авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 |

«УСПЕХИ ФИЗИЧЕСКИХ НАУК ПОД РЕДАКЦИЕЙ Э. В. ШПОЛЬСКОГО ТОМ XXVI ВЫПУСК 2 ГОСУДАРСТВЕННОЕ ...»

-- [ Страница 4 ] --

Следует подчеркнуть, что для получения искомых выводов из экспери мента нет надобности знать абсолютную величину энергии ядер отдачи — достаточно иметь возможность измерять её в произвольной относитель ной мере. Однако, даже и такие данные в методе Крейна и Гальперна, повидимому, не могут быть получены. Нельзя согласиться с ta интер претацией механизма возникновения капелек тумана в ик опытах. Известно, что медленные ионы практически не ионизуют газ, растрачивая свою, энергию на упругие столкновения с атомами в целом, а не на отрывание от них электронов. Во второй своей работе 2 2 Крейн и Гальперн пока зали, что образование капель тумана ядром отдачи частично связано с диссоциацией молекул газа. Возможно также, что появление этих капель связано с процессами Оже, с помощью которых возбуждённые столкновениями с ядром отдачи орбитальные электроны атомов газа возвращаются в нормальное состояние. Так или иначе, вопрос о связи числа капелек тумана в опытах Крейна и Гальперна с величиной кинети ческой энергии ядра отдачи остаётся открытым, и поэтому расположение полученных ими экспериментальных точек ни в какой степени нельзя считать достоверным.

Отметим, что если бы в опытах подобного типа была возможность определять а б с о л ю т н у ю величину кинетической энергии ядер отдачи, то путём несложного вычисления можно было бы найти и распре деление углов разлёта -частйцы в нейтрино при -распаде данного вещества.

Резюмируя, мы можем сказать, -что немногочисленные работы но изучению отдачи при ^-распаде, связанные с ©опросом о существовании нейтрино, натолкнулись на значительные экспериментальные трудности и фактически не дали никаких результатов. Несомненно, ценные выводы можно было бы получить в опытах первого типа, т. е. таких, которые дали бы полную векторную диаграмму элементарного акта -распада.

Наилучшей постановкой такого опыта, вероятно, было бы использование пучка -активных атомов в вакууме и двух групп счётчиков, могущих регистрировать одновременное движение электрона и ядра отдачи по заданным направлениям. Трудности таких опытов очевидны и до сих пор они не были осуществлены.

В ядерной физике, однако, сравнительно недавно (в 1938 г.) было открыто явление, которое предоставляет экспериментатору гораздо боль шие удобства для исследования ядер отдачи и построения выводов о существовании нейтрино, чем явление -распада. Это — так называемый '-захват, один и§ типов радиоактивного распада, который осуществляется следующим образом: неустойчивое ядро атома захватывает орбитальный лектрон из Л"-слоя окружающей это ядро электронной оболочки и, та ким образЬм, превращается в ядро с атомным номером на единицу мень "20S А. П. ГРИНБЕРГ ш е 2 3. Анализ этого явления сразу же приводит к необходимости предположить, как и в случае -распада, участие нейтрино, а именно испускание нейтрино ядром в момент захвата /("-электрона. Этого требуют попрежнему и закон сохранения энергии, и закон сохранения момента количества движения (спина). Нейтрино в виде сшей кинетической энер гии уносит ту разность энергий, которая освобождается в таком процессе радиоактивного превращения ядра. Если отказаться от представления об испускании нейтрино, то пришлось бы предположить "бесследное исчезнове ние этой энергии.

Существенное отличие нейтрино, испускаемых при /Г-захвате, от ней трино, испускаемых при -распаде, заключается в их полной энергети ческой однородности: при /Г-захвате энергия распада не распределяется между двумя частицами;

единственной частицей, вылетающей из ядра, является нейтрино н оно в каждом акте получает одну и ту же энер гию — полную энергию распада.

Очевидно, что если ядра при /Г-распаде действительно испускают •нейтрино, то при каждом таком распаде должно возникать ядро отдачи, причбм кинетические энергии всех ядер отдачи данного /^-активного вещества также д о л ж н ы б ы т ь о д и н а к о в ы м и.

Схема иссаедования отдачи, имеющего целью проверить гипотезу о нейтрино, при А"-распаде значительно проще, чем при -распаде.

Захватывая /f-электроя, ядро не испускает никаких других частиц, кроме нейтрино. Поэтому, если опыт покажет, что при /f-распаде набаюдаются ядра отдачи, то уже сам по себе этот факт, в отличие от ситуаций при -распаде, является наглядным доказательством того, что из ядра выле тают нейтрино. Однако, разумеется, полную ситу такое доказательство приобретает только после количественного исследования. Последнее сравнительно не сложно.

Достаточно измерить кинетическую энергию ядра отдачи, чтобы на основании закона сохранения импульсов, т. е. полагая импульс ядра отдачи равным импульсу нейтрино, вычислить энергию нейтрино. С дру гой стороны, последняя может быть вычислена-—на основании закона сохранения энергии — из экспериментальных данных об энергии, выделяю щейся при радиоактивном превращении данного /if-активного ядра. Если эти два совершенно независимых пути дадут одну и ту же цифру, то это можно считать в высшей степени убедительным экспериментальным доказательством существования нейтрино.

Идея об использовании явления А"-захвата для исследования явлений, •связанных с вопросом о реальности нейтрино, впервые была предложена А. И. Алихановым и А. И. Алиханьяном в конце 1938 г., очень скоро по сле хого,как окончательно была экспериментально доказана возможность радиоактивных превращений путём /Г-захвата. Алиханов и Алиханьян пред полагали в своих экспериментах использовать /f-активный Be, о свойст вах которого как раз к тому времени было опубликовано подробное ис следование. Это вещество в силу ряда особенностей действитеаьно является чрезвычайно удачным дчя экспериментов такого рода. Прежде всего, из-за того, что атомный вес его очень мал, должны получаться -ядра отдачи, обладающие значительной кинетической энергией. Далее 1HH0TF3A О ИЬЙТРИНО И HOIJblE ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ в шличие от многих других А'-активных веществ у B e имеет место /С-захват в чистом виде — он не сопровождается параллельно идущим пспитронным или электронным распадом. Поэтому отсутствуют всякие побочные явления, например, отдача от электронов. Наконец, у Be човольно большой период полураспада — он равен 43 дням, что пред ставляет значительное удобство при измерениях.

Радиоактивный распад B e 7 проявляется только в испускании -квантов с энергией 485 keV 2 5. Из'вестно, что эти -кванты испускаются лишь примерно в Ю°/овсех актов АГ-распада B e 7 и соответствуют тем случаям, когда в результате А'-захвата конечное ядро, т. е. ядро Li 7, образуется в возбуждённом состоянии24. В остальных 90°/0 всех распадов переход происходит на основной уровень L i 7, и в этом случае никакого излучения ядра B e 7 при распаде не дают, за исключением предполагаемого испуска ния нейтрино. Заметим, что испускание -лучей при некоторых из распадов B e 7 явтается весьма удачным обстоятельством: не будь его, вряд ли и к настоящему времени было бы обнаружено, что в некоторых ядерных реакциях образуется Be 7, испытывающий А^распад. Характеристи ческие рентгеновы лучи, испускание которых обычно является единствен ным сравнительно легко наблюдаемым внешним эффектом при А'-захвате, в случае бериллия состоят из настолько мягких квантов (энергия харак теристических А-квантов лития — меньше 100 eV), что обнаружить их почти невозможно;

кроме того, для лития выход флюоресценции крайне мал, испускание рентгеновых квантов почти полностью заменяется испус канием Оже-электронов, также весьма мягких ( ~ 50 eV) и трудно наблюдаемых.

На основании данных о соответствующих ядерных реакциях известна разность собственных энергий (масс) атомов B e 7 и L i 7. Она составляет около 1 MeV (позже. были получены более точные данные;

мы укажем их ниже). Такова, следоватеаьно, предполагаемая кинетическая энергия нейтрино, вылетающих при /С-распаде B e 7. Отсюда легко подсчитать, что кинетическая энергия ядер отдачи должна составлять всего около 80 eV. Поэтому, измерения с ними должны производиться в условиях вакуума.

Алиханов и Алиханьян предполагали определять энергию ионов отдачи с помощью метода задерживающего поля, как это было сделано и в работе Лейпунского. Схема опыта такова. В с 7 предельно тонким слоем наносится на металлическую пластинку. В результате радиоактивного А"-распада бериллий превращается в литий. Ядра лития в силу получен ного при вылете нейтрино импульса должны срываться с поверхности металла, которую они покидают в виде ионов. Часть из этих ионов отдачи, преодолевая задерживающее поле, проходит сквозь сетчатый электрод, после чего они ускоряются разностью потенциалов -- 6kV и попадают на металлическую пластинку, покрытую окисью бериллия;

последняя под ударами ионов испускает вторичные электроны, которые и считаются счётчиком Гейгера-Мюллера. Для увеличения эффективной площади вторичного эмиттера, с которой электроны ещё могут попасть в счётчик, была предусмотрена фокусировка электронов с помощью соответствующего поперечного магнитного поля.

' Успехи фнзнч. наук, т. XXVI, вып. 2.

210 А. П. ГРИНБЕРГ Основное затруднение, встретившееся в работе, начатой Алихановым и Алиханьяном в 1940 г., заключалось в трудности получения достаточно тонкослойного и вместе с тем очень интенсивного препарата Be. Работа была прервана в июне 1941 г..

Некоторые экспериментальные работы, посвященные исследованию отдачи ядер при К-захвате, были выполнены Альварецом и др. в 1941 г.

