Особенности зарождения пластической деформации в нанопроволоках альфа-железа | Известия вузов. Физика. 2020. № 6. DOI: 10.17223/00213411/63/6/43

Особенности зарождения пластической деформации в нанопроволоках альфа-железа

Изучены особенности зарождения и распространения дефектов структуры в наноразмерных образцах железа с идеальной ОЦК-решеткой при одноосном растяжении вдоль различных кристаллографических направлений. Изучение проводилось в рамках метода молекулярной динамики. Обнаружено, что механизмы зарождения пластической деформации существенно зависят от ориентации образца относительно направления нагружения. Превышение предела упругости при растяжении вдоль направления ведет к генерации двойника на одном из ребер образца. В теле двойника зарождаются дислокации. На фронте распространения двойникующих дислокаций могут формироваться локальные области с ГЦК-решеткой. Большое число двойников с высокой скоростью роста и малой толщиной формируется в кристалле при растяжении вдоль направления. В процессе нагружения сформированные двойники имеют тенденцию к трансформации в дислокации. Зарождение пластической деформации имеет выраженную дислокационную природу в случае растяжения образца вдоль направления [111]. В процессе нагружения численность дислокаций увеличивается лавинообразно, затем дислокации выходят на свободные поверхности, оставляя в объеме образца вакансии в местах пересечения.

Peculiarities of plasticity nucleation in alpha-iron nanowires.pdf Введение Наноразмерные материалы находят широкое применение в качестве электронных и механических деталей различных устройств и приборов [1]. Высокая востребованность наноразмерных образцов на практике обусловлена их уникальными физико-механическими свойствами. Уменьшение размеров монокристалла до наноразмерного масштаба оказывает существенное влияние на его прочность и пластичность, которые определяются особенностями зарождения и эволюции дефектов структуры в материале [2, 3]. Уменьшение размера образцов приводит к росту влияния свободных поверхностей на поведение и свойства наноразмерного материала. Кроме того, наноразмерные кристаллические образцы практически не содержат дефектов структуры в объеме материала. В поликристаллических материалах размер зерна играет важную роль в пластическом поведении. Уменьшение размера зерна до нанометрового уровня ведет к переходу от пластичного к хрупкому режиму из-за уменьшения вклада от деформационного упрочнения [4-6]. Размеры монокристаллических материалов, также как и размеры зерен в поликристаллах, во многом определяют механизмы деформации и, следовательно, механические свойства монокристаллов. Локальные структурные перестройки, возникающие вследствие тепловых колебаний решетки и перераспределения напряжений, вызванных внешними воздействиями, приводят к зарождению различных дефектов структуры [7-9]. Экспериментальное изучение поведения наноразмерных кристаллов при механическом нагружении встречает трудности, связанные с малыми пространственно-временными масштабами процессов, происходящих при структурных трансформациях решетки материала. Более эффективным подходом к изучению атомных механизмов пластичности является компьютерное моделирование, которое подробно описывает динамику структурных изменений в кристаллической решетке [10-13]. Вопросы зарождения и развития дефектов структуры в рамках компьютерного моделирования наиболее подробно изучены применительно к металлическим материалам с ГЦК-решеткой [14, 15]. Динамика структурных превращений, приводящих к образованию дефектов, в ОЦК-материалах менее изучена [3]. Известно, что дислокационное скольжение и двойникование являются основными механизмами пластической деформации в ОЦК-материалах [16, 17]. Наряду с ними при высоких скоростях деформирования материал c ОЦК-структурой может вести себя как вязкая жидкость, сохраняя при этом свою кристаллическую решетку, оставаясь прочным и твердым металлом [18]. Экспериментальные исследования монокристаллов ОЦК-железа с различной ориентацией показали, что при растяжении вдоль направлений, близких к кристаллографической оси , образцы деформируются посредством формирования двойников, а при растяжении вдоль направлений и < 111> процесс формирования двойников менее выражен [16]. Дислокационный механизм