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 || 4 | 5 |

«Федеральное агентство по образованию Уральский государственный технический университет - УПИ имени первого Президента России Б.Н. Ельцина ...»

-- [ Страница 3 ] --

Т В результате обработки экспериментальных зависимостей (Т) на ЭВМ получены значения параметров парамагнитного состояния сплавов.

В частности концентрационная зави симость р представлена на рис. (кривая 3). Как видно из ленных результатов, зависимость р(х) имеет параболический характер (с минимумом при х=0,2) и проходит через нулевое значение р вблизи х=0,35.

Таким образом, изучение элек трических и магнитных свойств рас смотренных сплавов свидетельствует Рис. о возможности использования их в качестве резистивных и контактных материалов и часть из этих сплавов были рекомендованы для внедрения в промышленность в качестве именно таких материалов.

Влияние режима термообработки на электрические свойства сплава Н80ХЮД Ю.Г. Карпов ГОУ ВПО «Уральский государственный технический университет–УПИ», г. Екатеринбург Сплавы Ni-Cr являются одной из основных базовых систем, на осно ве которых создаются резистивные материалы в том числе и прецизион ные. Такие материалы используются в образцовых средствах измерения, в автоматических системах и приборах управления. Температурный коэф фициент сопротивления (ТКС) прецизионных резистивных сплавов в тем пературном диапазоне их эксплуатации не должен превышать 10-6К-1. Со противление не должно меняться со временем, кроме того, сплавы должны обладать хорошими пластическими и прочностными свойствами, позво ляющими изготавливать из них наитончайшую проволоку и фольгу.

К числу таких сплавов относится промышленный резистивный спла ва Н80ХЮД, имеющий состав 80 вес. % Ni и около 20 вес. % Cr. Прочие примеси в сплаве, среди которых основной является алюминий, не должны превышать нескольких весовых процентов. Свойства этого сплава доста точно сильно зависят не только от состава, но и от режима термообработ ки. Для получения оптимального сочетания механических и электрических свойств сплава необходимо подобрать режим его термообработки. Это и было целью настоящего исследования.

Пересыщенные нихромовые сплавы с добавками меди и алюминия, к которым относится сплав Н80ХЮД, представляют собой твёрдые раство ры никель-хром, в которых размещены частицы упорядочивающейся фазы Ni3Al, так называемой -фазы [1]. Величина частиц и их связь с основной матрицей зависит от температуры отжига закалённого сплава. Поскольку образование фазы Ni3Al происходит диффузионным путём и диффузия для никель – хромового раствора оптимальна при 5500С, то, следовательно, образование равновесных с матрицей частиц Ni3Al должно происходить при этой температуре. На температурной зависимости удельного сопро тивления закалённого сплава Н80ХЮД (рис.1) максимальное значение со противления наблюдается именно при 5500С.

Результаты измерения температурной зависимости удельного со противления отожжённого сплава Н80ХЮД, представленные на рис. 1, свидетельствуют об отрицательном значении его ТКС во всём температур ном интервале при сохранении достаточно высоких значений сопротивле ния. Механизм формирования такого состояния связан с образованием об ластей ближнего атомного порядка в сплаве (-фазы частиц Ni3Al), рас сеяние электронов на границе с которыми приводит к значительному со противлению. Кроме того, выделения -фазы вызывает значительные уп ругие напряжения на границах частиц -фазы с матрицей сплава, что соз даёт дополнительный вклад в электросопротивление [2]. При увеличении температуры сплава этот вклад в сопротивление уменьшается, что, воз можно, служит причиной низких и даже отрицательных значений ТКС.

Рис.1 Температурная зависимость удельного сопротивления сплава: 1 - Н80ХЮД в закалённом и 2 – отожжённом.

На основе существующих теорий электропереноса аномалия ТКС может определяться аномалиями тепловых колебаний атомов и особенно стями зонной структуры. Исследования эффекта Холла в сплавах, близких по составу к Н80ХЮД, показали, что с увеличением температуры число свободных носителей заряда в них возрастает.

Таким образом, с увеличением температуры увеличивается рассея ние электронов проводимости на фононах, что должно приводить к увели чению сопротивления, однако, одновременно с этим происходит увеличе ние числа свободных электронов, которое компенсирует увеличение со противления. Противоборство этих двух факторов, вероятно, и определяет низкие значения ТКС в отожжённых сплавах.

Для получения оптимальных значений электрических характеристик сплава - максимальное значение удельного сопротивления () и минималь ное значение ТКС () - необходимо было подобрать режим термообработ ки сплава. Результаты исследований в этом направлении представлены на рис. 2 и 3, а также в таблице.

