Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження

У рамках моделі Френкеля—Конторової розглянуто ґенерацію дислокаційних перегинів поблизу поверхні зразка металу під впливом зовнішнього імпульсного навантаження. Показано, що імпульсне навантаження ґенерує дислокаційні перегини, які утворюються поблизу поверхні і рухаються вглиб зразка, причому проц...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2013
Автори:	Карнаухов, І.Н., Погорєлов, О.Є., Чернолевський, М.С.
Формат:	Стаття
Мова:	Ukrainian
Опубліковано:	Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України 2013
Назва видання:	Металлофизика и новейшие технологии
Теми:	Физика прочности и пластичности
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/104086
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження / І.Н. Карнаухов, О.Є. Погорєлов, М.С. Чернолевський // Металлофизика и новейшие технологии. — 2013. — Т. 35, № 3. — С. 295-304. — Бібліогр.: 17 назв. — укр.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-104086
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1040862016-07-02T03:01:47Z Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження Карнаухов, І.Н. Погорєлов, О.Є. Чернолевський, М.С. Физика прочности и пластичности У рамках моделі Френкеля—Конторової розглянуто ґенерацію дислокаційних перегинів поблизу поверхні зразка металу під впливом зовнішнього імпульсного навантаження. Показано, що імпульсне навантаження ґенерує дислокаційні перегини, які утворюються поблизу поверхні і рухаються вглиб зразка, причому процес ґенерації має пороговий характер. Швидкість дислокаційних перегинів та величина порогу ґенерації залежать як від параметрів зразка, так і від амплітуди і тривалості імпульсу зовнішнього навантаження. В рамках модели Френкеля—Конторовой рассмотрена генерация дислокационных перегибов вблизи поверхности образца металла под влиянием внешней импульсной нагрузки. Показано, что импульсная нагрузка генерирует дислокационные перегибы, которые образуются вблизи поверхности и движутся вглубь образца, причём процесс генерации имеет пороговый характер. Скорость дислокационных перегибов и величина порога генерации зависят как от параметров образца, так и от амплитуды и длительности импульса внешней нагрузки. Within the frameworks of the Frenkel—Kontorova model, generation of dislocation kinks near the surface of a metal sample under the influence of external pulse loading is considered. As shown, the pulse loading generates dislocation kinks, which are formed near the surface and move depthward the sample, and the generation process is of a threshold nature. Velocity of dislocation kinks and a value of generation threshold depend on both sample parameters and pulse height and duration of external loading. 2013 Article Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження / І.Н. Карнаухов, О.Є. Погорєлов, М.С. Чернолевський // Металлофизика и новейшие технологии. — 2013. — Т. 35, № 3. — С. 295-304. — Бібліогр.: 17 назв. — укр. 1024-1809 PACS numbers: 61.72.Bb, 61.72.Lk, 61.80.Ba, 62.20.fq, 62.40.+i, 81.40.Wx http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/104086 uk Металлофизика и новейшие технологии Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Ukrainian
topic	Физика прочности и пластичности Физика прочности и пластичности
spellingShingle	Физика прочности и пластичности Физика прочности и пластичности Карнаухов, І.Н. Погорєлов, О.Є. Чернолевський, М.С. Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження Металлофизика и новейшие технологии
description	У рамках моделі Френкеля—Конторової розглянуто ґенерацію дислокаційних перегинів поблизу поверхні зразка металу під впливом зовнішнього імпульсного навантаження. Показано, що імпульсне навантаження ґенерує дислокаційні перегини, які утворюються поблизу поверхні і рухаються вглиб зразка, причому процес ґенерації має пороговий характер. Швидкість дислокаційних перегинів та величина порогу ґенерації залежать як від параметрів зразка, так і від амплітуди і тривалості імпульсу зовнішнього навантаження.
format	Article
author	Карнаухов, І.Н. Погорєлов, О.Є. Чернолевський, М.С.
author_facet	Карнаухов, І.Н. Погорєлов, О.Є. Чернолевський, М.С.