Они носили характер предварительных опытов. Было показано, что имеет место перенос ионов с поверхности радиоактивного источника на дру гую поверхность, расположенную рядом. Поскольку, однако, энергия ионов не была измерена, нельзя было утверждать, что причиной пере носа является испускание ядром нейтрино при ^-захвате и связанная с этим отдача ядра. Можно предположить и другие причины, например, из именение силы связи атома с поверхностью металлической подкладки, про исходящее в момент ^Г-распада. Таким образом, эти работы в отношении решения проблемы реальности нейтрино не дали ничего существенного.

Первое подробное и успешное исследование ядер отдачи, возникаю щих при -распаде, осуществил в 1942 г. американский физик Джемс Аллен. Впервые результаты опыта дали несомненно положительный ответ на вопрос о существовании нейтрино. К изложению этой работы мы и переходим.

4. РАБОТА АЛЛЕНА. ДОКАЗАТЕЛЬСТВО СУЩЕСТВОВАНИЯ НЕЙТРИНО В качестве исходного АГ-активного вещества Аллен также выбрал Be 7.

Измерение кинетической энергии ядер отдачи осуществляется опять-таки с помощью метода задерживающего поля. Л а рис. 4 схематически изображён прибор Аллена. Между радиоактив „ иым источником и счётчиком ионов располо жены две медные сеткй,,.причём одна из них — сетка В— изолирована от корпуса и имеет отдельный вывод, тогда как другая имеет С „ | контакт с корпусом и вместе с последним \ заземляется. Положительно заряженные ионы А~~ """ отдачи, срываясь с поверхности источника, Рис. 4. Схема опыта Аллена. сначала попадают в ускоряющее электричес л - ралиоактивный источник, в „ к о е п о л е » которое создаётся тем, что в сетке В с— сетки, D-приемный электрод прикладывается потенциал U (в 100—200 V).

счётчика ионов. Я—трубка к ваку- „ ушному насосу Отрицательный ПО ОТНОШЕНИЮ К ИСТОЧНИ ку А. Ионы, прошедшие сквозь первую сетку, попадают в задерживающее поле, созданное путём приложе ния к сетке С некоторого вариируемого потенциала, положительного по отношению к и равного U-j-AU. Пока энергия ионов больше, чем требуется для преодоления задерживающей разности потенциалов /, некоторая часть ионов проходит сквозь сетку С, попадает снова в ускоряющее поле, которое создано между нею и счётчиком ионов, и отсчитывается счётчиком. Сняв кривую зависимости числа ионов, прихо Дящих к счётчику, от величины задерживающего потенциала, легко опреде^ лить максимальную энергию ионов отдачи. Типичная кривая такого рода, ГИПОТЕЗА О НЕЙТРИНО И НОВЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ flAHHbTF 21 f полученная Алленом, приведена на рис. 5. Из этой кривой видно, что максимальная энергия ионов отдачи составляет около 50eV. На первый взгляд может показаться, будто вид кривой противоречит тому, что мы.

говорили выше, а именно: что при ^f-захвате все ядра отдачи должны иметь одну и ту же энергию, в со ответствии с монокинетичностью ней- трино. Вид кривой, изображённой на ~~ ' рис. 5, говорит о том, что ядра отдачи имеют разнообразные энергии от нуля до максимальной энергии, равной приблизительно 50 eV. Однако, противоречие здесь только кажущееся.

Ядра отдачи действительно однород ны по энергии, но они отличаются тем, что у них различна нормальная Слагающая их скорости, так как ионы отдачи покидают поверхность ° !

источника под различными углами нормали. Если для задержания _, _„.

Рис 5 Число отсчётов счётчикл иона, летящего прямо по нормали, и о н о в ( з а, м и н ) в ф у н к ц и и о т не нужно приложить некоторое электри- личины задерживающего потенциала, теское поле, то ионы, летящие под Пунктирная линия—спонтанные от углом к нормали, будут задержаны счёты счётчика уже полями меньшей величины.

Таким образом, вид полученной кривой обусловлен самим существом того варианта метода задерживающего поля, который применяется в дан ЯОм случае. Кроме того, некоторые из ионов тормозятся молекулами газа, Йрилипающими к поверхности источника, что также сказывается на форме • 1фивой, так как приводит к появлению ионов, не обладающих полным величеством энергии отдачи J ).

• Цифра максимальной энергии ионов отдачи, полученная Алленом, •ЯЙСтаточна высока, чтобы сразу откинуть предположение о каких-либо йОбочных причинах срывания ионов с поверхности источника. Она хорошо совпадает с расчётной величиной, соответствующей гипотезе об испускании нейтрино при /Г-распаде Be 7, и вполне обоснованным представляется за КШчение о том, что ионы, отсчитываемые счётчиком, срываются с по верхности источника действительно за счёт отдачи, возникающей при ИВЙускании нейтрино. Мы ещё скажем в дальнейшем о тех измерениях, tfOttopbie сделал Аллен, чтобы получить возможно более точную величину энергии ядер отдачи. Теперь же остановимся на некоторых деталях экспериментов Аллена.

" u *i) Строго говоря, в случае А"-распада Be7 речь должна итти не о полной (ЙЙЮродности всех нейтрино по энергии, а о наличии двух групп нейтрино: в Й группе — основной — нейтрино обладают полной энергией, выделяю при превращении Be7 в Li7;

в другой группе, составляющей по числен примерно 1/9 7от первой, энергия нейтрино на 485 keV меньше полной ии распада Be, в соответствии с энергией -квантов, испускаемых в случаях вслед за испусканием нейтрино.

212 А. П. ГРИНБЕРГ Мы уже указывали, что энергия ядер отдачи сравнительно очень не велика, что ядра отдачи обладают поэтому ничтожным пробегом в веще стве, ничтожной проникающей способностью. Отсюда., что весьма существенным требованием ic радиоактивному источнику в опытах подоб ного рода является то, что поверхность его не должна содержать ни каких посторонних веществ, чтобы ядра отдачи ничем не были прикрыты сверху и свободно могли бы срываться с поверхности металлической подложки, преодолевая лишь адсорбционные силы, удерживающие их на этой поверхности. В идеале нужно стремиться получить моноатомный слой радиоактивного вещества на поверхности подложки. Далее, немаловаж ную роль играет выбор материала подложки. Существенно, чтобы атомы отдачи покидали поверхность источника именно в том виде, в каком это наиболее удобно для дальнейших измерений: в виде положительно заря женных ионов с единичным зарядом.

Удача опытов Аллена в значительной мере обусловлена тем, что ему удалось получить достаточно тонкий слой Be' на металле (хотя, как мы увидим, его источник был ещё далеко не идеальным). В качестве под кладки он использовал платину. Атомы лития, образующиеся из атомов бериллия в результате /(-распада последнего, срываясь вследствие от дачи 'с поверхности платины, при этом ионизуются и покидают её в виде положительных ионов. Это происходит в силу того обстоятельства, что работа выхода электрона из платины больше, чем первый ионизацион ный потенциал лития. Поэтому электрон, «общий» для атома платины и прилипшего к нему атома лития, остаётся на платине, когда литий от неё отрывается.

Методика получения тонкослойного источника Be 7 в основном сводится к следующему. Фтористый литий облучается дейтонами на циклотроне. В результате реакции Li 9 (d, n) образуется /(-активный Be'.

Активированная соль наплавляется на платиновую ленточку, а затем испаряется в вакууме при температуре в 800° С. При этом всё неактив ное вещество удаляется, тогда как почти весь радиоактивный бериллий остаётся на платине и внутри платины, куда он попадает благодаря диф фузии. После этого платиновая ленточка подвергается кратковременному сильному нагреванию с помощью пропускания через неё настолько боль шого тока, что она в центре проплавляется. В результате получается достаточная поверхностная концентрация атомов радиоактивного Be 7 на платине. Кусочек такой ленточки приваривается к полоске тантала и весь этот радиоактивный источник монтируется в вакуумной камере между двумя зажимами, через которые можно пропускать ток.

Вторая экспериментальная деталь, на которой следует остановиться — счётчик ионов. Задача счёта сравнительно очень медленных ионов представ ляет собой- далеко не простую проблему. В работе Лейпунского она была решена с помощью эффекта вторичноэлектронной эмиссии: ионы отдачи ускорялись электрическим полем, попадали на металлическую яо верхность и выбивали из неб вторичные электроны, которые затем счи тались счётчиком Гейгера. Аналогичный метод, но в гораздо более со вершенной форме, примёнбн и Алленом. Последний в качестве счётчикг ионов использует вторичноэлектронную умножительную трубку, разрабо [ИПОТЕЗА О НЕЙТРИНО И НОВЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ _! тайную им в 1939 г. и усовершенствованную (им же) в 1941 г. В трубке осуществляется чисто электростатическая фокусировка вторичных электронов;

трубка.содержит 11 электродов, покрытых окисью бериллия, и даёт общий коэффициент умножения -~ 18 000. Большими преимущест вами умножителя Аллена являются: 1) очень небольшое число спонтан ных отсчётов (малый фон);

2) возможность присоединения непосредствен но к вакуумному прибору без всякого окошка, что особенно сущест венно при работе с медленными ионами;

3) возможность впуска воздуха в прибор без всякого вреда для электродов трубки. Умножитель при соединяется к ламповому усилителю, на выходе которого имеется элек тромагнитный нумератор, регистрирующий число.импульсов. Специально проведённые опыты показали, что всё это счётное устройство отсчитывает практически каждый ион, попавший на первый электрод умножительной трубки.