, мкОм*м *105, К- 1.38 1. 1.36 -1. 1. 1. -2. t, час.

2 3 4 Рис. 2. Зависимости удельного сопротивления ( ) и ТКС () сплава от времени отжига при температуре 4600С, мкОм*м *105, К- 1.38 1. 1.36 1.34 -1. 1.32 -2. t, 0С 460 480 500 Рис. 3. Зависимости удельного сопротивления () и ТКС () сплава от температуры от жига в течение 4 часов В таблице приведены результаты дополнительных исследований по поиску оптимального режима термообработки этого сплава. Сопротивле ние и ТКС измерялись у отожжённых в этом режиме сплавов в интервале температур 20-1500С. Именно этот температурный интервал является «ра бочим» по условиям эксплуатации сплава.

Анализируя представлены результаты исследования, можно сделать вывод, что оптимальным режимом термообработки сплава Н80ХЮД для получения минимального значения его ТКС( 10-5 К-1) является закалка сплава от 9000С с последующим отжигом при температуре 4600С в течение 3-4 часов. Предлагаемый режим термообработки позволяет получить также неплохие механические характеристики этого материала – его прочность на истирание и пластичность.

Таблица Режим Закал. отжиг отжиг отжиг отжиг отжиг 4600 С 460 С 480 С 5000 С 0 5200 С термообработки 900 С 30 мин 2 часа 4 часа 4 часа 4 часа 4 часа, мкОм·м 1,22 1,30 1,30 1,33 1,35 1, ·10-5, К-1 +4,3 +0,9 ±0,2 -1,3 -2,3 -2, _ 1. Дей И.М., Казьмин С.П. Недорезов В.Г. Резистивные сплавы. Обзо ры по электронной технике./ И.М. Дей, С.П. Казьмин, В.Г. Недо резов [б.г.], 1976.89 с.

2. Агароник В.Я., Глезер А.М., Новосёлова Т.М. Изучение структурных превращений в высокоомных никельмолибденовых сплавах, легиро ванных ванадием и алюминием./ В.Я. Агароник, А.М. Глезер, Т.М.

Новосёлова. // ФММ. 1977. Т.44. Вып.4. С 796-805.

Расчет температурной зависимости удельного электросопротивления Np, Pu, Am и Cm Ю.Ю. Циовкин1, М.А. Коротин1, А.О. Шориков, В.И. Анисимов1, А.Н. Волошинский1,3, А.В. Лукоянов2, Е.С. Конева2, А.А. Повзнер2, М.А. Сурин ИФМ УрО РАН, г.Екатеринбург, 2УГТУ-УПИ, г.Екатеринбург МИРЭА, г.Москва Современные представления об электронных свойствах актинидов основаны на концепции скачкообразного изменения поведения электро нов незаполненной f-полосы металлов при переходе от более легких к бо лее тяжелым. Для легких актинидов (Th, U, Np) поведение электронов не заполненной f-полосы более соответствует металлическому или почти ме таллическому типу (коллективизированные электроны). Поведение же 5f электронов в Am, Cm, Bk, и Cf свидетельствует об их хорошей локализа ции. Особое переходное место в этом ряду занимает Pu, обладающий ком плексом уникальных физических свойств. Температурная зависимость электросопротивления (ЭС) демонстрирует отрицательный температур ный коэффициент в широком интервале температур [1] и квадратичное по ведение в области низких температур. Температурная зависимость ЭС NP, Am и Сm, напротив, имеет типичное металлическое поведение. В области низких температур у Np и Am (T) ~ T3-5, а при высоких температурах ЭС имеет небольшой положи тельный знак температурного коэффициента [1, 2, 3, 4]. Отметим, что бо лее поздние данные [1] для Np показали увеличение абсолютных значений ЭС при комнатной температуре на 20 % по сравнению с данными [2] при сохранении общего хода температурной зависимости ЭС. В случае Cm при низких температурaх (T) ~ T2 вплоть до точки Нееля и почти линейно возрастает при температурах, больше температуры Дебая, что характерно для антиферромагнетиков.

Являются ли эти металлы исключительными или же им присущи основные свойства переходных металлов? Каким образом переход от со стояния коллективизированных f-электронов к локализованным состояни ям сказывается на электропроводности этих металлов? Ответам на эти во просы и посвящается настоящая работа.

