5.2.
Дефекты
кристаллического
строения
В
реальных
кристаллах
всегда
имеются
дефекты
.
Дефекты
кристаллического
строения
подразделяют
по
геометрическим
признакам
на
точечные
,
линейные
,
поверхностные
и
объемные
.
Размеры
точечного
дефекта
близки
к
межатомному
расстоянию
.
У
линейных
дефектов
длина
на
несколько
порядков
больше
ши
-
рины
;
у
поверхностных
дефектов
мала
толщина
,
а
ширина
и
длина
больше
ее
на
несколько
порядков
.
Объемные
дефекты
имеют
значительные
размеры
во
всех
трех
направлениях
.
К
самым
простым
точечным
дефектам
относят
вакансии
и
межузельные
атомы
(
рис
. 5.6).
Вакансия
представляет
собой
пустой
узел
кристаллической
решетки
;
межузельным
атомом
называют
атом
,
перемещенный
из
узла
в
позицию
между
узла
-
ми
.
Вакансии
и
межузельные
атомы
появляются
в
кристаллах
при
любой
температуре
выше
абсолютного
нуля
из
-
за
тепловых
колебаний
атомов
.
Рис
. 5.6.
Точечные
дефекты
в
кристаллической
решетке
:
а
–
вакансия
;
б
–
межузельный
атом
Пересыщение
точечными
дефектами
возникает
при
резком
охлаждении
после
высокотемпературного
нагрева
,
при
пласти
-
ческом
деформировании
и
при
облучении
нейтронами
.
В
послед
-
90
нем
случае
концентрация
вакансий
и
межузельных
атомов
одина
-
кова
:
выбитые
из
узлов
решетки
атомы
становятся
межузельны
-
ми
,
а
освободившиеся
узлы
становятся
вакансиями
.
С
течением
времени
избыток
вакансий
сверх
равновесной
концентрации
ис
-
чезает
на
свободных
поверхностях
кристалла
,
порах
,
границах
зе
-
рен
и
других
дефектах
решетки
.
Места
,
где
исчезают
вакансии
,
называют
стоками
вакансий
.
Убыль
вакансий
объясняется
их
подвижностью
и
непрерывным
перемещением
в
решетке
.
Сосед
-
ний
с
вакансией
атом
может
занять
ее
место
и
оставить
свобод
-
ным
свой
узел
,
в
который
затем
переходит
другой
атом
.
Чем
выше
температура
,
тем
больше
концентрация
вакан
-
сий
и
тем
чаще
они
переходят
от
узла
к
узлу
.
Вакансии
являют
-
ся
самой
важной
разновидностью
точечных
дефектов
;
они
уско
-
ряют
все
процессы
,
связанные
с
перемещениями
атомов
:
диффу
-
зию
,
спекание
порошков
и
т
.
д
.
Точечные
дефекты
вызывают
местное
искажение
кристал
-
лической
решетки
,
распространяющееся
обычно
на
несколько
соседних
атомных
слоев
.
Искажение
вокруг
межузельных
ато
-
мов
в
плотноупакованных
решетках
значительно
больше
,
чем
вокруг
вакансий
.
Линейные
дефекты
имеют
малые
размеры
в
двух
измерени
-
ях
и
большую
протяженность
в
третьем
измерении
.
К
ним
относят
-
ся
краевые
и
винтовые
дислокации
.
Краевая
дислокация
(
рис
. 5.7,
а
–
в
)
представляет
собой
ло
-
кализованное
искажение
кристаллической
решетки
,
вызванное
наличием
в
ней
«
лишней
»
атомной
полуплоскости
или
экстра
-
плоскости
.
Наиболее
простой
и
наглядный
способ
образования
дислокации
в
кристалле
–
сдвиг
на
одно
межатомное
расстояние
одной
части
кристалла
относительно
другой
.
Плоскость
,
в
которой
произошел
сдвиг
,
называют
плоско
-
стью
скольжения
,
а
линия
пересечения
экстраплоскости
с
плос
-
костью
скольжения
является
линией
дислокации
,
вдоль
которой
и
локализуется
искажение
кристаллической
решетки
.
91
Рис
. 5.7.
Краевая
(
а
–
в
)
и
винтовая
(
г
,
д
)
дислокация
:
а
–
сдвиг
,
создавший
краевую
дислокацию
:
τ
–
сдвиговое
напряжение
,
стрелками
показано
направление
сдвига
;
б
–
пространственная
схема
краевой
дислокации
;
в
–
схема
расположения
атомов
у
краевой
дислокации
:
b –
вектор
Бюргерса
;
г
–
пространственная
модель
образования
винтовой
дислокации
EF
в
результате
неполного
сдвига
по
плоскости
Q
;
д
–
расположение
атомов
в
области
винтовой
дислокации
Размеры
дефекта
перпендикулярно
линии
дислокации
не
-
велики
и
не
превышают
пяти
межатомных
расстояний
.
Дисло
-
кационные
линии
не
обрываются
внутри
кристалла
,
они
выхо
-
дят
на
его
поверхность
,
заканчиваются
на
других
дислокациях
или
образуют
замкнутые
дислокационные
петли
.
Одним
из
параметров
,
характеризующих
поведение
дис
-
локации
,
является
вектор
Бюргерса
,
b
показывающий
величину
и
направление
сдвига
в
процессе
скольжения
.
Он
характеризует
92
степень
искажения
кристаллической
решетки
вокруг
дислока
-
ции
(
упругая
энергия
искажения
пропорциональна
квадрату
вектора
Бюргерса
).