Интересно, что Аллен сначала получил отрицатепьный результат:

счётчик ионов не давал отсчётов даже при нулевом значении задержива ющего потенциала, что свидетельствовало о том, что с поверхности источника никакие ионы не срываются. Однако, достаточно было про греть источник в течение нескольких минут до 1 000° С, пропустив ток через танталовую полоску (а затем охладить до комнатной темпера туры), как начинаася интенсивный счёт ионов. Непосредственно после такой температурной обработки источника Аллен получал до 5 000 от счётов в 1 мин. С течением времени интенсивность счёта ионов за метно падала;

уменьшение её шло приблизительно по линейному закону, и начальная интенсивность падала вдвое за 40 мин. Повторный прогрев источника возвращал всё в исходное состояние — количество ионов отдачи возрастало до прежней величины. Эти эффекты получают совершенно естественное и правдоподобное объяснение: поверхность источника, несмо тря на высокий вакуум в приборе (поддерживаемый трёхступенчатым ма еЛяным диффузионным насосом), постепенно засоряется прилипающими молекулами газа, которые в конце-концов образуют непроходимый для ионов отдачи слой. Прогрев танталовой полоски даёт обезгаживание по верхности источника, и тогда ионы отдачи свободно покидают её. Такого рбда запирание ионов слоем газа лишний раз показывает, насколько ЧМсты должны быть здесь условия эксперимента, чтобы можно было до биться положительного результата.

При помощи контрольных опытов Аллен показал, что истинная вели «йша задерживающего потенциала несколько меньше, чем фактически приложенная разность потенциалов между сетками В и С, повидимому, за счёт так называемого «провисания» сильного электрического поля (действующего между С и счётчиком ионов) сквозь ячейки сетки С.

Вели в данные, получаемые из кривой рис. 5, внести поправку на про Ийеание поля, то получается, что максимальная энергия ионов отдачи равна примерно 42 eV. Это можно считать вполне удовлетворительным совпадением с величиной 58 eV, которая получается по расчёту для а^ома лития, если принять, что энергия нейтрино при /f-распаде Be рздна 870 keV, а масса покоя нейтрино равна нулю. Указанная цяфра—870 keV была получена в 1940 г. 14 с большой точностью путём 214 А. П. ГРИНБЕРГ 7 определения порога реакции Li (, ) Be. Эти измерения показали, 7 что разность собственных энергий (масс) атомов Be и Li состав ляет 0,87 + 0,03 MeV;

следовательно, такова должна быть кине 7 тическая энергия нейтрино, испускаемых в момент превращения Be в Li.

Если принять массу покоя нейтрино равной не нулю, а 0,2 т (где т — масса электрона), расчёт даёт для энергии отдачи иона лития цифру 57 eV. Это показывает, что нужно было бы измерить максималь ную энергию ионов отдачи с весьма большой точностью, чтобы получить возможность на основании этих данных судить о массе нейтрино. Резуль таты Аллена показывают, что дальнейшее уточнение измерений не легко и требует существенного усовершенствования методики. Расхождение его данных с теоретически ожидаемой величиной хотя и не имеет прин ципиального значения и не умаляет ценности полученных результатов, доходит, как мы видели, до 15—l6eV. Причина этого расхождения, как полагает Аллен, отчасти лежит в том, что некоторую энергию ионы ли тия затрачивают на преодоление адсорбционных сил, удерживающих их на поверхности платины, а отчасти в том, что, повйдимому, при прогреве источника всё же не достигается полное обезгаживание его поверхности, так что ионы несколько тормозятся адсорбированными молекулами воз духа. К этому необходимо Добавить, что если внимательно проанализи ровать возможные траектории ионов отдачи при тех электрических полях и той геометрии опыта, какие имеют место в приборе Аллена, то стано вится очевидным, что граничное значение энергии ионов, попадающих в счёт чик, не может быть определено с большой точностью. Это подтвержда ется характером кривой, приведённой на рис. 5: она не переходит резко в ли нию, параллельную оси абсцисс;

напротив, этот переход идёт очень плавно.

Укажем в заключение, что Аллен провёл ещё один контропьный эксперимент с целью доказать, «то ионы отдачи, регистрируемые счёт чиком, нельзя интерпретировать как ионы отдачи о т - к в а н т о в, испу скаемых при /С-распаде Be. Как мы уже упоминали выше, эти -кванты испускаются всего примерно в Ю°| о всех актов распада Be 7 и имеют энергию в 485 keV. Как легко подсчитать, энергия отдачи, которую такой -квант в момент испускания сообщает атому лития, составляет всего 18,1 eV. Так как измеренная на опыте максимальная энергия ионов отдачи почти втрое превышает эту величину, постановку указанных контрольных опытов в сущности можно считать излишним ригоризмом.

Опыты заключались в попытке констатировать совпадения во времени между вылетом -кванта и возникновением ядра отдачи. Для этой цели вблизи от источника, вне вакуумной камеры, помещался счётчик Гей гера-Мюллера, считавший -лучи бериллия, и с помощью хорошо из вестных радиотехнических методов регистрировались совпадения во вре мени импульсов в этом счётчике и импульсов в счётчике ионов. Резуль тат получился полностью отрицательный — никаких совпадений такого рода не наблюдается.

Мы можем. резюмировать результаты, полученные Алленом, следую щим образом.

1. Ставя своей целью дать хотя и не прямое, но в настоящее время, повйдимому, единственно возможное экспериментальное доказательства ГИПОТЕЗА. О НЕЙТРИНО И НОВЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ существования нейтрино, Аллеи исследует явление отдачи ядер, которое должно иметь место при /С-распаде, если последний сопровождается ис пусканием нейтрино. Для этой цели он берёт радиоактивный Be, кото рый распадается, испуская только -лучи и не испуская ни электронов, ни позитронов. Полученный многими исследователями ряд данных убеди тельно говорит за то, что Be 7 распадается путём /("-захвата, превра щаясь в Li 7. Разность масс атомов Be 7 — Li 7, т. е. энергия, освобожда ющаяся в этом переходе, равна 0,87 4^0,03 MeV. Предполагается, что эту энергию получает нейтрино. Без гипотезы о нейтрино пришлось бы допустить, что энергия эта бесследно теряется и закон сохранения энер гии не соблюдается.

2. Аллен констатировал в своих экспериментах, что при распаде Be7 атомы срываются с поверхности металла, на которой они держались до распада, причём максимальная кинетическая энергия, которую они приобретают, достаточно хорошо совпадает с той энергией отдачи, какую должен получить атом лития при вылете из ядра некоторой частицы с энергией в 0,87 MeV и малой массой.

3. Если не делать каких-либо совершенно новых предположений отно сительно механизма, с помощЪю которого может быть унесена освобож дающаяся при /("-распаде атома Be 7 энергия в 0,87 MeV и с помощью которого ядро в этот момент испытывает отдачу, приобретая энергию приблизительно в 58 eV, мы должны заключить, что результаты опытов Алдана свидетельствуют о том, что при распаде Be 7 действительно ис пускается нейтрино.

Таким образом, не будет преувеличением, если мы, суммируя всё из ложенное, скажем, что в прекрасно выполненной работе Аллена осу ществлено экспериментальное открытие нейтрино. Отныне нейтрино — эта частица, которая в течение 11 лет не признавалась реально существую щей и оставалась на положении гипотетической, — становится равноправ ным членом семьи элементарных частиц, наряду с нейтроном, позитроном, мезоном и другими.

Нам остаётся сказать ещё несколько слов о желательном направлении дальнейших исследований. Прежде всего, в работе Аллена совершенно не нашёл отражения тот факт, что ядра отдачи при распаде Be 7 обладают одной и той же энергией —в соответствии с монокинетичностью воз никающих при /(-захвате нейтрино. Для проверки этих представлений было бы весьма существенно получить кривую, из которой была бы очевидна одинаковость энергий ядер отдачи. Такая кривая, несомненно, может быть поаучена, если значительно усовершенствовать методику определения энергии ионов отдачи, применив вместо примитивного варианта метода задерживающего поля рационально выбранную электроннооптиче скую систему электродов. Одновременно это дало бы возможность значительно повысить точность определения абсолютного значения энергии ионов отдачи, благодаря чему, вероятно, можно было бы с большой точностью установить, отлична ли от нуля масса нейтрино. С этой же целью весьма существенно было бы получить ещё более тонкослойный препарат Be 7, чем у Аллена, и ещё лучшее обезгаживанйе активной поверхности (которого, как указывает и Аллен, вероятно, можно было 216 Л. П. 1РИНБГРГ бы добиться прогревом радиоактивного источника во время изме рений).

Наконец, заметим, что несмотря на гораздо большую сложное ь большой интерес представляет также доведение до конца опытов по отдаче ядер при -распаде—уже не для того, чтобы лишний раз доказать реальность нейтрино, а для получения сведений о распреде лении углов разлёта электрона и нейтрино при -расааде. Мы уже упоминали, что такие сведения были бы весьма интересны с точки зрения проверки разных вариантов теории -распада.

ЛИТЕРАТУРА 1. О. В а е у е г п. О. H a h n, Phys. Z.,11, 488, 19Ш.

2. J. C h a d wick, Verh. d. D. Phys. Ges., 16, 383, 1914.

3. A. I. A l i c h a n i a n, A. I. A l i c h a n o w u. B. S. D Z e J e p o w, Phys. Z.

Sowjet., 11, 204, 1937;

А. И. А л и х а н ь я н и А. С. З а з е л ь с к и й, ДАН, 17, 463, 1937.

4a. С. D. E l l i s a. W. A. W o o s t e r, Proc. Roy. Soc, 117, 109, 1927.

4b. L. e i t e r u. W. О г t h m a,. Physik, 60, 143, 1930.

5. L. В. L o e b, Phys. Rev., 34, 1212, 1929.

6..J. A. C h a l m e r s, Proc. Cambr. Phi). Soc, 28, 328, 1932.

7. S. R o s s e l a n d, Z. Physik, 14, 173, 1923;

W. H e i s e n b e r g u. W. a u 1 i, Z. Physik, 56,1, 1929.

8. G. B e c k u. K. S i t t e, Z. Physik, 86, 105, 1933.

9. H. R. C r a n e, Phys. Rev., 53, 317, 1938.

10. G. J a t i n c e y, Phys. Rev., 53, 106, 265, 1938.

11. A. R u a r k a. C. J o n e s, Phys. Rev., 53, 264, 1938;

С. Т. Z a h n a.