В отличие от традиционных методов расчета ЭС методом кинетиче ского уравнения в приближении слабого взаимодействия или использова ния модельных плотностей состояний, использование многополосного приближения когерентного потенциала для высоких температур позволяет учесть в вычислениях ЭС как индивидуальные особенности металлов через их плотности электронных состояний (ПС), так и произвольную величину интенсивности взаимодействия электронов с рассеивателями. Уравнения для определения когерентных потенциалов s (d) и f-электронов в случае рассеяния на фононах могут быть получены из требования строгой диаго нальности оператора сдвига и уширения одноэлектронных уровней в представлении основного состояния. Усреднение суммы ряда по фонон ным переменным проводится с помощью распределения Гаусса [5]. Чис ленное самосогласованное решение этих уравнений с учетом реальных ПС металлов позволяет определить сдвиг и уширение одноэлектронных уровней металлов, вычислить ПС при конечных температурах и, исполь зуя формулу Кубо, вычислить проводимость металлов. Эти уравнения фактически содержат единственный параметр теории – константу элек трон–фононного взаимодействия. Измерения теплоемкости [6] позволя ют оценить эту постоянную в 0,8 EF, что использовано в наших расчетах.

Непосредственные вычисления ЭС предваряются расчетами ПС fcc-Np, Pu, Am и Cm, выполненными в рамках LSDA + U + SO. Самосогласованные вычисления дают сильное расщепление J=5/2 и J=7/2 электронных со стояний Pu, Am и Cm, что позволяют правильно описать немагнитное ос новное состояние Pu (см. рис.1). ПС fcc – Np не имеет столь выраженного расщепления этих состояний и более соответствует ПС обычных переход ных металлов. Такое изменение характера кривых ПС при переходе от ме нее тяжелых к более тяжелым актинидам полностью соответствует отме ченному выше современному представлению. Вычисления показывают, что электрон – фононное взаимодействие приводит к заметному измене нию структуры ПС. С ростом температуры все тонкие особенности кривых ПС сглаживаются, исходные пики ПС исчезают. Ширина ПС с ростом температуры существенно увеличивается, так, что хвосты ПС становятся более заметными. Эти тенденции являются общими для всех металлов (см.

рис.1) Результаты численных расчетов температурной зависимости С чистых Np, Pu, Am и Cm, представленные на рис. 2 в сравнении с экспери ментальными данными, позволяют заключить, что эти металлы являются типичными представителями ряда переходных металлов. Причем ЭС чис того Pu не испытывает никаких аномалий. Отрицательный ТКС -Pu, обу словленный интерференционным механизмом рассеяния электронов про водимости на флуктуирующих фононах [5], проявляется только в разбав ленных сплавах Pu.

T=0K (a) Pu 16 T = 100 K T = 300 K 12 T = 500 K T = 700 K Density of states (states/eV atom) 16 (b) Am 16 (c) Cm -4 -2 0 2 4 Energy (eV) Рис.1. Изменение ПС металлов с ростом температуры Уменьшение же значений ТКС металлов обусловлено общей тенденцией уменьшения значений ПС на уровне химпотенциала металлов. Поэтому прямопропорциональный температуре рост ЭС этих металлов замедляет ся, и температурный коэффициент ЭС заметно убывает с ростом темпера туры. Отметим, что при низких температурах в Am различной чистоты наблюдается (T) ~ T3-5, причем с увеличением чистоты образца увеличи вается показатель при Т. Аналогичная ситуация хорошо известна для обычных переходных металлов, когда показатель степени возрастал до по мере увеличения чистоты металла. Скорее всего такая же зависимость будет получена и на чистом Pu, однако очистка этого металла сопряжена с рядом принципиальных трудностей.

Таким образом, в рамках единой модели проводимости с произвольной интенсивности рассеяния электронов проводимости, показано, что переход от коллективизированных к локализован ным состояниям 5-f электронов в рас смотренных актинидах не оказывает существенного влияния на темпера Рис. 2. Температурная зависимость турную зависимости ЭС этих металлов.

удельного электросопротивления Np, При высоких температурах все чистые Pu, Am и Cm. Жирные линии – актиниды демонстрируют типичную ме эскпериментальные данные таллическую температурную зависи мость ЭС.

Библиографический список 1. A.M. Boring and J.L. Smith, Los Alamos Sci. 26 90 (2000).

2. C.E. Olsen and R.O.Elliott Rhys. Rev. 139, A437, (1965).

3. W. Muller et all J. Low Temp. Phys. 30, 561 (1978).

4. R. Schencel, Solid State Comm. 23, 389 (1977).

4. Yu.Yu. Tsiovkin et all Rhys. Rev. B76, 075119 (2007).

5. J.C. Lashley et all. Phys. Rev. Lett 91, 205901 (2003).

Расчет температурной зависимости удельного электросопротивления сплавов -плутония Ю.Ю. Циовкин1, М.А. Коротин1, А.О. Шориков1, В.И. Анисимов1, А.Н. Волошинский1,3, А.В. Лукоянов2, Е.С. Конева2, А.А. Повзнер2, М.А.