деформации играет основную роль при комнатной температуре и низких скоростях деформации, в то время как вклад двойникования в пластичность монокристалла увеличивается с ростом скорости деформации или с понижением температуры [16, 17]. Молекулярно-динамические расчеты поведения нанокристаллов тантала при сжатии находятся в согласии с вышеуказанными экспериментальными данными [18]. В рамках молекулярно-динамического моделирования было обнаружено, что нанопроволоки железа при растяжении вдоль кристаллографических направлений , и деформируются посредством формирования двойников, а их растяжение вдоль направлений и вызывает зарождение дислокаций [19]. В настоящей работе проведено молекулярно-динамическое изучение влияния направления одноосного растяжения на механизмы зарождения пластической деформации в наноразмерных монокристаллах железа с ОЦК-решеткой. Методы расчета и анализа Моделирование поведения кристаллитов железа при одноосном растяжении проводилось с использованием пакета программ LAMMPS [20]. Взаимодействие между атомами описывалось многочастичным потенциалом [21]. Моделируемые кристаллиты состояли из 3.5 млн атомов. Образцы имели форму параллелепипеда, ребра которого были ориентированы вдоль кристаллографических направлений , [111] и и их размер составлял 45×30×30 нм. Растяжение кристаллитов проводилось вдоль наиболее длинного ребра, которое в разных расчетах последовательно ориентировалось в одном из вышеуказанных направлений. В направлении растяжения задавались периодические граничные условия. Распределение скоростей атомов в исходном образце соответствовало распределению Максвелла, а начальное направление скоростей атомов задавалось с помощью генератора случайных чисел. Релаксацию кристаллита проводили с использованием термостата Ланжевена в течение 50 пс [22]. Однородное растяжение кристаллита выполнялось со скоростью деформации 108 с-1. Температура кристаллита до нагружения составляла 300 К. Шаг интегрирования в молекулярно-динамических расчетах составлял 5 фс. Анализ результатов расчета и идентификация локальных структурных изменений в кристаллитах в процессе нагружения проводились с использованием алгоритма анализа по общим соседям для каждого атома [23] и алгоритма поиска дислокаций [24]. С помощью алгоритма анализа по общим соседям идентифицировалась симметрия расположения ближайших соседей у каждого атома посредством определения локального типа кристаллической решетки. Таким образом, например, определялись ГЦК-, ОЦК- и ГПУ-решетки. В том случае, когда структура ближайшего атомного окружения была сильно искажена или расположение атомов соответствовало структуре дефекта решетки (вакансии, дислокации, граница двойников), алгоритм классифицировал их как атомы с неопределенной симметрией ближайшего окружения. Алгоритм поиска дислокаций позволял определять положение, длину и тип дислокаций на основе расчета их векторов Бюргерса. Для визуализации структуры моделируемых кристаллитов использовался пакет OVITO [25]. Результаты и их обсуждение Анализ результатов моделирования показывает, что в случае растяжения вдоль направления по мере приближения к пределу упругости в образце возрастает количество атомов, окружение которых соответствует ГЦК-решетке. Они распределены равномерно по объему нагружаемого образца. Физическая природа их возникновения обусловлена тепловыми колебаниями атомов кристаллической решетки и приложенным напряжением. Когда растяжение достигает величины предела упругости, на ребре кристаллита происходит зарождение двойника (рис. 1, a). На фронте распространения двойникующих дислокаций могут формироваться локальные области с ГЦК-решеткой. В процессе роста двойника в его теле происходит генерация дислокаций с вектором Бюргерса 1/2. Когда двойник приближается к свободной поверхности, в его теле (в области двойникующих дислокаций) формируются участки с ГЦК- и ГПУ-кристаллической решеткой. Их формирование обусловлено ростом напряжений на фронте распространения двойника по мере его приближения к свободной поверхности. При дальнейшем распространении в этих участках зарождаются дислокации с вектором Бюргерса 1/2. При этом дислокации зарождаются только в теле двойника. Обнаружено, что наряду с ростом первого (основного) двойника в его окрестности формируются