A. H. S p e e s, Phys. Rev., 53, 365, 431, 1938;

А. И. А л их а н о в, А. И.

А л и х а н ь я н и М. С. К о з о д а е в, ДАН, 20, 427, 1938.

12. N. B o h r, J. Chem. Soc, London, 1932, 349 (Faraday Lecture, 1930).

13. C. D. E l l i s a. N. F. M o t t, Proc. Roy. Soc, 141,502, 1933;

C. D. E l l i s, Intern. Conf. on Phys'cs, London, 1934, p. 43.

14. R. O. H a x b y, W. E. S h o u p p, W. E. S t e p h e n s a. W. H. W e l l s.

Phys. Rev., 53, 1035, 1940.

15. H. Be t h e a. R. P e i e r l s. Nature, 133, 532, 1934.

16. J. C h a d w i c k a. D. E. Lea, Proc. Cambr. Phil. Soc, 30, 59, 1934.

17a... N a h m i a s, Proc. Cambr. Phil. Soc, 31, 99, 1935.

17b. H. Be t h e, Proc. Cambr. Phil. Soc, 31, 108, 1935.

18. А. И. А л и х а нь,я н, А. И. А л их а н о в и Б. С. Д ж е л е п о в, ДАН, 19, 375, 1938;

А. И. А л и х а н ь я н, Изв. АН, сер. физич., 135, 1938 (сч.

стр. 145);

A. I. A l i c h a n i a n 'a. S. J. N i k i t i n, Journ. Phys. USSR, 3, 243, 1940.

19. F. B l o c h а. С. M S i l e r, Nature, 136, 911, 1935;

M. H. H e b b, Physica, 5, 701, 1938.

20... L e i p u n s k ', Proc. Cambr. Phil. Soc.,32, 301, 1936.

21. H. R. C r a n e a. J. H a l p e r n, Phys Rev., 53, 789, 1938.

22. H. R. C r a n e a. J. H a l p e r n, Phys. Rev., 56, 232, 1939.

23. См. А. П. Г р и н б е р г, Успехи химии, 11,141,1942 (обзор и библиография).

24. L. Н. R u m b a n g h, R. B. R o b e r t s a. L. R. H a f s t a d, Phys. Rev., 54, 657, 193Я.

25. I. Z l o t o w s k i a. J. H. W i l l i a m s, Phys. Rev., 62, 29, 1942.

26. L. W. A l v a r e z, A. C. H e l m h o l z a. В. Т. W r i g h t, Phys. Rev., 60,160 (A), 1941;

B. T. W r i g h t, Dissert (см.. P. C o o p e r, P*ys. Rev., 61, 1, 1942).

27. J. A l l e n, Phys. Rev., 61, 692, 1942.

1944 УСПЕХИ ФИЗИЧЕСКИХ НАУК Т. XXVI, вып.

РАЗВИТИЕ СОВРЕМЕННЫХ ТЕОРЕТИЧЕСКИХ ПРЕДСТАВЛЕНИЙ О ПРИРОДЕ ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ. В. Классен-Неклюдова и Т. А. Конторова ВВЕДЕНИЕ За последние двадцать лет в научной литературе появился ряд оригинальных работ, посвященных теоретическому рассмотрению явления остаточной деформации кристаллических тел. В русской литературе эти вопросы вплоть до последнего времени были освещены очень слабо. В связи с этими представляется интересным дать краткий обзор современных теоретических представлений о пластических свойствах и механизме пластического течения кристаллов.

I ТЕОРИЯ БЕККЕРА Одна из первых попыток построения последовательной теории пластической деформации и установтения количественных закономерностей, управляющих этим явлением, принадлежит Беккеру 1 ' 2.

Способность твёрдых тел к птастическому деформированию с точки зрения Беккера может быть объяснена лишь при учёте теплового Движения частиц твёрдого тела.

Беккер раз тачает два типа частичности;

«аморфный» тип и «кристал лический». Он отмечает, что за первую разновидность пластичности, наблюдаемую у аморфных тел, ответственны перемещения о т д е л ь н ы х атомов или молекул — обмен их местами. Никаких более подробных представлений о механизме этого явления в работах-Беккера не содержится.

Для осуществления обмена местами пересаживающиеся атомы должны приобрести дополнительную энергию, необходимую для преодоления потенциального барьера, разделяющего два соседних положения равно адсия. Эта дополнительная энергия может быть получена за счёт случай ных флуктуации, сопровождающих тепловое движение частиц.

Поведение аморфного тела под действием внешней силы Беккер описывает с помощью релаксационного уравнения Максвелла (1) JL_^QJ1 °_ ' *dt dt где з—скалывающее напряжение, s — деформация, — время релаксации, С? — модуль сдвига. Первый член правой части уравнения характе ризует упругую часть деформации, второй член — релаксацию напряжения.

~ * При постоянном значении о скорость течения определится соотношением • ds в ~Ж Ш · (2) 218.. КЛАССЕН-НЕКЛЮДОВА И Т. А. КОНТОРОВА Она пропорциональна, таким образом, величине действующей силы.

Беккер отмечает, что в этом случае материалу может быть приписана определённая вязкость в обычном смысле этого слова. Коэффициент вязкости согласно уравнению (2) будет равняться = ·6. (3) «Аморфная» пластичность Беккера представляет собой, следовательно, не что иное, как обычное вязкое течение.

Беккер отмечает, что, хотя явление обмена местами отдельных атомов имеет место также и в кристаллических телах, не оно, однако, определяет пластические свойства этих тел.

За «кристаллическую» пластичность Беккер считает ответственными также спонтанные флуктуации энергии, сопровождающие тепловые колебания частиц кристаллической решётки. В отличие от случая «аморф ной» пластичности пластичность кристаллических тел согласно Беккеру определяется флуктуационными явлениями, охватывающими уже не отдельные атомы, но ц е л ы е у ч а с т к и кристалла, содержащие доста точно большое число атомов и расположенные в области плоскостей скольжения.

Беккер почагает, что в идеально правильной кристаллической решётке при температуре абсолютного нуля скольжение в некотором определён ном кристаллографическом направлении не может иметь места до тех пор, пока компонента приаоженного извне усилия, взятая в этом направлении, не достигнет величины теоретического предела упругости ай. В том случае, когда напряжение о 0 достигнуто, скольжение становится возможным.

Однако, по мнению Беккера оно неизбежно должно при этом привести к полному разделению материала вдоль плоскости скольжения:.«при температуре абсолютного нуля мы не можем представить себе медленного скольжения вдоль данной плоскости, не сопровождающегося разрывом».

При температурах, отличных от нуля, скольжение в данной кристал лографической плоскости становится возможным также и при значениях внешнего усилия, лежащих значитепьно н и ж е теоретической величины предела упругости во· Действительно, в некоторый момент времени в результате флук туации энергии, сопровождающих тепчовое движение частиц решётки, составляющая извне приложенного напряжения, взятая в данном кристал лографическом направлении, может случайно оказаться повышенной до величины 0.

Вероятность возникновения сЬстояния, характеризующегося некото рой избыточной энергией, определяется, как известно, соотношением кТ P=:const.-e, (4) где k — постоянная Больцмана.

Дополнительная энергия Ш, необходимая для начала скольжения, может быть записана как ^, (5).

ПРИРОДА ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ где 0 — теоретический предел упругости, — компонента внешних сил, действующая в плоскости скольжения и взятая в направлении скопьже ния, V—объём, охваченный флуктуацией, G — модуль сдвига.

Отсюда У(н - "Г mkT Р = const, -e. (6) Каждое локальное повышение напряжения до величины а0 должно согласно Беккеру привести к локальному сдвигу вдоль данной кристал лографической плоскости на некоторый небольшой Ьтрезок. Беккер полагает, что величина не зависит, в среднем, ни от температуры опыта, ни от значения.

Скорость пластического течения w будет в таком случае опреде ляться одной лишь вероятностью спонтанного повышения до вели чины. Беккер записывает:

2GkT (7) w = C-e, причём C^ln, где — удлинение образца, отвечающее отдельному локальному сдвигу, — число участков кристалла, одновременно участ вующих в скольжении (т. е. число областей, в которых имеет место флуктуация напряжения).

Согласно соотношению (7) скорость пластической деформации кристал лических тел должна очень резко зависеть от температуры.опыта.

Беккер отмечает, что по имеющимся опытным данным пластичность кристаллов столь резкой температурной зависимости не обнаруживает.

Причиной этого обстоятельства он считает наличие у п р о ч н е н и я ма териала, неизбежно сопровождающего пла- ;

стическую деформацию и маскирующего влияние температуры.

На рис. 1 изображены, приводимые Бек кером схематические кривые, иллюстрирую щие зависимость удлинения образца от вре мени для двух различных температур опыта. ' рис j Беккер отмечает, что при обычных усло виях испытания материалов промежутки времени i t и t2, в течение кото рых пластическая деформация идёт с заметной скоростью, очень малы по сравнению со временем, требующимся для достижения удлинения s.

В результате обычно оказавается измеренным лишь конечное значение удлинения As, относящееся к той стадии деформации, на которой тече ние материала практически уже прекратилось и которая, согласно рис. 1, фактически не зависит от температуры. По мнению Беккера для выявле ния температурной зависимости пластических свойств материала следует изучать процесс пластической деформации на начальной его стадии.

Для непосредственной проверки справедливости соотношения (7) Беккером1 были поставлены специальные опыты по изучению пластиче ской деформации проволок монокристаллического вольфрама при различ ных температурах — от комнатной до 100°. Снимались кривые зависимо сти деформации от времени. Удлинение проволоки регистрировалось с 220.. КЛАССЕН-НЕКЛЮДОВЛ И 'Т. А. ГОЧТОРОВА помощью зеркального прибора, дающего увеличение в 60 раз. Проволока нагревалась электрическим током, температура измерялась по изменению её сопротивления.