Сурин ИФМ УРО РАН, г. Екатеринбург, 2УГТУ-УПИ, г. Екатеринбург МИРЭА, г. Москва Необычные магнитные и электрические свойства Pu, синтезирован ного более пятидесяти лет тому назад, до сих пор являются предметом ин тенсивных исследований и непрекращающихся научных споров. Лишь сравнительно недавно был достигнут существенный прогресс в понима нии природы основного состояния плутония [1]. Однако остается неяс ным, как с использованием этих данных объяснить наблюдаемую ано мальную температурную зависимость удельного электросопротивления (ЭС) -Pu – ~ T2 при низких температурах и ~ -a T при температурах, выше дебаевских [2], избегая использования искусственных и физически необоснованных моделей, сомнительного выделения магнитного вклада в ЭС или построения модельный плотностей состояний (ПС) электронов.

Большинство предшествующих теоретических подходов при расчете ЭС, основывалось на предположении что -Pu может рассматриваться как чистый металл. Но анализ эспериментальных данных показывает, что ве личина удельного вклада остаточного сопротивления в полное ЭС -Pu составляет 60 - 80 %, что позволят определить электрон - примесное рас сеяние как один из основных механизмов рассеяния электронов проводи мости в данных системах. Кроме того, отрицательный ТКС наблюдается либо в -Pu, стабилизированном легкими или напротив, очень тяжелыми металлами при температурах, выше температуры Дебая. Такая корреляция знака ТКС и параметров колебаний решетки указывает на существенное влияние фононной подсистемы на электронные свойства сплавов.

Следуя модели проводимости Мотта, рассмотрим систему s - f проводимости электронов, совершающих внутри и межполосные переходы в результате их рассеяния на случайно распределенных по узлам кристаллической р ре шетки электрических полях при высоких температурах. Соответствующий гамильтониан системы электронов имеет вид где El периодическая часть полной энергии электронов. Квантовое число l включает зонный индекс j (j=s,f) и волновой вектор k;

Rn -радиус- вектор n- го узла кристаллической решетки. Матричный элемент рассеяния где Vll'=Vll’A-Vll`B описывает и интенсивность электрон-примесного рассе примесного рассея ния периодическая часть этого взаимодействия включена El. Множитель (n)= B (n)cA- A (n)cB хаотически распределяет ионы компонент сплава по узлам кристаллической решетки, и A(B) (n)= 1, если узел n занят ионом и сорта A (B) и 0, в другом случае. Оператор Q_,l,l'(n) описывает интенсивность электрон-фононного взаимодействия в сплаве в линейном по смещению фононного приближении:

M_ и S_ (n) - масса иона и скорость звука в компоненте сплава, q0=|q|max а C_,l,l'-константа электрон -фононного взаимодействия.

константа фононного В случае рассеяния электронов проводимости на флуктуирующих фононах в сплавах качественные вычисл вычисле ния ЭС в двухполосной модели проводимости приводят к мости про пр стому качественному критерию отрицательного ТКС:

цательного где Re Gf (E_F) - реальная часть функции Грина f f-электронов на уровне Ферми. Использование табличных данных и этого крит крите рия в приближении дефекта масс позволяет качественно правильно определить большинство мета метал лов, в сплавах с кото которыми -Pu обладает отрицательным ТКС (рис.1).

Для детального анализа ЭС спл спла вов использовалось приближение коге-рентного рентного потенциала для многопо-лосной модели провод лосной проводи мости [4], позволяющее учит учиты вать изменения электронной ПС состояний сплава при повышении температуры и индивидуальные особенности компонент за счет включ включе ния в расчет полученных ab initio ПС чистых металлов.

Для детального анализа ЭС сплавов использовалось приближение коге рентного потенциала для многополосной модели проводимос-ти [4], по зволяющее учитывать изме-нения электронной ПС состояний сплава при повышении температуры и индивидуальные особенности компонент за счет включения в расчет полученных ab initio ПС чистых металлов.

Результаты численных расчетов температурной зависимости ЭС сплавов Pu95Al5 и Pu95Ga5, выполненных в указанных приближениях и представленыe в сравнении с экспериментальными данными на рис. 2, по казывают, что аномальная температурная зависимость ЭС -Pu обуслов лена интерференционным механизмом рассеяния электронов проводимо сти на флуктуирующих фононах сплавов. Уменьшение значения ПС на уровне Ферми сплавов, связанное с размытием исходной ПС сплава, хо рошо согласуется с имеющимися данными по температурной зависимости электронной теплоемкости [5] и магнитной восприимчивости [6,7] в об ласти высоких температур. Отметим, что в отличие от обычного электрон фононного рассеяния в сплавах, приводящего к зависимости ~ T3 при низ ких температурах, интерференция рассеяния электронов проводимости на примесях и фононах приводит к квадратичной зависимости ЭС от темпе ратуры [8].