author_sort	Карнаухов, І.Н.
title	Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження
title_short	Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження
title_full	Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження
title_fullStr	Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження
title_full_unstemmed	Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження
title_sort	ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження
publisher	Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
publishDate	2013
topic_facet	Физика прочности и пластичности
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/104086
citation_txt	Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження / І.Н. Карнаухов, О.Є. Погорєлов, М.С. Чернолевський // Металлофизика и новейшие технологии. — 2013. — Т. 35, № 3. — С. 295-304. — Бібліогр.: 17 назв. — укр.
series	Металлофизика и новейшие технологии
work_keys_str_mv	AT karnauhovín generacíâtaruhdislokacíjnihpereginívpídvplivomzovníšnʹogoímpulʹsnogonavantažennâ AT pogorêlovoê generacíâtaruhdislokacíjnihpereginívpídvplivomzovníšnʹogoímpulʹsnogonavantažennâ AT černolevsʹkijms generacíâtaruhdislokacíjnihpereginívpídvplivomzovníšnʹogoímpulʹsnogonavantažennâ
first_indexed	2025-07-07T14:49:50Z
last_indexed	2025-07-07T14:49:50Z
_version_	1837000075348279296
fulltext	295 ФИЗИКА ПРОЧНОСТИ И ПЛАСТИЧНОСТИ PACS numbers: 61.72.Bb, 61.72.Lk, 61.80.Ba, 62.20.fq, 62.40.+i, 81.40.Wx Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження І. М. Карнаухов, О. Є. Погорєлов, М. С. Чернолевський * Інститут металофізики ім. Г. В. Курдюмова НАН України, бульв. Акад. Вернадського, 36, 03680, МСП, Київ-142, Україна *Київський національний університет імені Тараса Шевченка, вул. Володимирська, 64, 03033 Київ, Україна У рамках моделі Френкеля—Конторової розглянуто ґенерацію дислока- ційних перегинів поблизу поверхні зразка металу під впливом зовнішньо- го імпульсного навантаження. Показано, що імпульсне навантаження ґенерує дислокаційні перегини, які утворюються поблизу поверхні і ру- хаються вглиб зразка, причому процес ґенерації має пороговий характер. Швидкість дислокаційних перегинів та величина порогу ґенерації зале- жать як від параметрів зразка, так і від амплітуди і тривалості імпульсу зовнішнього навантаження. В рамках модели Френкеля—Конторовой рассмотрена генерация дислока- ционных перегибов вблизи поверхности образца металла под влиянием внешней импульсной нагрузки. Показано, что импульсная нагрузка ге- нерирует дислокационные перегибы, которые образуются вблизи поверх- ности и движутся вглубь образца, причём процесс генерации имеет поро- говый характер. Скорость дислокационных перегибов и величина порога генерации зависят как от параметров образца, так и от амплитуды и дли- тельности импульса внешней нагрузки. Within the frameworks of the Frenkel—Kontorova model, generation of dis- location kinks near the surface of a metal sample under the influence of ex- ternal pulse loading is considered. As shown, the pulse loading generates dis- location kinks, which are formed near the surface and move depthward the sample, and the generation process is of a threshold nature. Velocity of dislo- cation kinks and a value of generation threshold depend on both sample pa- rameters and pulse height and duration of external loading. Ключові слова: структурні дефекти, масоперенесення, термічні напруги, імпульсний лазерний вплив. Металлофиз. новейшие технол. / Metallofiz. Noveishie Tekhnol. 