двойники меньших размеров, однако в процессе деформирования они практически не растут. После достижения свободной поверхности основной двойник начинает увеличивать свою ширину (рис. 1, б). Внутри двойника происходит интенсивное скольжение дислокаций, в результате которого дислокации выходят на свободную поверхность или на двойниковые границы. Рис. 1 Структура плоскости кристаллита, растянутого в направлении : а - на 7.5 %, б - на 9 %. Цвет соответствует локальной симметрии кристаллической решетки: светло-серый - ОЦК, серый - ГЦК, темно-серый - неопределенной Рис. 2. Структура плоскости кристаллита, растянутого в направлении : а - на 9.8 %, б - на 12.5 %. Цвет соответствует локальной симметрии кристаллической решетки: светло-серый - ОЦК, серый - ГЦК, темно-серый - неопределенной. Стрелками обозначены винтовые дислокации, буквой «д» - двойники, пунктирной линией - область трансформации двойниковой границы в винтовые дислокации В процессе растяжения образца вдоль направления структура ближайшего окружения некоторых атомов случайным образом перестраивается в ГПУ- или ГЦК-решетку, а затем вновь восстанавливается исходная ОЦК-решетка. Количество таких локальных перестроек возрастает по мере приближения к пределу упругости. Одноосное растяжение приводит к сжатию образца вдоль одной из диагоналей его квадратного сечения, в результате сечение принимает форму ромба. Такое поведение образца обусловлено анизотропией упругих свойств в плоскости , перпендикулярной направлению растяжения. На ребрах, которые образуют острые углы, происходит зарождение двойников (рис. 2, а). Они существенно отличаются от двойника, сформированного при растяжении образца вдоль направления . Во-первых, они имеют меньшую толщину и более высокую скорость роста своей площади. Во-вторых, они формируются в большом количестве. В-третьих, зарождение и движение двойников сопровождается формированием значительно больших по размеру областей, в которых кристаллическая решетка имеет ГЦК- и ГПУ-симмет¬рию. В процессе последующего деформирования толщина примерно половины двойников уменьшается. Области с ГЦК- и ГПУ-симметрией решетки почти полностью исчезают, и пластичность материала в этом интервале реализуется посредством дислокационного скольжения (рис. 2, б). При этом плотность дислокаций в образце остается практически постоянной. Зарождение и развитие пластичности при растяжении образца вдоль кристаллографического направления [111] контролируется винтовыми дислокациями с вектором Бюргерса 1/2. Первая винтовая дислокация зарождается на ребре кристаллита и на одном из ее участков формируется кластер из атомов с ГЦК-окружением. В процессе скольжения дислокации этот кластер увеличивается в размерах и на его границах формируется дислокационная петля (вторая дислокация), которая одним краем выходит на винтовую дислокацию. В дальнейшем дислокационная петля увеличивается в диаметре, причем ее краевые сегменты передвигаются намного быстрее винтовых и выходят на свободные поверхности. Таким образом, в образце образовались уже две винтовые дислокации. Аналогичный механизм размножения дислокаций наблюдался в молекулярно-динамических расчетах поведения нанопроволок молибдена при сжатии [17]. По мере увеличения деформации процесс размножения дислокаций приобретает лавинообразный характер (рис. 3, а). При движении винтовых дислокаций на них формируются новые петли. Когда первые винтовые дислокации начинают выходить на верхнюю свободную поверхность образца, в нижней половине образца на движущихся винтовых дислокациях генерируются новые (вторичные) винтовые дислокации с таким же вектором Бюргерса 1/2 как у первичных, но в смежном направлении под углом 72.8°. В результате в деформируемом образце начинает формироваться сетка дислокаций. Аналогичный механизм размножения дислокаций был обнаружен при моделировании сжатия наностолбиков молибдена в [26]. В процессе деформирования дислокации выходят на свободную поверхность и образуют на ней ступеньку. Затем в образце формируется ячеистая дислокационная структура. Дальнейшая деформация образца осуществляется выходом почти всех дислокаций на поверхность. В результате множественного пересечения дислокаций из разных плоскостей скольжения в образце остается большое количество вакансий (рис. 3, б). Рис. 