Таким образом, в рамках единой модели проводимости с учетом ин терференционного рассеяния электронов проводимости на флуктуирую щих фононах удается полностью объяснить как низкотемпературный, так и высокотемпературный ход удельного ЭС разбавленных сплавов -Pu.

Библиографический список 1. S.Y. Savrasov et al Phys.Rev.Lett. 84,3670 (2000);

Nature 410, (2001) 2. A.M. Boring and J.L. Smith, Los Alamos Sci. 26, 90(2000);

S.S.Hecker and J.C. Martz ibib 3. Yu.Yu. Tsiovkin et al Rhys. Rev. B76, 075119 (2007) 4. M.B.Brodsky, Phys. Rev 137, A1423 (1965) 5. J.C. Lashley et al. Phys.Rev.Lett 91, 205901 (2003) 6. S. Meot-Reymond et al. 232, 119 (1996) 7. Yu. Pyskinov et al Phys.Rev B 71, 174410 (2005) 8. Ю.М. Каган А.П.Жернов ЖЭТФ, 50, 1107 (1966);

Н.Г. Шелушинина А.Н. Волошинский, ФММ 32 925 (1971);

ФММ 32, 1147 (1971) Неравновесные фазовые переходы и автоколебания тока и напряжения в почти ферромагнитном FeSi А.Г. Волков, А.Н. Черепанова, А.А. Повзнер, А.Г. Андреева ГОУ ВПО «Уральский государственный технический университет – УПИ», г. Екатеринбург Ранее нами были исследованы фазовые переходы полупроводник металл в почти ферромагнитных полупроводниках, возникающие в резуль тате явления саморазогрева [1]. При этом было показано, что выделение тепла, вследствие протекания тока, обусловливает возникновение положи тельной обратной связи между температурой образца, амплитудой терми ческих спиновых флуктуаций и плотностью тока в нем. Нагрев образца вследствие протекания электрического тока ведет к расщеплению элект ронных спектров во флуктуирующих обменных полях, к схлопыванию энергетической щели между валентной зоной и зоной проводимости и к лавинообразному увеличению числа носителей тока.

В настоящей работе рассматриваются возникающее при саморазо греве неравновесное состояние почти ферромагнитного полупроводника (ПФП), обусловленное тем, что скорость выделения джоулева тепла при пропускании электрического тока через полупроводник первоначально оказывается больше скорости его отвода. При этом из-за положительной обратной связи следует ожидать возникновение автоколебаний тока и на пряжения. Такое поведение наблюдается в полупроводниках и было теоре тически исследовано в [2]. Однако использованная в [2] модель справедли ва только для полупроводникового состояния, не позволяет исследовать автоколебания в непосредственной окрестности перехода полупроводник металл.

На основе результатов расчетов электронного спектра [3] и соотно шений, описывающих температурную зависимость амплитуды спиновых флуктуаций, спин-флуктуационную перенормировку плотности электрон ных состояний, условие электронейтральности ПФП [4.5], проведен чис ленный анализ нестационарного уравнения теплового баланса в случае Fe Si:

с dT dt = U 2 ((T T0 ) L ), Здесь с – удельная теплоемкость, - удельная теплопроводность, удельная проводимость образца, Т – внутренняя температура образца, Т 0 температура поверхности образца, L - поперечные размеры образца.

Численный анализ этой системы уравнений показал, что в окрестно сти электронного перехода полупроводник - металл в моносилициде желе за возникает бистабильное состояние, о чем свидетельствует (см.рис.1) гистерезис вольтамперной характеристики (ВАХ).

j, А/м 200K 100K 50K 70K U, В Рис.1. Вольтамперные характеристики почти магнитного полупроводника FeSi (над кривыми указаны соответствующие им значения температуры окружающей среды) Область бистабильности охватывает тот диапазон температур, кото рый соответствует непосредственной окрестности «схлопывания» запре щенной зоны FeSi. При этом следует отметить, что при значениях внешней температуры, отличающихся от температуры равновесного перехода, по лупроводник-металл более чем на 50 К бистабильность электронной под системы FeSi исчезает, о чем свидетельтвуе отсутствие гистерезиса зави симости тока от напряжения (см. рис.1).