2013, т. 35, № 3, сс. 295—304 Оттиски доступны непосредственно от издателя Фотокопирование разрешено только в соответствии с лицензией © 2013 ИМФ (Институт металлофизики им. Г. В. Курдюмова НАН Украины) Напечатано в Украине. 296 І. М. КАРНАУХОВ, О. Є. ПОГОРЄЛОВ, М. С. ЧЕРНОЛЕВСЬКИЙ (Отримано 10 січня 2013 р.; остаточн. варіант – 19 березня 2013 р.) 1. ВСТУП Процеси масопереносу в металах, що піддаються зовнішнім імпуль- сним впливам з високою швидкістю деформації ( 1c1 −≥ε ) характе- ризуються великою глибиною (від десятків до сотень мкм) проник- нення атомів з поверхні в зразок [1]. При зовнішніх імпульсних ді- ях найбільш ймовірними переносниками маси на такі великі гли- бини за досить короткі часи впливу (10−8–10−6 с) є міжвузлові атоми (МА) [2]. Однак цей тип дефектів є термодинамічно нестійким і не може існувати самостійно досить тривалі часи, що могли б бути по- рівнянні навіть з малими часами імпульсного впливу та навіть з ча- сами протікання релаксаційних процесів у реальних кристалах, зокрема, з кубічною граткою [3]. Реалізація релаксаційних проце- сів, викликана виникненням термічних напруг [4], здійснюється як за рахунок утворення дислокацій, в тому числі крайових [5] і їх- ніх комплексів, так і точкових дефектів, що ґенеруються при взає- модії дислокацій, що рухаються [6]. Взаємодія фронту хвилі термі- чних напруг із пружним полем дислокацій може приводити до руху дислокацій від поверхні всередину зразку, їхньому накопиченню і перебудові в комірчасті структури [5, 7]. Пояснення цього явища вимагало нового підходу до опису адек- ватного механізму масопереносу, а саме: атоми «захоплюються» дислокаціями, що рухаються, і переносяться вглиб кристала [8]. Це дало можливість запропонувати модель, яка дозволила описати ек- спериментально виявлені глибини масопереносу, що є характерни- ми для швидкісної імпульсної деформації зразку. Ключовим моме- нтом такої моделі є стійкий рух комплексу «дислокація + міжвуз- ловий атом» у полі механічних напруг, що поширюються від збу- дженої імпульсом поверхні всередину кристала. Це передбачає пе- ренесення атомів у заданому напрямку дислокацією, що рухається, на глибини, обумовлені часом існування комплексу «дислокація + + міжвузловий атом». Проведені в роботах [9, 10] оцінки для пояс- нення експериментально виявлених глибин перенесення власних помічених атомів заліза показали спроможність механізму, що міг би бути заснований на запропонованій моделі. В той же час ця мо- дель не дозволила пояснити й описати ряд експериментальних ре- зультатів (зокрема, особливостей переносу впроваджених атомів), одержаних при інших умовах імпульсного впливу [11]. Можливо, в явищі масопереносу, що відбувається в різко неста- ціонарних умовах [12], як при імпульсній деформації кристалічної ґратки, визначальним є не тільки спрямування дислокацій фрон- том хвилі напружень, але й особливості взаємодії МА з дислокацією ҐЕНЕРАЦІЯ ТА РУХ ДИСЛОКАЦІЙНИХ ПЕРЕГИНІВ 297 в процесі її руху. Адекватний опис такого процесу виявляється мо- жливим лише з залученням розв’язку відповідного рівняння Френ- келя—Конторової для дислокаційного перегину (ДП), що рухається [13]. Тому виникла необхідність як головну причину