В качестве меры температурной зависимости скорости течения w и её зависимости от напряжения Беккер вводит в рассмотрение следую щие, удобные для непосредственного измерения, величины:

, дТ (8) \ l, dlnw Зная fT и / а, с помощью (7) легко определить соотношение между тео ретическим значением предела упругости 0 и тем значением внешнего скалывающего напряжения, которое вызывает на практике появление первых остаточные деформаций, а также вычислить объём V, в котором напряжение благодаря тепловым флуктуациям должно быть повышено до значения 0, для того Чтобы мог осуществиться отдельный локальный сдвиг.

Действительно, согласно (7) fr = ) '—~ GkT откуда (10) ffikT у — 1?

~ Измерения показали, что зависимость скорости пластического течения монокристаллов вольфрама от температуры и напряжения действительно подчиняется формуле Беккера (7).

При этом быта получены следующие значения •— и V;

0 ос -—АО. (11) В описываемых опытах о составляло 96 кг\млР, откуда (12) г\мм^.

Беккер отмечает, что теоретическое значение предела упругости 0 ока залось величиной одного порядка с прочностью вольфрама на разрыв.

Что же касается объёма V, охваченного флуктуациями напряжения, то он весьма мал по сравнению с областью, охватываемой сдвигом, который цбусловаен этой флуктуацией — в нём содержится всего ЛИШЬ несколько тысяч атомов.

ПРИРОДА ИЛАСГИЧЕ1 КОЙ ДЕФОРМАЦИИ Беккер считает, что эти результаты находятся в полном согласии с развитыми им теоретическими представлениями.

Мы уже отмечали, что по мнению Беккера обнаружение температур ной зависимости скорости пластической деформации оказывается обычно невозможным ввиду эффекта упрочнения, налагающегося на пластиче ское течение материала. Причиной затруднения скольжения, приводящего к упрочнению Материала, но Беккеру, являются дефекты строения ре шётки реальных кристаллов. Под дефектами строения он понимает при этом отклонение реальных плоскостей скольжения от идеальных кристал лографических плоскостей, вызванное естественными несовершенствами кристалла и, усугубляемое тепловым движением частиц решётки. Снятие упрочнения — залечивание решётки — может быть осуществлено путём пересадки отдельных атомов.

Беккер подчёркивает в связи с этим, что в случае кристаллических гел диффузия играет существенную роль только лишь для процессов отдыха и рекристаллизации, в то время как в случае аморфных тел она лежит также и в основе самого явления пластического течения.

Работы Беккера посвящены, как мы видим, исследованию одного из основных вопросов теории пластичности, касающегося условий возникно вения пластической деформации.

Одним из главных недостатков этих работ является, как нам кажется, •о обстоятельство, что пластическая деформация оказывается при этом г отнесённой к категории чисто термических явлений. Между тем, хорошо известно, что в случае кристаллических тел пластическое течение наблю дается даже в области температур, близких к абсолютному нулю, когда тепловые флуктуации не могут играть сколько-нибудь существенной роли.

Беккер пытается различать «кристаллический» и «аморфный» типы остаточной деформации. Тем не менее, во ( всей развитой им теории речь идёт по существу лишь о процессе деформации, характерном для чисто аморфных тел. Он отмечает, правда, что за деформацию аморф ных веществ ответственны индвидуачьные перемещения атомов, за дефор мацию же кристаллов — смещения целых групп атомов. Механизм рас пространения деформации и в последнем счучае предпочагается всё же чисго диффузионным. Соотношение (7), характеризующее, по Беккеру, скорость пластической деформации кристаллов, относится по сути дела к скорости вязкого течения — единственно возможного типа деформации аморфных тел.

При подобной трактовке вопроса о пластической деформации кри сталлических веществ кристаллографическая направленность этого про цесса остаётся неотмеченной и совершенно непонятной.

Одним из весьма существенных недостатков рассматриваемой теории является также и то обстоятельство, что при количественном её офор млении автор совершенно игнорирует упрочнение, не наблюдающееся, правда, при остаточной деформации аморфных тел, но представляющее собой одну из специфических особенностей пластической деформации кристаллов.

Основной заслугой работ Беккера принято иногда считать то обстоя тельство, чхо в них впервые якобы объяснено расхождение между теоретическим и практическим значениями предела упругости.

.. КЛЛССЕН-НЕКЛЮДОВА И Т. А. КОНТОР ОВА Необходимо отметить, что величина, фигурирующая. в теории Беккера, не имеет ничего общего с так называемым практическим пре делом упругости.

Понятие предела упругости в рамки данной теории вообще не укла дывается, так как согласно формуле (7) при температурах, отличных от нуля, скорость пластического течения w оказывается отличной от нуля при л ю б ы х значениях внешнего скачивающего усилия, в том числе и при — 0.

К более подробному рассмотрению этого вопроса мы вернёмся в сле д я щ е м разделе, при обсуждении основных соотношений теории Орована.

II. РАБОТЫ ОРОВАНА Орован на протяжении ряда лет дополняет и совершенствует теорию Беккера. В одной из первых своих работ4 он использует основное со отношение теории Беккера (7), определяющее зависимость скорости пластического течения от температуры, для нахождения температурной зависимости практического предеаа упругости.

Мы уже отмечали выше, что согласно формуле (7) скорость пласти ческой деформации w оказывается отличной от нуля при любых сколь угодно малых значениях напряжения. Доступной экспериментальному наблюдению она становится, однако, лишь начиная с некоторого опреде лённого минимального значения а.

Орован вводит, в связи с этим, понятие п р а к т и ч е с к o r о п р е д е л а у п р у г о с т и, понимая под ним то наименьшее значение действую щего в плоскости скольжения скалывающего напряжения о т 1 П, начиная с которого скорость пластического течения w становится удобоизме римой.

Полагая в формуле Беккера (7) и, соответственно, W получаем:

(13) wmiD = C-e ™*r.

Отсюда (14) VT Соотношение (14) свидетельствует о том, что практический предел упругости материала должен существенным образом зависеть от темпе ратуры опыта, понижаясь по мере её увеличения.

Этот результат находится, как известно, в качественном согласии с опытными данными: чем выше температура кристалла, тем меньше те ПРИРОДА ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ значения внешнего усилия, при которых удаётся зарегистрировать нали чие пластического течения.

Изучая зависимость критического скалывающего напряжения кри сталлов цинка и кадмия от температуры опыта, Орован приходит к за ключению, что соотношение (14) хорошо оправдывается, начиная температуры плавления вплоть до области низких температур. Численные значения отношения -^- оказываются при этом очень близкими к вели чине 2,5, полученной ранее Беккером для монокристаллов вольфрама [см. (11)]:

= 2,3;

(2SL) = 2, 4.

\ "min/Cd fZn Орован всецело присоединяется к представлениям Беккера о том, что тепловые флуктуации энергии частиц, образующих кристаллическую ре шётку, могут приводить к повышению напряжения в отдельных элемен тах кристалла, способствуя тем самым началу пластического течения.

Уже в первой части своей работы 4 он отмечает, однако, что в слу чае р е а л ь н ы х кристаллов, при рассмотрении условий возникновения пластической деформации, наряду с учётом теплового движения частиц весьма существенную роль должен играть учёт разнообразных д е ф е к т о в с т р о е н и я кристаллической решётки, присутствие которых также должно, по его мнению, вызвать локальное п е р е н а п р я ж е н и е в кри сталле.

К таким дефектам Орован относит не только трещины, дырки и все прочие возможные пороки материала, но также и различного рода ми кроскопические нарушения правильного расположения частиц кристалли ческой решётки. Последние возникают, по его мнению, главным образом в результате пластической деформации, но могут также присутствовать в кристалле и заранее, до её начала. Ко всем этим порокам кристалла он применяет общий термин «Kerbsielle».

Для характеристики степени концентрации дополнительных напряже ний, обусловливаемых присутствием каждого из дефектов, Орован вво дит в рассмотрение специальный коэффициент q (Kerbwirkungsfaktor), равный отношению истинного значения скалывающего напряжения ',. действующего в области «дефектного места», к среднему значению скалывающего напряжения, обусловленного воздействием внешних сил:

По мысли Орована скольжение должно возникать в участках кри сталла, характеризующихся наибольшими значениями величины q, при условии, если действующее здесь напряжение a' = qo окажется допол йенным до теоретической величины предела упругости а0 за счёт тепло Шх флуктуации.

Скорость пластического течения w определится при этом уже не формулой (7), но соотношением G° ~ °' ) V _ у("« -1°) _ 2OkT 2Окт =C-e =С-е (Щ w 224.. КЛАССЕН-НЕКЛЮДОВА И Т. А. КОНТОРОВА Соответственно этому в формуле (10) вместо следует писать теперь о' или qs, а формула (11) перепишется в виде 2,5. (t7) Подобно многим исследователям Орован утверждает, что между теоретическим пределом упругости 0 и его практическим значением должно существовать расхождение того же порядка величины, что и между теоретическим и практическим значениями прочности, т. е. что отношение —— должно составлять 1 0 2 — 1 0 4.

°min Коль скоро тепловые флуктуации способны повышать напряжение всего лишь в несколько раз [см. (17)], для получения требуемого соот ношения между 0 и amia Оровану приходится предположить, что числен ные значения множителя q могут быт весьма велики — порядка Ю 2 — 10*.

Температурная зависимость практического предела упругости o r a i n при учёте перенапряжений, связанных с пороками;

строения кристаллов, определится соответственно соотношением (18) °mia = °j~-B'VT, где Сопоставляя это соотношение с формулой (16), отвечающей тео рии Беккера в её входной форме, интересно отметить, что если по Беккеру при Г = 0 пластическая деформация возможна только при условии o m i n — 0, то по Оровану a m i n равно в этом случае, =-°-. (19) min ' Таким образом, и при температуре абсолютного нуля сохраняется понятие практического предела упругости, отличного от 0 вследствие присутствия в кристалле дефектных мест, являющихся очагами перена пряжений и способствующих тем самым возникновению пластического течения.