Численные расчеты временной зависимости I (при фиксированном U) представлены на рис. 2. В отличие от результатов, полученных в [2], ав токолебания тока и напряжения в FeSi обусловлены переходами между ме таллическим (Eg=0) и полупроводниковым состояниями электронной под системы.

0. 0. I 0. 0. 0 200 400 600 800 S1 Рис. 2. Временная зависимость тока при Твнеш=95 К, U=0.11 В.

Следует особо подчеркнуть, что в отличие от моделей, использован ных в [2], возникновение автоколебаний в нестационарных условиях опи сывается с помощью системы уравнений, включающей уравнение теплово го баланса и уравнений, описывающих положительную обратную связь между флуктуирующими внутренними обменными полями ПФП и его электронной подсистемой. В работе [2] для создания положительной об ратной связи уравнение теплового баланса дополнялось уравнениями, опи сывающими изменение тока и напряжения, обусловленное подключением полупроводника к внешним источникам индуктивности и (или) электроем кости.

Рассмотренные нами автоколебания тока и напряжения связаны с ав токолебаниями чисел носителей тока, возникающих за счет колебаний энергетической щели между валентной зоной и зоной проводимости, обу словленные положительной обратной связью спиновых флуктуаций и электронной зонной структурой, вследствие расщепления электронного спектра флуктуирующими обменными полями.

Библиографический список 1. Волков А.Г. / А.Г. Волков, А.А. Повзнер, А.Г. Андреева, О.В. Ано шина // ФТТ, 44, 12 (2002).

2. Мелких А.В./ Автоколебания и устойчивость в некоторых теплофи зических и биофизических системах : дисс. д-ра физ-мат.наук.// Ека теринбург 2006.

3. Винокурова Л.И./ Л.И. Винокурова, А.В. Власов, Э.Т. Кулатов.

//Труды ИОФАН, 2, 4, 463 (1991).

4. Повзнер А.А, Волков А.Г., Баянкин П.В. // ФТТ 40, 8, 1437 (1998).

5. Шумихина К.А., Волков А.Г., Повзнер А.А. // ФТТ 45, 6, 996 (2003).

Эволюция спектров оптической проводимости манганитов лантана при легировании и разделении фаз Н.Н. Анохина, К.А. Шумихина, А.Г. Волков, А.А. Повзнер ГОУ ВПО “Уральский государственный технический университет - УПИ” kemal@kf.ustu.ru Исследуемые материалы относятся к сильно коррелированным сис темам с тесной взаимосвязью зарядовых, спиновых, орбитальных и кри сталлических (структурных) степеней свободы. Наибольший интерес пред ставляют соединения типа La3+1-xA2+xMnO3, где А двухвалентный щелочно земельный элемент (Са, Sr, Ba). Изменение концентрации х элемента А приводит к существенному изменению физических свойств манганитов, которое отражается в богатстве их фазовых диаграмм. Одной из сущест венных особенностей манганитов как сильно коррелированных систем яв ляется тенденция к расслоению на фазы. Под разделением фаз понимают сосуществование ферромагнитной проводящей и антиферромагнитной ди электрической фаз. Магнитные и зарядовые неоднородности оказывают значительное влияние на свойства манганитов. С разделением фаз, в част ности, связывают природу колоссального магнетосопротивления. Обычные электрические и магнитные методы исследования манганитов лантана да ют усредненные по образцу характеристики. Для изучения существенно неоднородных систем предпочтительны локальные методы, позволяющие анализировать отдельные составляющие неоднородной системы. Пред ставляют интерес и электронный аспект разделения фаз, т. е. проводимо сти «металлических» областей и изолирующей матрицы. Такую информа цию можно получить при исследовании оптических свойств. Основная идея использования оптических методов при изучении фазового разделе ния связана с различием оптического отклика от металлической и изоли рующей фаз.

В данной работе проводились исследования спектров оптического от ражения и проводимости La1-xCaxMnO3 0x0.975. Коэффициент отраже ние исследуемого образца определяется формулой R0 I R=, I где I – интенсивность света, отраженного от образца, I0 – интенсив ность света, отраженного от зеркала-эталона, R – коэффициент отражения для исследуемого образца;

R0 – коэффициент отражения для используемо го зеркала-эталона (0,98 для алюминия). Используя соотношение Крамер са-Кронига была рассчитана оптическая проводимость:

nk =, где n и k – показатели преломления и поглощения, которые связаны с ко эффициентом отражения соотношениями:

1 R 2R n=,, k= 1+ R 2 R 1+ R 2 R Электросопротивление всех исследуемых соединений имеет полу проводниковый характер в диапазоне температур (77-300) К. В системе с Ca для всех концентраций наблюдается активационная проводимость в па рамагнитной области, даже для состава La0.67Ca0.33MnO3. [1]. Переход в ферромагнитное состояние в La1-xCaxMnO3 сопровождается переходом к металлическому поведению при 0,2x0,45. Для x=0,1 нет перехода в ме таллическое состояние, несмотря на ферромагнитную компоненту 0. в намагниченности ниже 0. 100 K. Для x0,5 в системе с Ca 0. R 0. найдено неметаллическое основ 0. ное состояние. На рис. 1 показа 0. ны спектры отражения монокри 0. сталла LaMnO3 и поликристалла 0 5 10 15 20 25 30, µm La0.025Ca0.975MnO3. В спектрах от ражения отчетливо наблюдаются Рис.1. Спектры отражения LaMnO3 (1) две фононные полосы при = и La Ca MnO (2) 17,7 мкм (0,07 эВ) и = 27,3 мкм (0,04 эВ). Эти фононные полосы связаны с колебаниями ионов Mn-O в решетке. Перед фононными полосами в спек тре отражения нелегирован ного полупроводника на блюдается минимум.

Коэффициент отраже - опт, Ohm cm ния в этом минимуме для - LaMnO3 составляет не более 5%. Такое низкое отражение в данном минимуме свиде 0,04 0,06 0,08 0,10 0,12 0,14 0, E, eV тельствует об отсутствии (или очень низкой концен Рис. 2. Спектры оптической проводимости LaM трации) носителей заряда в nO3 (1) и La 0.025 Сa0.975 MnO 3 (2) при 293 К нелегированном полупро воднике. Из анализа кривой для La0.025Ca0.975MnO 3 следует, что легирова ние привело к увеличению отражения в этой области, т. е. и к увеличению числа свободных носителей заряда, что согласуется с работами по иссле дованию температурной зависимости поглощения La1-xCaxMnO3 различно го состава [2]. Для составов 0,1x0,8 при T TC наблюдается появление зонных носителей и соответствующая перестройка спектра. Для составов x0,4 поглощение возрастает, хотя сопротивление имеет полупроводнико вый характер, и поглощение такого образца должно было бы уменьшаться, а не расти. Рост поглощения при понижении T в окне прозрачности может быть вызван только поглощением свободными носителями заряда в от дельных областях в виде металлических капель в изолирующей матрице [2].

На рис. 2 приведена спектральная зависимость оптической проводи мости для монокристалла LaMnO3 и поликристалла La0.025Ca0.975MnO3 при 293 К, полученная при обработке спектров отражения по методу Крамер са- Кронига. На кривой () для нелегированного образца наблюдаются две полосы поглощения с максимумами при 0,06 эВ и 0,09 эВ. При заме щении лантана кальцием происходит незначительное понижение первого максимума и сглаживание второго.

Экспериментально наблюдаемые в манганитах особенности оптиче ских свойств и разделения фаз рассмотрены в рамках спин флуктуационной теории в s-d-модели Хаббарда и дополнительно учиты ваются наряду с гибридизационными эффектами спиновые флуктуации в системе сильно коррелированных электронов. Обнаружено, что легирова ние приводит к увеличению отражения, т. е. и к увеличению числа свобод ных носителей заряда, что согласуется с температурной зависимостью по глощения La1-xCaxMnO3 различного состава. Для составов 0,1x0,8 при T TC наблюдается появление зонных носителей и соответствующая пере стройка спектра. Для составов x0,4 поглощение возрастает, хотя сопро тивление имеет полупроводниковый характер, и поглощение такого образ ца должно было бы уменьшаться, а не расти. Рост поглощения при пони жении T в окне прозрачности может быть вызван только поглощением свободными носителями заряда в отдельных областях в виде металличе ских капель в изолирующей матрице. Аналогичный результат наблюдается в развитом в данной работе подходе, поскольку в этих условиях разброс электронных энергий на длине свободного пробега внутри объема флук туации оказывается малым и не приведет к их локализации. Вследствие че го состояние электронов внутри данного объема флуктуации будет метал лическим. Однако переход между объемами разных флуктуаций окажется невозможным из-за локализации электронных состояний в пограничном слое. Подобная ситуация и приведет к возникновению металлических ка пель, разделенных полупроводниковыми областями.

1. Okimoto Y., Katsufuji T., Ishikawa T., et.al. Phys.Rev.Lett. 1995.

vol.75. №1. p.109.

2. Лошкарева Н.Н., Сухоруков Ю.П. [и др]. // ЖЭТФ/ 2001. Т.119.

Вып.3. С.533.