масопереносу виділити самі дислокації, які ґенеруються імпульсом енергії, та їх безактиваційний рух вглиб зразка з врахуванням впливу на це мі- жвузлового атому, розміщеного в ядрі дислокації. Цей підхід, за- стосований в попередніх наших роботах [14—17], дозволив спрости- ти розгляд механізму масопереносу, який протікає на тлі ряду складних явищ в твердому тілі, що виникають під впливом енерге- тичного імпульсу. Дана робота присвячена відповіді на питання про вплив парамет- рів лазерного імпульсу та зразку на ґенерацію ДП. 2. ТЕОРІЯ І РЕЗУЛЬТАТИ Розглянемо ґенерацію (утворення) і рух ДП углиб від поверхні зра- зка. Термічно активовані процеси при цьому розглядатися не бу- дуть, для них характерні інші, значно більші за порядком, харак- терні часи й, відповідно, менші характерні довжини. У якості зов- нішнього поля будемо враховувати дію лазерного випромінення на поверхню зразка. Насамперед, розглянемо утворення ДП у полі ла- зерного випромінення. Даний процес є динамічним, тому будемо виходити з рівнянь, які описують динаміку ДП. Рівняння, які є найбільш адекватними для опису процесів, що нас цікавлять, ви- пливають із теорії Френкеля—Конторової. Будемо вважати, що зсув n-го атома ґратки, по якій рухається ДП, описується добре відомим рівнянням Френкеля—Конторової [13]. Одиницею виміру часу, яка характеризує даний кінетичний процес, є величина τ0 = a/v0 (час, за який звукова хвиля пошириться на відстань, що дорівнює постій- ній ґратки a; тут v0 – швидкість звуку); так, для заліза час τ0 стано- вить близько 10−13 с. Лазерний імпульс досить добре можна апроксимувати, врахову- ючи гаусовий розподіл у часі потужності лазерного випромінення. Рівняння Френкеля—Конторової зручно записати в безрозмірних величинах часу й координати: nxt nnnnn eAexxxaxx λ−τ−α− −+ +−++πσ−= 2)2/( 11 )2()/2sin( , (1) де xn – зсув атома в одиницях a, t – час [в одиницях τ0], τ – час ла- зерного імпульсу [в одиницях τ0], σ = σP/ak – відношення напру- ження Пайерлса до коефіцієнта пружності «пружинки» k, λ – кое- фіцієнт затухання лазерного випромінення (чим він більше, тим менший приповерхневий шар поглинає лазерне випромінення), α – параметр, обернено пропорційний до дисперсії розподілення по- 298 І. М. КАРНАУХОВ, О. Є. ПОГОРЄЛОВ, М. С. ЧЕРНОЛЕВСЬКИЙ тужності випромінення в часі. Рівняння (1) з’являється в результа- ті обезрозмірювання: x a v mx va a mxm  ′=′= 2 0 2 0 )( )( 1 1 , де x ′ – похідна безрозмірної координати [в одиницях постійної ґратки a] по безрозмірному часу [в одиницях τ0], далі 0 /v a k m= , xakaxvmxm  ′=′= /)( 2 0 , і, поділивши на ak і опустивши штрих, одержуємо (1). Останній доданок в (1) ураховує наявність зовнішньої сили, що діє на ДП з боку лазерного випромінення; тут A – максимальна ам- плітуда поля випромінення. Цю силу, у випадку імпульсного лазе- рного впливу із просторовим однорідним розподілом поглиненого світлового потоку по перетину пучка q, можна описати, виходячи з закону Бугера—Ламберта q(у) = Q(1 − R)exp(−δу), (2) де δ – коефіцієнт поглинання світла в металі, y – координата в на- прямку поглинання, R – коефіцієнт відбиття матеріалу, величина Q – відповідає потужності лазерного випромінення, яке не призво- дить до плавлення поверхні, що опромінюється. Імпульс лазера опромінює макроскопічний об’єм зразка в напрямку, перпендику- лярному до його поверхні, тобто δ−1/a ≈ 