При температурах, отличных от абсолютного нуля, возникновение пластической деформации обусловливается уже совместным действием как этих дефектных faecr, так и флуктуации напряжения, сопровожда ющих тепловое движение частиц кристалла. Источником сдвига, по мне нию Орована, при этом всякий раз должен являться какой-либо из по роков кристаллической решётки.

В предыдущем разделе мы уже отмечали, что согласно формуле {7) скорость пластической деформации оказывается отличной от. нуля даже при о = 0, т. е. при поином отсутствии внешних сил. Непригод ность основной формулы Беккера в предельном случае = 0 впервые была отмечена Орованом.

Необходимо, правда, упомянуть о том, "что в первой й основной работе Беккера эта трудность отсутствует: Беккер предполагает в не ПРИРОДА ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ что размеры отдельного локального сдвига пропорциональны величине самого напряжения и, соответственно, определяет скорость пластической деформации формулой V3* const, -ae, w= согласно которой, при = 0, w в свою очередь обращается в нуль.

В другой, более поздней работе Беккер 2, однако, определяет ско рость течения формулой (7), которая общеизвестна и в настоящее время как «формула Беккера».

Считая, что физические представления о механизме пластического скольжения не дают никаких оснований для введения величины в ка _ ^ честве множителя перед экспоненциальной функцией е Орован 5 пытается усовершенствовать формулу Беккера (7), исходя из несколько иных предпосылок.


При исследовании вопроса о роли тепловых флуктуации Беккер огра ничивается рассмотрением лишь таких спонтанных флуктуации напряже ния а, которые приводят к его у в е л и ч е н и ю, дополняя его до величины теоретического предела упругости, 0.

Орован 5 отмечает, что помимо таких флуктуации возможны также флуктуации напряжения противоположного знака, у м е н ь ш а ю щ и е ' ве личину а, в результате которых скольжение может в конце концов возникнуть в направлении, диаметрально противоположном.

Если флуктуация напряжения, необходимая для начала скольжения в направлении, равна 0 — да, то для того, чтобы оказалось возможным скольжение в противоположном направлении, она должна равняться соответственно = 0 — (— ) = 0 + qo.

Вероятность осуществления такой флуктуации определится выражением 2ОкТ const.· e, (20) а скорость пластической деформации w, при учёте возможности флукту ации напряжения как в сторону его увеличения, так и в сторону его ч.

уменьшения, запишется соответственно, как (21) В отличие от формулы (7) это соотношение при = 0 даёт w = Q г Введение нового члена в формулу (7), как это отмечает и сам Оро ван, имеет Только принципиальное значение, так как при обычных усло У(а„ — да)* виях опыта он настолько мал по сравнению с первым членом е что практически им можно полностью пренебречь.

8 Успехи физич. наук, т. XXVI, вып. 2.

226.. КЛАССЕН-НЕКЛЮДОВА И Т. А. КОНТОРОВА Различие между соотношениями (21) и (7) могло бы быть обнару жено только при очень малых напряжениях и. очень высоких температу рах. Так, например, по подсчётам Орована, в случае цинка и кадмия это различие могло бы стать заметным лишь при температурах, лежащих значительно выше температур плавления этих кристаллов.

Сопоставляя дополнения Орована к работам Бгккера с теорией Бек кера в её исходной форме, слздует, как нам кажется, отметить, что принципиально новым является по существу только одно из них — учёт п е р е н а п р я ж е н и й, связанных с наличием дефектов кристаллической решётки. По мысли Орована эти перенапряжения должны играть значи тельно более существенную роль, нежели чисто термические флуктуации напряжения.

'Если представления, развитые ранее Беккером, в равной степени могут быть отнесены как идеальным, так и к реальным кристаллам, то, по Оровану, пластические свойства кристалла должны быть выражены тем резче, чем больше в нём содержится различного рода дефектов.

Это заключение, как известно, с опытными данными не согласуется.

Что же касается представлений Орована (разделяемых, кстати, и мно гими другими авторами) о большом численном значении теоретического предела упругости 0, то оно представляется нам совершенно необос нованным. Предел упругости кристаллическнго материала никогда никем теоретически рассчитан не был. При обсуждении вопроса о его возмож-!

ном теоретическом значении обычно принято,ссылаться на работу Борна 6, которая относится, однако, не к пределу упругости, но к прочности кристаллов. Предел упругости не должен, между тем, иметь ничего об щего с пределом прочности, так как механизм разрыва и механизм скольжения кристаллов существенно отличны друг от друга.

Остальные, не цитированные нами, работы Орована7 л е содэржаг каких-либо принципиально новых положений, в связи с чем мы считаем возможным не останавливаться здесь на их обсуждении.

III. ТЕОРИЯ ТЕЙЛОРА 8 В теории Тейлора мы встречаем первую попытку создания опре делённых представлений о механизме распространения пластической де формации в кристаллических телах.

Большинство современных теорий пластичности представляет собой дальнейшее развитие взглядов Тейлора.

В связи с этим мы считаем нужным остановиться здесь на подробном их рассмотрении.

§ 1. О с н о в н ы е п р е д п о с ы л к и теории Теория Тейлора — первая из теорий пластической деформации, опе рирующая с определённой моделью кристаллической решётки. В качест ве такой модели она рассматривает плоскую атомную сетку, образуемую линейными цепочками равноотстоящих атомов одного и того же сорта.

Основывайсь на экспериментальных данных, Тейлор отмечает, что в кристаллической решётке пластическая деформация может осущест ПРИРОДА ПЛАСТИЧЕСКИЙ ДЕФОРМАЦИИ ьляться лишь в строго определённых кристаллографических плоскостях и направлениях. В радсмотрение причин кристаллографической направлен ности процесса сдвигообразования он при этом, однако, не вдаётся.

До работ Те,йлора обычно считалось, что пластическая деформация кристаллов осуществляется путём смешения части кристалла, целиком, относительно другой его части;

смещение это предполагалось происхо дящим одновременно по всей плоскости скольжения.

Обсуждая вопрос о возможном характере распространения пласти ческой деформации, Тейлор приходит, однако, к заключению, что «скочь жение не захватывает всех атомов, распочоженных в Плоскости сколь жения, одновременно, но происходит в ограниченной области,' кото рая перемещается через кристалл за к о н е ч н ы й промежуток вре мени».

Он отмечает, что для осуществления одновременного скольжения вдоль всей плоскости к кристаллу потребовалось бы приложить чрезвычайно большие внешние усилия, а также что при этих, условиях не предста вилось бы возможным объяснить явление, упрочнения на сдвиг. При этом он ссылается на поставленные в своё время в Ленинградском физико техническом институте 10 опыты по изучению в поляризованном свете пластической деформации каменной соли, свидететьствующие о посте пенности распространения сдвига.

Представления Тейлора о конечной скорости распространения про цесса пластической деформации в кристалле явчяют-ся,»как нам кажется, весьма ценными. К ним присоединяются также и авторы всех более поздних работ по теории пластичности.

§ 2. П о н я т и е «дислокации»

При рассмотрении вопроса о механизме распространения пластической деформации Тейлор с первых же строк доаьзуется термином «дисло кациям.

Не вдаваясь в пояснения, он приводит при этом схему расположения;

атомов в кристаллической решётке: а) до начала сдвига, Ь) для некото рой промежуточной стадии его распространения, и с) по его оконча нии (рис. 2).

Из этой схемы следует, что до сдвига атомы были расположены со вершенно правильным образом и при распространении сдвига в пчоско сти скольжения можно было наблюдать разрежение атомов, а по окон чании сдвига верхняя часть кристалла оказалась смещённой на постоянную решётки по отношению к нижней части кристалла.

Это и означает по Тейлору, что «через кристалл прошла дислокация».

Необходимо отметить, что понятие дислокации относится прежде всего не к одной только плоскости, в которой осуществляется скольжение, но к целой области, расположенной вблизи этой плоскости и охваты вающей слои атомов, лежащие выше и ниже неё.

Тейлор различает «положительную» дислокацию, при которой цепочки ато мов, лежащие выше плоскости скольжения, оказываются сжатыми в направ лении скольжения, атомные же цепочки, лежащие ниже плоскости сколь 8* 228.. КЛАССЕН-НЕКЛЮДОВА И Т. А. КОИТОРОВА жения,—растянутыми (рис' 2,· а, Ь, с), и «отрицательную» дислока цию, представляющую собой зеркальное изображение дислокации поло жительной (образование «отрицательной» дислокации иллюстрируется рис. 2, d, e, / ).

Попытаемся установить, присутствовали ли такие дислокации в кри сталле д о начала скольжения или же возникли в п р о ц е с с е е г о распространения?

Рассмотрение приведённой выше схемы свидетельствует о том, что как до начала сдвига, так и nb окончании его, никаких дислокаций в решётке нет;

атомы располагаются строго правильным образом. Напра шивается заключение о том, что дис локация рождается в процессе сколь жения.

Далее Тейлор приводит, однако, атомную модель д и с л о к а ц и и в о т с у т с т в и и в н е ш н и х с и л (рис. 3).

Отсюда спедует, что дистокация является как будто бы устойчивым образованием, могущим существовать в решётке независимо от действия внешних сил.

В дальнейшем, на протяжении всей своей работы Тейлор оперирует понятием дистокаций, не говоря ни става о причинах и механизме их.

возникновения.

Лишь на одной из последних страниц мы находим фразу: «согласно данной теории кристалл одинаково идеален во всех направлениях;

можно поэтому предположить, что дислокации возникают на границе ичи внутри крисгалаа благодаря тепловому движению».

Всё выше сказанное свидетельствует о том, что «дислокационная»

гипотеза Тейлора. относится отнюдь не к реальному кристаллу, как это обычно принято считать, но к идеально правильной кристаллической рогшётке.