Кроме
краевых
дислокаций
,
различают
еще
винтовые
дис
-
локации
.
На
рис
. 5.7,
г
показана
пространственная
модель
вин
-
товой
дислокации
.
Это
прямая
линия
EF (
рис
. 5.7,
д
),
вокруг
ко
-
торой
атомные
плоскости
изогнуты
по
винтовой
поверхности
.
Винтовая
дислокация
образована
неполным
сдвигом
кристалла
по
плоскости
Q.
В
отличие
от
краевой
дислокации
винтовая
дислокация
параллельна
вектору
сдвига
.
Вокруг
дислокаций
на
протяжении
нескольких
межатом
-
ных
расстояний
возникают
искажения
решетки
.
Энергия
иска
-
жения
является
одной
из
важнейших
характеристик
дислокации
любого
типа
.
Критерием
этого
искажения
служит
вектор
Бюр
-
герса
.
В
краевой
дислокации
вектор
Бюргерса
перпендикулярен
линии
дислокации
,
а
в
винтовой
–
параллелен
ей
.
Дислокации
образуются
при
кристаллизации
металлов
,
а
также
в
процессах
пластической
деформации
и
фазовых
пре
-
вращений
.
Дислокации
присутствуют
в
кристаллах
в
огромном
количестве
(10
6
…10
12
см
–2
)
и
обладают
легкой
подвижностью
и
способностью
к
размножению
.
Поверхностные
дефекты
малы
только
в
одном
измере
-
нии
.
Они
представляют
собой
поверхности
раздела
между
от
-
дельными
зернами
или
субзернами
в
поликристаллическом
материале
.
Субзерна
размерами
0,1…1,0
мкм
разориентиро
-
ваны
относительно
друг
друга
,
границы
между
ними
имеют
дислокационный
характер
и
представляют
собой
дислокаци
-
онные
стенки
.
Объемные
дефекты
–
это
поры
,
трещины
,
усадочные
де
-
фекты
и
т
.
п
.
Они
образуются
при
кристаллизации
,
фазовых
пре
-
вращениях
,
деформации
и
других
процессах
.
93
5.3.
Элементы
зонной
теории
При
связывании
атомов
и
формировании
твердого
тела
энер
-
гетические
уровни
отдельных
атомов
расширяются
и
образуют
зоны
с
щелями
между
ними
.
Если
изолированные
атомы
имеют
совпадающие
схемы
энергетических
уровней
,
то
при
сжатии
атома
в
кристаллической
решетке
энергетические
уровни
деформируются
,
смещаются
и
расширяются
в
зо
-
ны
,
образуя
зонный
энергетичес
-
кий
спектр
(
рис
. 5.8).
При
этом
уровни
внешних
валентных
элек
-
тронов
расширяются
,
а
уровни
внутренних
электронов
расщеп
-
ляются
слабо
.
Электроны
могут
иметь
значения
энергии
,
только
лежа
-
щие
внутри
какой
-
либо
зоны
(
на
рис
. 5.8
заштрихованы
).
Таким
образом
,
из
энергетического
спек
-
тра
электронов
можно
выделить
три
зоны
:
валентную
,
образован
-
Рис
. 5.8.
Уровни
энергии
свободного
атома
ную
из
энергетических
уровней
внутренних
электронов
свобод
-
ных
атомов
и
полностью
заполненную
электронами
,
в
нее
попа
-
дают
электроны
,
связывающие
кристалл
в
единое
целое
;
зону
проводимости
(
свободную
зону
),
частично
заполненную
элек
-
тронами
,
образованную
из
энергетических
уровней
«
коллекти
-
визированных
электронов
;
запрещенную
зону
с
шириной
энерге
-
тической
щели
∆
Е
.
Зона
проводимости
расположена
по
энерги
-
ям
выше
валентной
зоны
и
отделена
от
нее
запрещенной
зоной
.
В
соответствии
с
взаимным
расположением
зон
все
твердые
тела
подразделяются
на
диэлектрики
,
полупроводники
и
проводники
.
У
диэлектриков
валентная
зона
заполнена
электронами
,
которые
не
могут
перемещаться
,
так
как
их
положения
зафикси
-
рованы
в
химических
связях
.
Зона
проводимости
расположена
94
по
энергиям
намного
выше
валентной
зоны
,
как
показано
на
рис
. 5.9,
а
,
так
что
она
недоступна
тепловым
флуктуациям
и
остается
практически
пустой
.
Другими
словами
,
при
комнат
-
ной
температуре
Т
= 300
К
тепловой
энергии
недостаточно
для
переброски
сколько
-
нибудь
значительной
части
электронов
из
ва
-
лентной
зоны
в
зону
проводимости
,
так
что
их
количество
в
по
-
следней
пренебрежимо
мало
.
Еще
один
вариант
изложения
этого
факта
таков
:
ширина
энергетической
щели
∆
Е
много
больше
вели
-
чины
тепловой
энергии
k
Т
,
где
k –
постоянная
Больцмана
.
Рис
. 5.9.
Энергетические
зоны
в
диэлектрике
(
а
),
собственном
полупроводнике
(
б
)
и
проводнике
(
в
).
Наличие
электронов
в
зоне
обозначено
косой
штриховкой
У
полупроводников
щель
между
валентной
зоной
и
зоной
проводимости
много
меньше
,
как
показано
на
рис
. 5.9,
б
,
так
что
∆
Е
∼
1
эВ
ближе
к
тепловой
энергии
kT
∼
10
−
4
эВ
.
При
комнат
-
ной
температуре
тепловое
возбуждение
может
забросить
Do'stlaringiz bilan baham: |