面心立方金属中非螺型晶格位错与共格孪晶界的相互作用

面心立方金属中非螺型晶格位错与共格孪

晶界的相互作用---Usher 译摘要

在之前发表的[Jin ZH, Gumbsch P, Ma E, Albe K, Lu K, Hahn H, et al. Scripta Mater 2006;54:1163]文章中，通过分子动力学模拟，已经对三种面心立方（fcc）金属Cu, Ni和Al中螺型位错和共格孪晶界的相互作用做了研究。为了完备之前的结果，在本篇文章中，我们考虑了纯应力驱动下60o非螺型晶格位错和CTB的相互作用。依据材料种类和施加的应变，我们观察到了与晶界作用的不同的滑移方式。如果一个60o位错在外力驱动下进入CTB，它会分解成不同的不全位错进入孪晶和孪晶界。如果滑移传递不完全，就好在CTB上留下一个不动位错。这种相互作用的机理是由与材料有关的能量势垒控制的，这些能量势垒在晶格位错撞击晶界的地方用来形成肖克利不全位错。

1.简介

晶体材料的强度和延展性取决于由晶格位错的运动相互作用和增殖形成的滑移和塑性流动。虽然已经确定，多晶中的滑移主要是由一般的晶界和特殊晶界如孪晶界影响，但是目前位错和晶界的相互作用还有很多方面不是非常清楚[2-9]。最近，实验结果表明，低固有堆叠层错能的材料，如Cu[10-12]和不锈钢[13]，它们内部大量的纳米级的孪晶在提手强度的同时，提高其材料的延展性。有人提出，在这些试样中，共格孪晶界（CTBs）提供临界能量势垒，阻止了从一个孪晶到其它孪晶的滑移传递，这导致产生了高屈服应力值。

我们知道，可以通过联合计算仿真实验以及以滑移传递[14-17] 交滑移[18-20] 和变形孪晶[7,21-23]形式的连续介质理论提升对位错—孪晶界相互作用的进一步认识。另外，已经基于分子动力学（MD）仿真手段，研究了螺型位错（位错的柏氏矢量与位错线平行）与共格孪晶界的相互作用[1]。在原子水平上，展示了两种相互作用形式。当一个螺型位错从孪晶界的一边进入共格孪晶界时，会发生：（1）切过孪晶界，进入孪晶；（2）在孪晶界面上分解为两个肖克利不全位错，在CTB上沿相反的方向传播。在Al中只出现地二种形式的机制，相比之下，Cu和Ni材料中两种机制都有可能产生。在倾斜晶界的Al中，多尺度螺型位错和CTBs的相互作用的模拟也能得到相似结论[24]。

Path技术和MD模拟联合用于Cu和Al，可以用于准确测定其的相互作用力[25,26] 。结果显示，弹性各向异性性质和位错场内的CTB响应是位错和晶界相互作用力的核心。在之前的模拟[27,28]和试验[21-23,29]表明，由于长程斥力的作用，当两个分离的不全位错向发射到CTB时，它们会重组成为一个全位错。然而在Al中，主要是短程作用力，使得滑移被CTB自发的吸收，产生沿着晶界的交滑移（孪晶形核）[1,25]。

当晶格位错不是纯螺型位错时，模拟会变得更加复杂。如之前所提到的，对非螺型位错而言，在CTB 上会出现许多可能的反应[30]。例如，一个60o 全位错（位错的柏氏矢量相对位错线倾斜60o ），如果没有反弹回到初始晶粒就可能直接穿过晶界进入相邻孪晶同时沿孪晶界发射一个额外的部分位错[7]。然而，具有争议的是，也有其它可能，因为孪晶/孪晶界可能充当不全位错和全位错源

[31-34]。另外，人们认为，在几种纳米结构中例如Cu ，Ni ，Al ，位错滑移是通过孪晶发射和/或形变孪晶传递的[9,35 - 40]。特别是，人们会提问一下有趣的问题，例如：滑移传递能只有部分穿过孪晶界么？如果回答可以，他还想知道在变形过程中，剩余部分柏氏矢量是否能形成不动晶界位错，在什么条件下会形成这种不动位错锁和/或非锁位错。