Приведённая на рио 3 «атомная модель» положительной дислокации состоит из трёх линейных цепочек атомов. При этом верхняя цепочка АВ сжата, нижняя CD—растянута, скольжение же осуществляется в сред ней атомной цепочке EF.

Число атомов, приходящееся на некоторый отрезок длины / в верх ней и нижней цепочках, неодинаково;

N атомам нижней цепочки отве ПРИРОДА ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ чает (-\-\) атом верхней цепочки. Дислокация эквивалентна, таким образом, атомному «нониусу».

Под схемой распределения атомов при наличии дислокации на рис. приведён отвечающий этому случаю график зависимости потенциальной энергии атомов средней цепочки Са, Cv С 3, Са от расстояний между ними. /О О О —О OS Потенциальные «ямки» (состояния, харак теризующиеся минимальными значениями энер гии) отвечают положениям равновесия атомов в кристаллической решётке.

Эгот график существенно отличается от графика потенциальной энергии атомов в от сутствии дислокации (ряс. 4), а именно:


1) не все атомы находятся здесь в одинаково устойчивых положениях равновесия (глубины потенциальных ямок в области дислокации отличны друг от друга);

2) кроме потен циа!ьных ямок, занятых атомами и отвечающих их устойчивым равновесным положениям, в решётке имеется дополнитель ная не занятая атомом потенциальная ямка 0, называемая Тейлором «цен ром дислокации».

§ 3. П о в е д ен и е ди с л о к а ц и й в к р и с т а л ч и ч е с к о й решётке Согласно Тейлору пластическая деформация осуществпяется путём п е р е м е щ е н и я д и с л о к а ц и й вдоль определённых кристаллографи ческих плоскостей и направлений.

Тейлор предполагает, что существует некоторая критическая темпе ратура TQ, выше которой дислокация может совершенно свободно пере мещаться вдоль плоскости скольжения даже при почнэм отсутствии внешних сил.

Это перемещение дислокации Тейлор представляет себе следующим образом: «в идеальном кристалле атомы должны оставаться в потенциаль ных ямках до тех пор, пока не будет достигнута некоторая температура, при которой они могут преодолеть потенциальные барьеры. При этой температуре атом Со может перескочить в ямку, занятую Су При более низких температурах атом не будет в состоянии подняться через потен циальный барьер между С о и Cv но сможет перескочить в ямку, отве чающую центру дислокации... Температуру, при которой один из двух центральных атомов (С1 либо С 2 ) может перескочить в вакантную цен тральную ямку 0, мы назовём Г о... » (рис. 3).

Тейлор считает далее, что освободившаяся при этом потенциальная ямка в свою очередь становится центром дислокации и «соседние атомы сами по себе непрерывным образом переходят в новые положения равновесия».

Перемещаясь вдоль птоскости скольжения, дислокация достигает поверх ности кристалла, на которой в результат? образуется выступ (рис. 2).

При этом одна часть кристалла оказывается смещённой относительно ругой его части на расстояние, равное постоянной решётки.

230.. КАССЕН-НЕКЛЮДОВА И Т. А. КОНТОРОВА После ухода дислокации кристаллическая решётка попрежнему остаётся идеально правильной.

Из всего сказанного выше следует, что если бы в кристалле при сутствовала всего лишь одна дислокация, то при температурах, лежащих выше То, предел упругости равнялся бы нулю (при температурах, ле жащих ниже То, он должен был бы иметь конечное значение).

Однако, при наличии в кристалле двух или большего чисаа дислокаций предел упругости при любой температуре отличен от нуля.

По мнению Тейлора, присутствие дислокаций должно вызвать упругие напряжения в кристалле. При отыскании закона распределения напряже ний Тейлор переходит от рассмотрения приведённой выше атомной мо дели кристаллической решётки к рассмотрению сплошной упругой среды.

Считая, что упругие напряжения вблизи «центра дислокации» очень велики, Тейлор предпопагает, что присутствие дислокаций в кристалле эквивалентно наличии потосги в непрерывной упру.гой среде.

В случае распространения положительной дислокации, приводящей к смещению на отре зок d в направлении положительной полуоси х, эта первоначально шарообразная полость дефор мируется, приобретая вид, изображённый HI рис. 5.

Задача о распределении напряжений вокруг полости подобной формы бьпа решена в своё. время Тимпе п. Последний показал, что составля ющие напряжения в точке, взятой на достаточно большом расстоянии г от центра плоскости 0, определятся соотношениями:

(22) где G — модуль сдвига. При сдвиге на расстояние d компоненты возни кающего напряжения прямо пропорциональны, таким образом, величине самого смещения., Соотношения (22), найденные Тимпе, Тейлор использует при рассмо трении того случая, когда в кристалле присутствует несколько дисло кационных центров одновременно.

Если в кристалле имеются две параллельные друг другу плоскости скольжения (расположенные перпендикулярно оси у) и в одной из них содержится, например, положительный центр дислокации Л, а в дру т о й — центр дислокации В, также положительный и смещённый отно сительно центра А в сторону положительной полуоси х, то согласно соотношениям (22) центр В должен смещаться вправо под влиянием скалывающего напряжения, создаваемого центром A (F в этом случае положительно).

ПРИРОДА ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ Два положительных центра дислокаций должны, таким образом, взаимно отталкиваться.

Что же касается двух центров разного знака, то они будут взаимно притягиваться (Fxy отрицательно) до _, _ ^а тех пор, пока между ним,и не уста новится равновесие, отвечающее случаю х = 0 (рис. 6). Одновременное суще ВО- ствование двух дислокапгй разног 0 г знака в одной и той же плоскости скольжения оказывается, следовательно, невозможным, так как они взаимно Рис. «нейтрализуются».

Законы взаимодействия «центров дислокации» формально сходны, как мы видим, с законами взаимодействия электрических зарядов.

§ 4. У с л о в и я возникновения сдвига. Предгл упругости Как мы уже отмечали, согласно Тейлору пластическая деформаци осуществляется путём перемещения дислокаций вдоль плоскостей сколь' жения.

Относительное смещение двух дислокаций разного знака может, од нако, стать возможным лишь тогда, когда мы преодолеем сичы «х взаим ного притяжения, т. е. только в том случае, когда к кристаллу будет приложено некоторое конечное усилие. Предел упругости должен быть, соответственно, отличен от нуля.

Если к кристаллу приложено скалывающее напряжение, действую щее в направлении положительной полуоси х, то согласно соотноше нию (22) положительная дислокация должна начать перемещаться слева направо вдоль плоскости скольжения, отрицательная же дислокация будет»

перемещаться в противоположном направлении (рис.- 6).

Если в кристалле присутствуют две дислокации противоположного знака, например, положитепьная А и отрицательная В, то относительное перемещение их будет продолжаться вплоть до установпения нового равновесного состояния, определяющегося условием Gdx (23) где h — расстояние между плоскостями скольжения,' содержащими дисло кацию (рис. 6).

приобретает максимальное значение при условии д;

= А, т. е.

Gd (24) При значениях внешнего напряжения, превышающих отлх, равновесие между дислокациями нарушается и они начинают смещаться- друг относи тельно друга. В результате вдоль плоскости скольжения происходит сдвиг.

Условие возникновения пластической деформации в кристалле, со держащем две разноимённых дислокации, имеет, таким образом, еле 232. В. КЛАССЕН-НЕКЛЮДОВА И Т. А. КОНТОРОВА дующий вид:

Величина —г представляет собой, следовательно, не что иное, как предел упругости данного материала.

Численное значение предела упругости оказывается, как мы видим, обратно пропорциональным расстоянию между плоскостями скольжения h.

Тейлор отмечает, что в силу этого обстоятельства одновременное сдвиго образование должно иметь место в наиболее удалённых друг от друга пло скостях скольжения. # Тейлор считает возможным одновременное присутствие в кристалле большого числа центров дислокаций. Каждый из таких центров дислока ций возникает благодаря тепловому движению;

поэтому места возникнове ния дислокаций в кристалле расположены совершенно произвольным образом. Распределение же самих дислокаций согласно Тейлору не может оставаться хаотическим благодаря наличию взаимодействия между дислокационными центрами. Это взаимодействие должно, по его мнению, приводить к созданию в кристалле правильной «решётки дислокаций», которая, в свою очередь, состоит из вдвинутых друг в друга двух дислокационных решёток;

одна из этих решёток содержит только «положительные», другая — только «отрицательные» центры дислокаций.

Подобная решётка изображена на рис. 7.

Приложение к кристаллу внешнего скалывающего {о "*••""*' /т^щт усилия вызывает смещение «положительной» решётки дислокаций относительно «отрицательной»- решётки.

Рис: 7 Подобно тому, как это было сделано выше для слу чая двух дислокационных центров, Тейлор находит распределение напряжений, возникающих при наличии решётки дисло каций, а также определяет п р е д е л у п р у г о с т и, представляющий собой в этом случае максимальное усилие, необходимое для того, чтобы преодолеть силу взаимодействия дислокационных решёток разного знака.

Окончательное выражение, определяющее предел упругости кристалла, имеет в этом случае следующий вид:

где d — постоянная кристаллической решётки, а и b — параметры ре шётки дислокаций, F — некоторая функция отнош ния ~.

Смещение положительной решётки дислокаций относительно отрица тельной решётки проявляется, как пластический сдвиг.

§ 5. У п р о ч н е н и е Согласно соотношению (26) предел упругости кристалла обратно про порционален параметру решётки дислокаций Ь. Но последний определяется числом дислокаций, уменьшаясь по мере его увеличения. Отсюда следует, ПРИРОДА ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ что предел упругости должен быть тем больше, чем больше число дис локаций в кристалле.

Тейлор полагает, что на начальной стадии деформации: «первые несколько дислокаций могут перемещаться через кристалл под действием бесконечно малого скалывающего напряжения. По мере деформации число дислокаций будет увеличиваться и среднее значение Ь будет уменьшаться.

В результате сопротивление сдвигу должно возрастать».

