкой мод деформации на фронте продвижения нанополос. В этих условиях важную роль в активизации квазивязкой моды деформации играет фазовая нестабильность кристалла в зонах обратимых структурных превращений мартенситного типа. В модели квазивязкого массопереноса потоками неравновесных точечных дефектов одним из важных факторов увеличения скорости деформации может быть уменьшение энергии активации образования и миграции точечных дефектов вследствие снижения упругих модулей.

Ключевые слова

электронная микроскопия, наноструктурные состояния, пластическая деформация, дисклинации, внутренние напряжения, точечные дефекты, мартенситные превращения, electron microscopy, nanostructured states, plastic deformation, disclination, internal stresses, point defects, martensitic transformations

Авторы

ФИООрганизацияДополнительноE-mail
Тюменцев Александр НиколаевичИнститут физики прочности и материаловедения СО РАН; Национальный исследовательский Томский государственный университетд.ф.-м.н., зав. лабораторией ИФПМ СО РАН, профессор НИ ТГУtyuments@phys.tsu.ru
Дитенберг Иван АлександровичИнститут физики прочности и материаловедения СО РАН; Национальный исследовательский Томский государственный университетд.ф.-м.н., доцент, ведущ. науч. сотр. ИФПМ СО РАН, зав. кафедрой НИ ТГУditenberg_i@mail.ru
Суханов Иван ИвановичИнститут физики прочности и материаловедения СО РАН; Национальный исследовательский Томский государственный университетмл. науч. сотр. ИФПМ СО РАН, аспирант НИ ТГУsuhanii@mail.ru
Всего: 3

Ссылки

Тюменцев А.Н., Коротаев А.Д., Дитенберг И.А. и др. Закономерности пластической деформации в высокопрочных и нанокристаллических металлических материалах. - Новосибирск: СО РАН: Наука: Изд-во СО РАН, 2018. - 256 с.
Тюменцев А.Н., Литовченко И.Ю., Пинжин Ю.П., Коротаев А.Д. и др. // Физич. мезомех. - 2003. - Т. 6. - № 2. - С. 15-36.
Тюменцев А.Н., Дитенберг И.А., Корзникова А.В. и др. // Изв. вузов. Физика. - 2010. - Т. 53. - № 12. - С. 67-76.
Тюменцев А.Н., Дитенберг И.А. // Физич. мезомех. - 2011. - Т. 14. - № 3. - С. 55-68.
Тюменцев А.Н., Литовченко И.Ю., Пинжин Ю.П. и др. // ФMM. - 2003. - Т. 95. - № 2. - С. 86-95.
Tyumentsev A.N., Panin V.E., Ditenberg I.A., et al. // Phys. Mesomech. - 2001. - V. 4. - No. 6. - P. 71-78.
Tyumentsev A.N., Ditenberg I.A., Pinzhin Yu.P., et al. // Phys. Met. Metallogr. - 2003. - V. 96. - No. 4. - P. 378-387.
Liao X.Z., Zhao Y.H., Srinivasan S.G., et al. // Appl. Phys. Lett. - 2004. - V. 84. - No. 4. - P. 592-594.
Liao X.Z., Zhou F., Lavernia E.J., et al. // Appl. Phys. Lett. - 2003. - V. 83. - No. 4. - P. 632-634.
Liao X.Z., Zhou F., Lavernia E.J., et al. // Appl. Phys. Lett. - 2003. - V. 83. - No. 24. - P. 5062- 5064.
Литовченко И.Ю., Шевченко Н.В., Тюменцев А.Н., Пинжин Ю.П. // Физич. мезомех. - 2005. - Т. 8. - № 4. - С. 5-12.
Korchuganov A.V., Tyumentsev A.N., Zolnikov K.P., et al. // J. Mater. Sci. Technol. - 2019. - V. 35. - No. 1. - P. 201-206.
Литовченко И.Ю., Тюменцев А.Н. // Изв. вузов. Физика. - 2019. - Т. 62. - № 5. - С. 142-148.
Kassan-Ogly F.A., Naish V.E., and Sagaradze I.V. // Phase Transitions. - 1994. - V. 49. - No. 1-3. - P. 89-141.
Тюменцев А.Н., Дитенберг В.А., Коротаев А.Д., Денисов К.И. // Физич. мезомех. - 2013. - Т. 16. - № 3. - С. 63-79.
Тюменцев А.Н., Дитенберг И.А., Суханов И.И. и др. // Изв. вузов. Физика. - 2019. - T. 62. - № 6. - С. 37-46.
Утевский Л.М. Дифракционная электронная микроскопия в металловедении. - М.: Металлургия, 1973. - 584 с.
Владимиров В.И., Романов А.Е. Дисклинации в кристаллах. - Л.: Наука, 1986. - 224 с.
Орлов А.Н., Трушин Ю.В. Энергии точечных дефектов в металлах. - М.: Энергоатомиздат, 1983. - 80 с.
Старенченко В.А., Черепанов Д.Н., Соловьева Ю.В., Попов Л.Е. // Изв. вузов. Физика. - 2009. - T. 52. - № 4. - С. 60-71.
Старенченко В.А., Черепанов Д.Н., Селиваникова О.В. // Изв. ввузов. Физика. - 2015. - Т. 58. - № 4. - С. 16-23.
Zehetbauer M.J., Steiner G., Schafler E., et al. // Mater. Sci. Forum. - 2006. - V. 503-504. - P. 57-64.
Setman D., Schafler E., Korznikova E., and Zehetbauer M.J. // Mater. Sci. Eng. A. - 2008. - V. 493. - No. 1-2. - P. 116-122.
Бабанов Ю.А., Благинина Л.А., Головщикова И.В. и др. // ФMM. - 1997. - Т. 83. - № 4. - С. 167-175.
 Недислокационные механизмы локализации деформации в нанокристаллах никеля в процессе деформации кручением на наковальнях Бриджмена | Изв. вузов. Физика. 2019. № 8. DOI: 10.17223/00213411/62/8/5

Недислокационные механизмы локализации деформации в нанокристаллах никеля в процессе деформации кручением на наковальнях Бриджмена | Изв. вузов. Физика. 2019. № 8. DOI: 10.17223/00213411/62/8/5