3. Структура плоскости кристаллита, растянутого в направлении [111]: а - на 8.5 %, б - на 12.5 %. Цвет соответствует локальной симметрии кристаллической решетки: светло-серый - ОЦК, серый - ГЦК, темно-серый - неопределенной. Пунктирными линиями обозначены следы скольжения дислокаций. Буквой «в» обозначены вакансии. Остальные атомы темно-серого цвета в объеме образца соответствуют дислокациям Расчеты показывают, что зарождение пластичности в наноразмерных монокристаллах железа при одноосном растяжении определяется конкуренцией между механизмами двойникования и дислокационного скольжения. Для описания ориентационной зависимости поведения металлов при нагружениях часто используется закон Шмида [27]. Однако в случае металлов с ОЦК-решет¬кой этот закон может нарушаться вследствие расщепления ядра винтовых дислокаций 1/2 в нескольких плоскостях {110} зоны [28]. Это приводит к тому, что напряжения, действующие перпендикулярно вектору Бюргерса, могут изменить структуру ядра дислокации и ее критическое приведенное напряжение сдвига. Для определения ориентационной зависимости атомных механизмов пластичности в металлах с ОЦК-решеткой часто используется геометрический подход, основанный на учете неэквивалентности направлений сдвига частичных дислокаций 1/6 в плоскостях {112} [19]. Для этого определяется угол χ между плоскостью с максимальным приведенным напряжением сдвига и ближайшей плоскостью скольжения винтовых дислокаций {110} для разных направлений нагружения. Учитывая симметрию кристалла, достаточно рассмотреть интервал -30° < χ < +30°, ограниченный плоскостями двойникования {112}. В зависимости от знака угла χ сдвиг в плоскости {112}, ближайшей к плоскости с максимальным приведенным напряжением сдвига, происходит либо в двойниковом, либо в антидвойниковом направлении. С помощью данного подхода для каждого направления нагружения определяется преобладающий механизм пластической деформации: двойникование или скольжение полных дислокаций. На основании геометрического подхода следует, что при растяжении кристалла вдоль и [111] будут зарождаться полные дислокации, что соответствует эксперименту [16], а при растяжении вдоль направления [112] будут формироваться двойники. Результаты расчетов настоящей работы для растяжения вдоль направлений [112] и [111] находятся в согласии с результатами геометрического подхода, а для направления наблюдается зарождение двойников. Однако эти двойники имеют малую толщину и в процессе деформирования трансформируются в дислокации (см. рис. 2, б). Следует отметить, что зарождение двойников для данного направления нагружения может быть следствием высокой скорости деформации. Расчеты показали, что при уменьшении скорости деформирования в направлении на порядок двойники занимают меньший объем образца и трансформируются в дислокации при меньших значениях деформации. При растяжении в упругом интервале вдоль направлений и в кристаллите стохастически происходят локальные структурные трансформации, при которых ближайшее окружение атома меняет симметрию с ОЦК на ГЦК и обратно. Далее атом с ГЦК-симметрией ближайшего окружения будем называть ГЦК-атомом. По мере приближения к пределу упругости доля атомов, участвующих в таких трансформациях, увеличивается. Эти трансформации в деформируемом кристаллите связаны с изменением потенциального рельефа, в результате которого увеличивается амплитуда колебаний атомов в выделенных направлениях. Проведенный анализ времени жизни ГЦК-атомов подтверждает термофлуктуационную природу их формирования. Расчеты показали, что их среднее время жизни составляет примерно 0.25 пс и достаточно хорошо совпадает с периодом тепловых колебаний атомов. Среднее время жизни ГЦК-атомов на фронте распространения двойника существенно выше. Отличие во временах жизни ГЦК-атомов из разных областей кристаллита обусловлено тем, что двойник оказывает достаточно сильное воздействие на атомы на фронте его распространения. Достраивание этих атомов под структуру двойника посредством структурных трансформаций ОЦК-ГЦК-ОЦК происходит примерно в течение пяти периодов тепловых колебаний атомов решетки. За это время атомы на фронте двойника согласованно смещаются до тех пор, пока не подстроятся под структуру двойника. Отметим, что данные структурные трансформации (смещения) постоянно