В теории Тейлора мы впервые встречаемся с попыткой объяснить явление упрочнения на сдвиг, представляющгг собой одну из намботее ' характерных черт пластической деформации кристаллических материалов.

§ 6. С в я з ь м е ж д у напряжением и деформацией Для того чтобы иметь возможность сопоставить полученные им резуль таты с опытными данными, Тайлор определяет далее теоретическую зависимость деформации образца от величины приложенного к нему извне скалывающего напряжения.

Относительное смещение двух параллельных плоскостей скольжения, находящихся на расстоянии h друг от друга, для простейшего случая прямоугольной решётки дислокаций определится как. hLd где L — общее расстояние, на которое возможно перемещение дислока ции вдоль плоскости скольжения, j d — постоянная кристаллической решётки, а — расстояние между соседними центрами дислокаций вдоль плоскости скольжения, b—расстояние между двумя соседними плос костями скольжения (рис. 6 и 7). Кристаллографический сдвиг s, определя емый как отношение величины Ь к расстоянию между плоскостями скольже ния h, запишется, таким образом, как *=-%• • (27) С помощью соотношения (26), определяющего предел упругэсти ма териата, Тейлор находит теоретическую зависимость s от :

или где k — константа, равная у -- · Теория Тейлора приводит к параболической зависимости между вели чиной деформации и извне приложенным к кристаллу напряжением.

!) Численное значение k определяется характером расположения дислокаци онных центров.

234.. КЛАССЕН-НЕКЛЮДОВА И Т. А. КОНТОРОВА Экспериментальные кривые растяжения для кристаллов кубической системы (А1, Си, Аи, Fe) действительно, как известно, могу"г быть аппроксимированы параболами достаточно точно.

Тейлор отмечает, что закономерность (29) относится лишь к темпе ратурам, превышающим критическую температуру То. В случае более низких температур предел упругости должен быть выше на некоторую величину От, равную усилию, необходимому для смещения первой дис локации (при температурах, лежащих выше То, как уже отмечалось, предполагается равным нулю).

§7. Учёт мозаичной структуры кристаллов Из соотношения (29) следует, что характер связи между деформа цией и напряжением зависит от величины L, представляющей собой согласно сказанному выше расстояние, на которое дислокация может ' свободно перемещаться вдопь плоскости скольжения.

Тейяор отмечает, что L нельзя интерпретировать как толщину кри сталлического образца в целом, так как из опыта хорошо известно, что вид кривой растяжения от размеров образца не зависит. В связи с этим он использует представления о мозаичной структуре 1 2 реальных кристал лов, предполагая, что длина свободного пробега дислокации L опреде ляется не пространственной протяжённостью плоскости сдвига, проходя щей через весь кристалл, но линейными размерами блока мозаики. Область стыка двух соседних блоков, по мысчи Тейлора, в большинстве случаев оказывается н е п о н и ц а е м о й для дислокаций, вследствие чего по следние должны тормозиться у границ блоков.

Определяя из экспериментальных кривых растяжения отношение ' а к Y~s~ и задаваясь величиной к [^см. (29)], ТейтОр вычисляет значе ния L для ряда металлов (см. табличку).

L*iM{k= 0,2) Эти значения L — того же порядка величины Металл (\0~* см), что и линейные размеры блоков мозаики согласно опытным данным Гёца 1 2, 5,3-10- А1 13 1 Страуманиса, Беляева *, а также Цвикки.

2,7-10-* Си Тейлор отмечает, что длина свободного 4,4-10-* Аи 1,7-10-* Fe пробега дислокации не всегда будет совпадать с размерами мозаичных -блоков, так как сте пень непроницаемости границ блоков должна зависеть от температуры кристалла, — по мере повышения температуры границы должны становиться всё более и более «прозрачными» для дислокаций.

Таким путём он получает возможность ввести в рассмотрение не учтён ное им ранее влияние температуры на процесс пластического течения.

Следует ожидать, что при высоких температурах L будет превышать расстояние между границами соседних блоков, постепенно приближаясь к нему по мере понижения температуры. Пользуясь экспериментальными данными Боаса и Шмида16, дающими связь между напряжением и дефор мацией кристачлов алюминия в интервале температур от—185° до 600°, Тейлор с помощью соотношения (29) вычисляет значения L, отвечающие ПРИРОДА ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ различным температурам. Оказывается, что L действительно убывает по мере понижения температуры, меняясь от 4,0· 10~ см при 600° до 1,8·10~* см при—185°. Расчёт показывает, что в случае А1 граница блоков мозаики должна стать почти полностью прозрачной при 480°.

Тейлор отмечает, что эта температура близка к температуре рекристал лизации алюминия.

§ 8. Т е х н и ч е с к и й предел упругости При рассмотрении механизма пластической деформации в идеально правильной кристаллической решётке Тейлор, как это было показано в § 4, определяет предел упругости как усилие, необходимое для того, чтобы вызвать относительное смещение двух дислокационных решёток противоположного знака.

Переходя к рассмотрению вопроса о пределе упругости реальных кристаллов, т. е. к опредеаению технического предела упругости, Тей лор отмечает: * 1. «Если бы наблюдаемый предел упругости действительно представ-' лял собой скалывающее усилив, необходимое для смещения отдельной дислокации в идеальном кристалле, то следовало бы ожидать резкого изменения предела упругости при изменении температуры»...

Опытные данные свидетельствуют, однако, о том, что при низких температурах предел упругости весьма слабо зависит от температуры.

2. «Наиболее тщательные исследования показывают, что для того, чтобы началась пластическая ( деформация, необходимо конечное скалываю щее усилие... Если центры дислокдций могут двигаться свободно \цаже в отсутствии скалывающих напряжений (при абсолютном нуле), то су ществование конечного предела упругости может быть объяснено лишь в предположении, что кристалл уже в своём исходном состоянии не сво боден от внутренних напряжений. Существование поверхностей раздела блоков мозаики вызывает возникновение внутренних напряжений в кри сталле».

Согласно данной теории эти напряжения препятствуют свободному перемещению дислокаций по кристаллу. Пластическое течение сможет начаться лишь тогда, когда приложенное извне скалывающее напряже ние превысит напряжения, существующие в кристалле благодаря его мозаинной структуре.

При вычислении" внутренних напряжений, действующих на границах разделов блоков мозаики, Тейлор предполагает, что каждый из блоков обладает идеальной кристаллической структурой, но что кристаллогра фические оси двух соседних блоков образуют друг с другом некоторый малый угол. Заменяя затем каждый из кристаллических блоков упругим континиумом/ Тейлор с помощью соотношений теории упругости вычис ляет скалывающие напряжения, действующие вблизи границ блоков мозаики.,»

Величина, по мысли Тейлора, и должна представлять собой нижнюю границу предела упругости. Технический предел упругости определяется им, таким образом, как скалывающее напряжение, действующее вдоль 236., КЛАССЕН-НЕКЛЮДОВА И Т. А. КОНТОРОВА плоскости скольжения и достаточное для преодоления «барьера внутрен них напряжений», обусловленного мозаичной структурой кристалла.

Для кристаллов меди оказывается равным 45 ZJJIM, для кристалл' в алюминия — 260 ZJMM.

Тейлор отмечает, что эти цифры весьма близки к экспериментальным значениям предела упругости Си и А1.

§ 9. З а к л ю ч е н и е Теория Тейлора, как мы уже это отмечали в самом начале настоящей главы, представляет собой первую попытку создания определённых пред ставлений о механизме распространения остаточной деформации в кристал лических телах.

Фактически она состоит из двух почти независимых друг от друга частей — теории пластического течения в идеально правильной кристал лической решётке и теории пластической деформации, относящейся к кристаллам, обладающим мозаичной структурой.

Нельзя не отметить ещё раз, что в первом случае автору удаётся:

1) установить теоретическое соотношение между деформацией и напря жением, находящееся в удовлетворительном согласии с опытными дан ными для некоторых металлов;

2) вычислить предел упругости идеально правильной кристаллической решётки;

3) дать формальное описание яв ления упрочнения.

Далее, при рассмотрении пластической деформации в реальных кристал лах качественно учтено влияние температуры на вид кривых деформа ций и на предел упругости материала и вычислен предел упругости при учёте мозаичной структуры. Численные его значения находятся в со гласии с опытными данными для меди и алюминия.

При этом в согласии с опытными данными вся теория в [целом по строена в предположении конечной скорости распространения пластической деформации в кристалле.

Совершенно очевидно, что теория Тейлора представляет собой боль шой шаг вперёд по сравнению с теорией Беккера-Орована.

Общим, ресьма существенным недостатком работы Тейлора является, однако, её чрезмерная искусственность и громоздкость, а также недора ботанность отдельных теоретических положений.

Мы попытаемся проанализировать некоторые из них.

1. Одной из наиболее характерных черт пластической деформации кристаллов является, как известно, кристаллографическая направленность процесса скольжения. Анизотропия пластического течения из теории Тей лора, однако, не вытекает. Тейлор лишь постулирует, что дислокации могут перемещаться вдоль некоторых определённых плоскостей, а т^акже в определённых кристаллографических направлениях.

2. Остаётся открытым весьма важный вопрос о скорости пластического течения1. В теории Тейлора не содержится никаких попыток её вычисле ния, вполне, между тем, возможного в рамках предложенной автором атомной модели дислокаций.

3. Представление Тейлора о существовании критической температуры Тп, ниже которой дислокация в отсутствии внешних сил не может свободно ПРИРОДА ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ" перемещаться по кристаллу, вызывает крайнее недоумение. Перемещение, дислокации в отсутствии внешних сил должно представлять собой обыч ный диффузионный процесс. Для диффузии никакой критической темпе ратуры, как мы знаем, не существует;

она идёт с конечной скоростью при любых, отличных от нуля, значениях температуры.

4. Специфическая особенность пластического течения — сопровожда ющее его упрочнение — по существу остаётся неОбъяснённой.



Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.