103, тому на атомних масш- табах його можна вважати постійним. У такому випадку імпульс світла може ґенерувати ДП, що рухаються як усередину зразка від його поверхні, так і до поверхні практично з однаковою ймовірніс- тю. У цьому випадку поверхня зразка є виділеною для ґенерації ДП, спрямованих углиб кристала, оскільки на відстанях, віддале- них від поверхні зразка, ДП, які ґенеруються зовнішнім лазерним випроміненням, взаємно анігілюють. Такий розгляд дозволяє нам надалі при чисельних розрахунках ураховувати зародження ДП тільки поблизу поверхні, при розрахунках цю область обмежено десятьма постійними ґратки, а саме n = 1, 2, ..., 10, тому в розрахун- ках будемо вважати λ = 0,1 (тобто така величина λ обмежує область ґенерації дислокацій поблизу поверхні зразка товщиною 10 постій- них ґратки a). У результаті термічних флуктуацій може реалізуватися зсув атомів поблизу поверхні кристала на величину рівну постійній ґра- тки. Згідно з рівнянням Френкеля—Конторової у цьому випадку утворюється топологічний дефект, який з постійною швидкістю рухається усередину зразка, такого типу розв’язок описує бездиси- пативний рух ДП. У такому випадку процес ґенерації ДП відбува- ється флуктуативно, поверхня зразка в цьому випадку є джерелом ҐЕНЕРАЦІЯ ТА РУХ ДИСЛОКАЦІЙНИХ ПЕРЕГИНІВ 299 зародження ДП. Однак імовірність такого процесу природно мала, а сам процес утворення ДП є активаційним з великою енергією акти- вації, тому зародження ДП реально реалізується тільки при наяв- ності зовнішніх впливів. Таким чином, у полі зовнішніх напруг ос- новною причиною ґенерації ДП є зовнішні поля, в нашому випадку обумовлені лазерним випроміненням, ґенерація ж ДП за рахунок термічних флуктуацій надалі не враховується, як процес, реаліза- ція якого малоймовірна. Розглянемо чисельні розв’язки рівняння (1), які описують ґене- рацію й рух ДП при σ = 10−3, λ = 0,1, α = 8⋅10−14, τi ≡ ττ0 = 10 нс, A/σ = = 3,6. Співвідношення A/σ взято рівним 3,6 тому, що трохи менше цього значення знаходиться поріг ґенерації ДП при заданих інших параметрах (нижче якого ґенерації не буде). Розглянемо прохо- дження ДП через певний вузол усередині кристала, наприклад че- рез 50-й для даного набору параметрів. У результаті дії зовнішньої сили відбуваються зміщення атомів в 50-му вузлі (на рисунку це відповідає лівому краю суцільної кривої). Розглядається еволюція в часі цього стану, а саме – зсуву атомів у наступних шарах, який відповідає руху ДП усередину зразка. Через певний інтервал часу на 50-му вузлі знову реалізується зсув атомів на постійну ґратки, що природно приводить до утворення нового ДП і його руху вглиб зразка. Цей процес показано на рис. 1. Для ілюстрації цього проце- Рис. 1. Зсуви вузлів ґратки [в одиницях постійної ґратки], розраховані для наступних значень параметрів: σ = 10−3, λ = 0,1, α = 8⋅10−14, τi = 10 нс, A/σ = = 3,6. 