происходят на фронте двойника и обуславливают его распространение в деформированном кристаллите. Анализ результатов расчета показал, что максимальные напряжения в образце всегда реализуются на фронте распространения двойника. Средние напряжения у ГЦК-атомов вдали от двойника несколько ниже, чем на фронте, но выше, чем у атомов с ОЦК-симметрией ближайшего окружения. Первоначально напряжения в теле и на фронте распространения двойника были сравнимы по величине, что обусловлено малыми размерами двойника в начальный период его роста. В процессе распространения двойника его размеры увеличиваются, а напряжения в его теле и окружающей области (за исключением фронта) понижаются. Сброс высоких напряжений в окрестности и теле распространяющегося двойника был реализован посредством согласованных атомных смещений. Области кристаллита с низкими напряжениями хорошо совпадают с областями наибольших атомных смещений в окрестности двойника. Заключение Результаты молекулярно-динамического моделирования показали, что кристаллографическая ориентация наноразмерного монокристалла железа оказывает существенное влияние на механизмы зарождения и развития пластической деформации. Так, при одноосном растяжении в упругом интервале вдоль кристаллографических направлений и в образце происходят прямые и обратные ГЦК-ОЦК-локальные структурные перестройки. Количество таких перестроек возрастает по мере приближения к пределу упругости. Физическая природа возникновения таких локальных трансформаций структуры обусловлена тепловыми флуктуациями кристаллической решетки и упругой деформацией решетки. Растяжение вдоль направления до величины, соответствующей пределу упругости, приводит к зарождению и развитию в монокристалле двойника, на фронте которого ОЦК-решетка перестраивается в ГЦК. При этом дислокации генерируются только в теле двойника. Рост площади двойника происходит до тех пор, пока он не достигнет противоположной грани образца. При дальнейшем нагружении пластическая деформация осуществляется посредством увеличения толщины двойника. В случае растяжения вдоль кристаллографического направления в образце зарождается множество двойников, на фронте распространения которых формируются участки с ГЦК- и ГПУ-решеткой. Двойники характеризуются высокой скоростью роста и малой толщиной. Толщина почти 50 % двойников со временем уменьшается, и они трансформируются в винтовые дислокации. Растяжение монокристалла вдоль кристаллографического направления [111] приводит к зарождению пластичности, которое имеет выраженный дислокационный характер. Сначала зарождаются винтовые дислокации, затем в их окрестности образуются петли. Формирование петель имеет лавинообразный характер. В процессе деформирования почти все дислокации выходят на свободные поверхности. После их выхода деформированный образец содержит большое число вакансий, сформированных пересечением дислокаций. Результаты моделирования находятся в хорошем согласии с данными работы [16], вскрывая при этом механизмы зарождения и развития пластичности в наноразмерных кристаллах ОЦК-железа. Реализация различных механизмов пластичности при различных ориентациях кристалла может быть обусловлена, прежде всего, изменением углов между направлением растяжения и основными плоскостями скольжения, а также асимметрией двойникующего и антидвойникующего направлений в ОЦК-решетке.

Ключевые слова

нанопроволоки, анизотропия, дефекты структуры, пластическая деформация, механическое нагружение, атомные механизмы, молекулярная динамика, nanowires, structural defects, plastic deformation, mechanical loading, atomic mechanisms, molecular dynamics

Авторы

ФИООрганизацияДополнительноE-mail
Зольников Константин ПетровичИнститут физики прочности и материаловедения СО РАНд.ф.-м.н., гл. науч. сотр. ИФПМ СО РАНkost@ispms.ru
Крыжевич Дмитрий СергеевичИнститут физики прочности и материаловедения СО РАНк.ф.-м.н., науч. сотр. ИФПМ СО РАНkryzhev@ispms.ru
Корчуганов Александр ВячеславовичИнститут физики прочности и материаловедения СО РАНк.ф.-м.н., науч. сотр. ИФПМ СО РАНavkor@ispms.ru
Всего: 3

Ссылки

Dehm G., Jaya B.N., Raghavan R., et al. // Acta Mater. - 2018. - V. 142. - P. 248-282.
Kraft O., Gruber P.A., Mönig R., et al. // Ann. Rev. Mater. Res. - 2010. - V. 40. - No. 1. - P. 293- 317.