为了释放应变能，有利方式是在一个晶粒中沿外滑移系反射入射位错进入相邻晶粒。然而，实际上向外滑移的结果依赖很多因素，如柏氏矢量，切应力分量，晶界结构，晶粒尺寸和是否存在其它位错。为了详细具体机制，在这个研究中， 我们分析了不同fcc 金属中60o 完全晶格位错和共格孪晶界的相互作用。

2.手段

双晶体的MD 模拟能充分说明位错-晶界的相互作用细节[27,28,41-44]。在我们的模拟中MD 几何模型（Fig.1）基于fcc 晶格基底--孪晶取向关系，本质上时与参考文献【1】相同的。在fcc 金属中，1/2<1 1 0>型完全晶格位错是由两个1/6<1 1 2>型肖克利不全位错组成。例如螺型位错BA(γ)依据BA =B γ+γA 分解，位错头(γA )和位错尾(B γ)都是30o 不全混合位错，具有相等长度，1/2b s ，方向相反（b s =

6

6a 0 ，肖克利不全位错的柏氏矢量用长度测量）。

Fig.1. 模拟fcc 金属中全位错和共格孪晶界相互作用的孪晶双晶体示意结构。在研究中，考虑滑移面（K 2）上两个60o 位错DA 和AD ，他们的柏氏矢量相反，均相对位错线倾斜60o (ζ ，平行于Z 轴方向）。对比起见，也画出了螺型位错BA 和AB （查看参考文献[1]）。在（1 0 1）

剪切面施加了一个为位错提供恒定拽力的均匀剪切应变（εappl ），使位错在X 方向运动。有关拽力，晶体取向和位错响应的详细信息可以在附录里面查找。

在这个研究中，我们考虑了名为DA (γ)柏氏矢量为b =

[]10121和AD (γ)柏氏矢量为b=[]1012

1•的两个非螺型位错。根据定义，DA 和AD 都是60°完全混合位错。在M D 模拟中对DA 依据[][][]1126

12116110121+=分解，或DA =D γ+γA ，γA （1/6[2 -1 1])是肖克利混合不全位错头(30o )，D γ（1/6[1 1 2]）是纯边位错尾（90o ）。通常，两个肖克利不全位错是被与材料有关的堆叠层错带和滑移宽度分开的。柏氏矢量紧紧从DA 反向成AD ，本质上认为它们是同样的晶格位错。但是一旦一个位错向相反方向移动，考虑到一个是位错头一个是位错尾，两个肖克利不全位错也要反向，这使得它们的性质大不一样了。尤其，DA 的肖克利不全位错头是30o γA ，而AD 的肖克利不全位错头是90o D γ（参看附录Fig.A2）。这种原子尺度的差异在位错冲击CTB 时可能导致不同的位错响应，这将在下一段讨论。

我们的模拟中所有位错都是直线并且在与位错线同向的周期边界条件下“无限”长。同理，在同一方向上，孪晶面也是无限的。通常，位错是弯曲的且取向任意方向的。相互作用包括短弯曲位错段，并且相关的肖克利不全位错可能显示所有可能特性。在我们的模拟中忽略曲率效应的影响，因为依据弹性位错理论，位错段可以看作直线处理[4]，并且对于肖克利不全位错其它可能结合的情况下的相互作用本质上和我们这里要讨论的是一致的。

为了阐明材料对位错--CTB 相互作用的依赖性，我们选择了三种不同材料模型fcc 金属Al ，Cu 和Ni ，它们的堆叠层错能和弹性性质是不同的。在我们的模拟中，滑移总被看作是应力驱动的。所有的模拟在0K 温度下开始，温度函数是不起重要作用的。应变率效应是不相干的。有关晶体学，汤普森符合位错响应，驱动力和MD 模拟的相细信息可以在附录中看到。

3.结果

在我们的位错和CTB 的相互作用的MD 模拟中，滑移仍然是守恒的。为使位错撞击CTB ，外加拽力要足够大能用于克服CTB 对位错的斥力[1,25]。因此位错向CTB 运动受到限制，两个分离的位错在晶界上会重新结合成为一个全位错。

为了预测滑移传递通过CTB ，把K 1和K 3面作为一个60o 入射位错的外滑移面（Fig.1）。根据孪晶的对称性，有关柏氏矢量或DA 从K 2到K 3完全传递的相应位错响应被描述为(参看Fig.2和Fig.A2)：

DA A'D'+C δ 或

[][][]

2112

11012110121T += 同样， 对AD 可写作：

AD D'A'+δC 或