300 І. М. КАРНАУХОВ, О. Є. ПОГОРЄЛОВ, М. С. ЧЕРНОЛЕВСЬКИЙ су показаний також зсув атомів на 100-му, 150-му і 200-му вузлах ґратки (на рисунку ці криві позначені штрихованою, пунктирною і штрих-пунктирною лініями відповідно). Таким чином, відбуваєть- ся ґенерація ДП у полі зовнішніх напруг. Щільність ДП при цьому визначається частотою їх ґенерації, як число ДП реалізованих на одиниці довжини зразка, відлічуваної перпендикулярно поверхні. Дислокаційний перегин характеризується його півшириною σ−= /])(1[ 2 0d vvl . Вираз для півширини випливає з рівняння Френкеля—Конторової (без зовнішньої сили) і містить у собі «реля- тивістську» частину [6, 11]. Цей вираз стає невірним для нашого випадку, бо маємо зовнішню силу і вільну поверхню, а тому півши- рина розраховується чисельно, як відстань між вузлами, де змі- щення більше половини від максимального, тобто більше половини постійної ґратки. Розглянемо детально як залежить швидкість (vd) ДП, що утво- рюються, від різних параметрів, які входять в рівняння (1). Насам- перед розглянемо залежність від напруги Пайерлса. На рисунку 2 співвідношення A/σ взято рівним 6 абсолютно дові- льно (як приклад значення амплітуди зовнішнього імпульсу, при якому буде спостерігатися ґенерація ДП і можна розглянути зале- жність швидкості ДП від напруги Пайерлса). Як видно з рис. 2, Рис. 2. Залежність швидкості ДП від відношення σ, розрахована для на- ступних значень параметрів: λ = 0,1, α = 8⋅10−14, τi = 10 нс, A/σ = 6. ҐЕНЕРАЦІЯ ТА РУХ ДИСЛОКАЦІЙНИХ ПЕРЕГИНІВ 301 швидкість ДП, які утворюються в результаті дії лазерного імпульсу (ЛІ), суттєво зростає від 0,8 до 0,95 швидкості звуку в діапазоні на- пруг Пайерлса, який відповідає значенням σ = 0,0001—0,001. При напругах Пайерлса, які відповідають значенням σ = 0,001—0,1, швидкість ДП росте мало і має значення, трохи нижчі за швидкість звуку. Висновки з рис. 2 зробити легше, подивившись на наступний рисунок, на якому показано залежність напівширини ДП від від- ношення σ, яке пропорційне напрузі Пайерлса. Як видно з рис. 3, напівширина ДП, які утворюються в результа- ті ЛІ, суттєво спадає в діапазоні відношень σ = 0,0001—0,001, від 60 до 10 постійних ґратки. При відношеннях σ = 0,001—0,1 напівши- рина ДП спадає мало і знаходиться трохи нижче 10 постійних ґрат- ки. Отже, ми можемо зробити висновок, що більш повільні ДП, з ве- ликою напівшириною, утворюються при малих напругах Пайерлса, коли відношення σ не перевищують 0,001. Це означає слабкий зв’язок між шарами атомів в моделі Френкеля—Конторової. Розглянемо залежність швидкості ДП від параметра λ у рівнянні (1). Як видно з рис. 4, швидкість ДП, які утворюються в результаті ЛІ, монотонно спадає в діапазоні λ = 0,01—0,3. Тобто, швидкі ДП ми одержуємо, якщо зовнішня сила ЛІ слабко спадає вглибині криста- ла (характерні величини спаду – сотні постійних ґратки), і навпа- ки, повільні, якщо сила ЛІ суттєво спадає на відстані кількох пос- тійних ґратки. Рис. 3. Залежність напівширини ДП від відношення σ, розрахована для наступних значень параметрів: λ = 0,1, α = 8⋅10−14, τi = 10 нс, A/σ = 6. 302 І. М. КАРНАУХОВ, О. Є. ПОГОРЄЛОВ, М. С. ЧЕРНОЛЕВСЬКИЙ Тепер розглянемо залежність напівширини ДП від λ. Як видно з рис. 5, напівширина ДП, які утворюються в результаті ЛІ, моно- тонно зростає в діапазоні λ = 0,01—0,3. Отже, ми можемо зробити Рис. 4. Залежність швидкості ДП від λ, розрахована для наступних зна- чень параметрів: σ = 10−3, α = 8⋅10−14, τi = 10 нс, A/σ = 6. Рис. 5. Залежність напівширини ДП від λ, розрахована для наступних значень параметрів: σ = 10−3, α = 8⋅10−14, τi = 10 нс, A/σ = 6. ҐЕНЕРАЦІЯ ТА РУХ ДИСЛОКАЦІЙНИХ ПЕРЕГИНІВ 303 висновок, що більш повільні ДП, з великою напівшириною, утво- рюються при відносно великих λ, тобто при слабко проникаючому лазерному випроміненні. За кадром поки що залишався не менш цікавий процес – порого- вий