Кристаллы квантовой и нелинейной оптики - Блистанов А.А.
ISBN 5-87623-065--0
Скачать (прямая ссылка):
115
1
б,мпа
Рис. 5.2. Температурная зависимость предела текучести ст кристаллов LiF и MgO:
I - номинально чистый LiF; 2 - LiF: Mg [0,1 % (ат.)]; 3 - LiF: Mg [0,1 % (ат.)] после закалки от температуры 800 К; 4 - MgO после закалки от температуры I ООО К
ЩГК являются двухвалентные катионы, имеющие ионный радиус, близкий к ионному радиусу катиона матрицы (Mg для LiF, Са для NaCl и др.).
Подходящий ионный радиус позволяет вводить достаточно большие концентрации таких примесей [до 0,1 % (ат.)] без ухудшения качества кристалла. Избыточный заряд иона примеси способствует образованию вакансионно-примесных комплексов, которые являются эффективными центрами торможения дислокаций [1].
Если кристалл образуют двухвалентные ионы, энергия связи увеличивается, что приводит к смещению области пластичности в область более высоких температур. Например, в кристаллах MgO (Тш = = 2800 °С), имеющих такую же структуру (параметр решетки а = = 0,42117 нм), что и NaCl, при комнатной температуре пластичность наблюдается только при очень низких скоростях деформирования. Снижение предела текучести и повышение пластичности MgO [2] при закалке кристаллов от 1700 К, немонотонная зависимость предела текучести от температуры для закаленных кристаллов MgO, похожая на аналогичную зависимость для LiF (см. рис. 5.2), свидетельствуют о том, что в MgO движение дислокаций контролируется локальными центрами закрепления, но связь этих центров с дислокациями сильнее, чем в ЩГК.
Пластичность кристаллов АЬОз еще ниже: пластическая деформация при очень низких скоростях или в режиме ползучести (рис. 5.3) в АЬОз наблюдается при температурах не ниже 1200 К [3 - 8].
Столь высокие температуры начала пластичности в какой-то мере объясняются особенностями дислокаций в АЬОз [9 11]. Плоско-
стью плотнейшей упаковки и плоскостью легкого скольжения в АЬОз
116
является плоскость (0001). Наименьший параметр трансляции в этой плоскости лежит в направлении < 1120 > и не соответствует направлению плотнейшей упаковки в кислородной подрешетке. Так как в структуре корунда только 2/3 октаэдрических пустот заняты катионами, решетку корунда можно разделить на три подрешетки, и вектор Бюргерса полной дислокации должен включать векторы трансляции всех трех подрешеток [12]. В соответствии с этим вектор Бюргерса полной дислокации в корунде в Уп раза больше вектора трансляции в кислородной подрешетке. Полная дислокация АЕ в корунде может расщепляться на две (АС и СЕ) или четыре (АВ, ВС, CD и DE) частичных,
векторы Бюргерса которых соответствуют состояниям промежуточных равновесий (рис. 5.4). Расщепление полных дислокаций на частичные сопровождается образованием дефектов упаковки, размер которых зависит от их энергии. Катионы, находящиеся между смещенными кислородными слоями в дефектах упаковки, не могут оставаться в своих первоначальных положениях и смещаются в стороны, так что движение катионов не совпадает с направлением вектора Бюргерса частичной дислокации. Такой механизм пластичности проявляется и в структуре шпинели и получил название механизма «синхронного сдвига» Кренберга [9].
a
S^Vl4 ?
?,%
Рис. 5.3. Типичные кривые ползучести кристаллов АЬОз (напряжение 414 кг/см2) при температуре:
/ - 1300°С;2- 1000 °С
А
С ?
Рис. 5.4. Разложение полных дислокаций на частичные в структурах: а - корунда; 6 - шпинели
117
f<
h
й,
Рис. 5.5. Частичные дислокации di, d2, di, di, с векторами Бюргерса b 1, Ьг, bi, b4, разделенные дефектами упаковки с энергиями yi, уг, yi
Структура шпинели имеет симметрию тЗт, близкую к плотнейшей упаковку ионов кислорода и кубический закон (АВСАВС...) чередования в направлении <111> занятых катионами октаэдрических пустот. Плоскостями скольжения в структуре шпинели являются плоскости {111}, имеющие наибольшую ретикулярную плотность. Направлением вектора Бюргерса полной дислокации является направление <110>. В этой структуре полная дислокация АЕ (рис. 5.4, б) также расщепляется на две (АС и СЕ) или четыре (АВ, ВС, CD, DE) частичных с тем отличием от корунда, что векторы АС и СЕ колинеарны вектору Бюргерса полной дислокации, поэтому упаковка анионов между дислокациями АС и СЕ совпадает с начальной. При расщеплении на четыре частичных дислокации (рис. 5.5) дефекты упаковки между векторами АВ -ВС (yi) и CD - СЕ (yi) приводят к изменению упаковки катионов с кубической на гексагональную, но между этими парами возникает область уг, в которой сохраняется кубическое чередование упаковки кислородных слоев. Поэтому энергия дефекта упаковки уг в структуре шпинели в два раза ниже, чем yi, и этот дефект существенно шире. Расчет по Амелинксу [13] показывает, что при отличии yi и уг в два раза их ширина должна отличаться в семь раз. Расщепление полных дислокаций на частичные с образованием сложной системы дефектов упаковки снижает подвижность дислокаций, что в свою очередь сужает температурный интервал пластичности.
В структуре граната ситуация усложняется, так как анионная подрешетка граната существенно отличается от плотноупакованной. Большая величина параметра решетки, а следовательно, и вектора Бюргерса в структуре граната обусловливает высокую энергию и низкую подвижность дислокаций в гранатах. Поэтому температурный интервал пластичности гранатов невелик. Пластичность в ИАГ наблюдается при температурах, больших 1900 К, что позволяет выращивать кристаллы гранатов с низкими плотностями дислокаций. Показано [14 - 16], что основными плоскостями скольжения в ИАГ являются плоскости {110} и {112} с направлениями скольжения <111>, <110> и <113>. Величины векторов Бюргерса составляют b< 111> = = 1,04 нм и 6<110> = 1,7 нм. Поскольку Ь<111> меньше, чем Ь<110>, направлением наиболее легкого скольжения в ИАГ является <111>. 118