Greer J.R. and De Hosson J.T.M. // Prog. Mater. Sci. - 2011. - V. 56. - No. 6. - P. 654-724.
Weinberger C.R. and Cai W. // J. Mater. Chem. - 2012. - V. 22. - P. 3277-3292.
Fang T.H., Li W.L., Tao N.R., et al. // Science. - 2011. - V. 331. - P. 1587-1590.
Zhu T. and Li J. // Prog. Mater. Sci. - 2010. - V. 55. - P. 710-757.
Zolnikov K.P., Korchuganov A.V., Kryzhevich D.S., et al. // Phys. Mesomech. - 2018. - V. 21. - P. 492-497.
Kryzhevich D.S., Zolnikov K.P., and Korchuganov A.V. // Comput. Mater. Sci. - 2018. - V. 153. - P. 445-448.
Psakhie S.G., Shilko E.V., and Astafurov S.V. // Tech. Phys. Lett. - 2004. - V. 30. - P. 237-239.
Korchuganov A.V., Tyumentsev A.N., Zolnikov K.P., et al. // J. Mater. Sci. Technol. - 2019. - V. 35. - Iss. 1. - P. 201-206.
Zolnikov K.P., Kryzhevich D.S., and Korchuganov A.V. // Lett. Mater. - 2019. - V. 9. - Iss. 2. - P. 197-201.
Корчуганов А.В., Зольников К.П., Крыжевич Д.С., Псахье С.Г. // Изв. вузов. Физика. - 2017. - Т. 60. - № 1. - С. 146-149.
Smolin A.Yu., Eremina G.M., Sergeev V.V., et al. // Phys. Mesomech. - 2014. - V. 17. - P. 292-303.
Korchuganov A.V., Zolnikov K.P., and Kryzhevich D.S. // Mater. Lett. - 2019. - V. 252. - P. 194-197.
Psakhie S.G., Zolnikov K.P., Kryzhevich D.S., et al. // Sci. Rep. - 2019. - V. 9. - A. 3867.
Harding J. // Proc. R. Soc. Lond. A. - 1967. - V. 299. - P. 464-490.
Beyerlein I.J., Zhang X., and Misra A. // Annu. Rev. Mater. Res. - 2014. - V. 44. - P. 329-363.
Zepeda-Ruiz L.A., Stukowski A., Oppelstrup T., et al. // Nature. - 2017. - V. 550. - P. 492- 495.
Sainath G. and Choudhary B.K. // Comput. Mater. Sci. - 2016. - V. 111. - P. 406-415.
Plimpton S. // J. Comput. Phys. - 1995. - V. 117. - P. 1-19.
Malerba L., Marinica M.C., Anento N., et al. // J. Nucl. Mater. - 2010. - V. 406. - P. 19-38.
Schneider T. and Stoll E. // Phys. Rev. B. - 1978. - V. 17. - P. 1302-1322.
Honeycutt J.D. and Andersen H.C. // J. Phys. Chem. - 1987. - V. 91. - P. 4950-4963.
Stukowski A. and Albe K. // Model. Simul. Mater. Sci. Eng. - 2010. - V. 18. - P. 085001.
Stukowski A. // Model. Simul. Mater. Sci. Eng. - 2010. - V. 18. - P. 015012.
Weinberger C.R. and Cai W. // Proc. Natl. Acad. Sci. U.S.A. - 2008. - V. 105. - P. 14304-14307.
Wang J., Zeng Z., Weinberger C.R., et al. // Nat. Mater. - 2015. - V. 14. - P. 594-600.
Weinberger C.R., Boyce B.L., and Battaile C.C. // Int. Mater. Rev. - 2013. - V. 58. - P. 296- 314.
 Особенности зарождения пластической деформации в нанопроволоках альфа-железа | Известия вузов. Физика. 2020. № 6. DOI: 10.17223/00213411/63/6/43

Особенности зарождения пластической деформации в нанопроволоках альфа-железа | Известия вузов. Физика. 2020. № 6. DOI: 10.17223/00213411/63/6/43