процес утворення ДП при лазерному опроміненні зразка. Вели- чини мінімальної амплітуди зовнішньої сили А, які приведуть до утворення ДП, залежать від λ. Під мінімальною зовнішньою силою розуміємо таку силу, при якій утвориться ДП (зсув атомів на одну постійну ґратки). Тож наведемо залежність мінімальної амплітуди зовнішньої сили від λ (оскільки нам зручно рахувати А в одиницях σ, наведемо графік в одиницях A/σ). Як видно з рис. 6, мінімальна амплітуда зовнішньої сили, яка по- трібна щоб створювати ДП монотонно зростає з ростом λ. Це озна- чає, що чим глибше лазерне випромінення проникає в кристал, тим меншої потужності воно має бути для того, щоб створювати ДП. 3. ВИСНОВКИ Одержані в роботі результати свідчать про суттєву залежність шви- дкості ДП від параметрів лазерного імпульсу та зразку. Швидкість ДП зростає з ростом напруги Пайерлса та спадає з ростом параметра λ, тобто із збільшенням затухання лазерного випромінення у зраз- Рис. 6. Залежність мінімальної амплітуди зовнішньої сили від λ, розрахо- вана для наступних значень параметрів: σ = 10−3, α = 8⋅10−14, τi = 10 нс. 304 І. М. КАРНАУХОВ, О. Є. ПОГОРЄЛОВ, М. С. ЧЕРНОЛЕВСЬКИЙ ку. Залежність порогу утворення ДП від параметра λ близька до прямої пропорційності – чим глибше лазерне випромінення про- никає в зразок, тим меншої потужності воно має бути для того, щоб створювати ДП. ЦИТОВАНА ЛІТЕРАТУРА 1. Д. С. Герцрикен, В. Ф. Мазанко, В. М. Фальченко, Импульсная обработка и массоперенос в металлах при низких температурах (Киев: Наукова дум- ка: 1991). 2. М. Е. Гуревич, Л. Н. Лариков, В. Ф. Мазанко, А. Е. Погорелов, В. М. Фаль- ченко, ФиХОМ, № 2: 7 (1977). 3. М. Е. Гуревич, А. Ф. Журавлёв, Ю. В. Корнюшин, А. Е. Погорелов, Метал- лофизика, 7, № 2: 113 (1985). 4. В. В. Аполлонов, А. И. Барчуков, Н. В. Карпов, А. М. Прохоров, Э. М. Шефтер, Квантовая электроника, 2, № 2: 380 (1975). 5. П. Ю. Волосевич, А. Е. Погорелов, Поверхность. Физика, химия, механика, № 9: 126 (1986). 6. Дж. Хирт, И. Лоте, Теория дислокаций (Москва: Атомиздат: 1972). 7. Л. Н. Лариков, Е. А. Максименко, А. Е. Погорелов, Металлофизика, 7, № 2: 116 (1985). 8. А. Е. Погорелов, Направленный перенос атомов в железе и алюминии при импульсном лазерном воздействии (Дис. … канд. физ.-мат. наук) (Киев: Институт металлофизики АН УССР: 1985). 9. A. Pogorelov and A. Zhuravlev, Defect and Diffusion Forum, 194—199: 1247 (2001). 10. A. E. Pogorelov, K. P. Ryaboshapka, and A. F. Zhuravlev, J. Appl. Phys., 92: 5766 (2002). 11. Д. С. Герцрикен, В. Ф. Мазанко, В. М. Тышкевич, В. М. Фальченко, Массо- перенос в металлах при низких температурах в условиях внешних воздей- ствий (Киев: РИО ИМФ: 2001). 12. A. Pogorelov, Proc. of International Conf. ‘ICFM 2009’ (October 5—10, 2009) (Partenit: 2001). 13. Я. И. Френкель, Т. А. Конторова, ЖЭТФ, 8, № 1: 89 (1938). 14. И. Н. Карнаухов, А. Е. Погорелов, М. С. Чернолевский, Металлофиз. но- вейшие технол., 28, № 6: 827 (2006). 15. М. С. Чернолевський, Космічна наука і технологія, 12, № 5/6: 87 (2006). 16. И. Н. Карнаухов, А. Е. Погорелов, М. С. Чернолевский, Металлофиз. но- вейшие технол., 29, № 6: 743 (2007). 17. И. Н. Карнаухов, А. Е. Погорелов, М. С. Чернолевский, Металлофиз. но- вейшие технол., 34, № 2: 159 (2012).

Ґенерація та рух дислокаційних перегинів під впливом зовнішнього імпульсного навантаження

Репозитарії

Схожі ресурси