Методика учета гомогенного ближнего порядка при расшифровке мёссбауэровских спектров Ф.А.Сидоренко ГОУ ВПО “Уральский государственный технический университет УПИ”, г. Екатеринбург Получено разложение вероятности кластерной фигуры, центрирован ной резонансным атомом, по корреляционным моментам возрастающих порядков для двухкомпонентного кристалла с ближним порядком гомо генного типа. На основе такого разложения предлагается схема расчета су перпозиционного локально-ядерного спектра с определением не только парных, но и многочастичных корреляций.

ВВЕДЕНИЕ Для интерпретации сложных Мёссбауэровских спектров (МС) исполь зуются разные процедуры. Один из продуктивных подходов связан с поис ком функции распределения резонансных ядер по одному или нескольким ключевым параметрам (сверхтонкое поле, квадрупольное расщепление, изомерный сдвиг) [1]. В этом случае вопрос о локальном окружении ядер, ответственном за получаемое значение параметра, выносится за рамки ма тематической процедуры.

В другом подходе [2 – 5], более близком к развиваемому в данном со общении, осуществляется поиск весов кластерных фигур, связываемых с подспектрами, суперпозицией которых представляется наблюдаемый спектр ядер исследуемого вещества. При этом, как правило, оказывается, что соотношение между получаемыми весами кластерных фигур не соот ветствует биноминальному распределению, определяемому только кон центрациями атомов ближайшего окружения резонансного ядра. В этом случае делается вывод о наличии какого-либо упорядочения в системе (дальнего или ближнего порядка) и определяется параметр такого упоря дочения.

Между тем, ближний порядок в кристалле, адекватно отражающий геометрию окружения резонансного ядра, а не только долю пар атомов AA, AB, BB, не может быть описан единственным параметром. Аналогичная проблема возникает и для кристаллических систем с неидеальным дальним порядком, так как атомы компонента в «чужой» подрешетке могут распо лагаться как хаотически (ближнего порядка нет), так и с корреляциями. В последнем случае говорят о ближнем порядке на фоне дальнего.

Возникает задача получения разложения вероятности появления кла стерной фигуры (так называемой корреляционной функции) по парамет рам ближнего порядка (корреляционным моментам) и осуществления про цедуры поиска корреляционных моментов вместе с определением пара метров подспектров.

1. РАЗЛОЖЕНИЕ КОРРЕЛЯЦИОННОЙ ФУНКЦИИ ПО КОРРЕЛЯ ЦИОННЫМ МОМЕНТАМ ВОЗРАСТАЮЩИХ ПОРЯДКОВ Следуя [6, 7], воспользуемся определением корреляционной функции (1) { } k P (i ) A k p B p = j, j = которая для задачи распределения k-p атомов сорта А и p атомов сорта В по узлам k-узельной кластерной фигуры имеет смысл вероятности её появле ния в конфигурации (i). Правая часть выражения (1) – среднее от произве дения параметров занятости j узлов j фигуры (i). Индекс соответствует символу элемента A или B в зависимости от того, какой атом занимает по A A зицию j. Параметр занятости j = 1, если узел j занят атомом A, и j = 0, если узел j занят атомом B.

Для получения искомого разложения используем также определение (i ) k корреляционного момента { } порядка k (2) k ( ), (i ) k { } = j j j = k pB p} k где { } = { A – совокупность k-p атомов сорта A и p атомов сорта B в конфигурации (i).

Среднее от параметра занятости j в правой части (2) представ ляет концентрацию атомов сорта в узле j, нормированную на единицу (атомную долю компонента ). В отсутствие дальнего порядка и микро доменов в кристалле следует положить (3) j = с, где с – доля атомов сорта в кристалле. Выражение (3) следует считать критерием гомогенности ближнего порядка. В случае упорядочения с об разованием подрешеток среднее от параметра занятости j имеет смысл атомной доли компонента для подрешетки, к которой принадле жит узел j. Дальнейшее рассмотрение ограничим случаем гомогенного ближнего порядка.

Перемножение круглых скобок в правой части (2) приводит к появ лению произведений параметров занятости от максимального числа со множителей k до минимального, равного нулю, в слагаемом, составленном из произведения k сомножителей, каждый из которых представляет атом ную долю одного из компонентов. В остальных слагаемых фигурируют произведения k-1, k-2,..., 1 параметров занятости, помноженных на произ ведение 1, 2,..., k-1 атомных долей компонентов. После усреднения правая часть (2) оказывается содержащей корреляционные функции, начиная с порядка k, до нулевого. При этом корреляционные функции порядка, ( s) (i). Самые меньшего k, относятся к всевозможным подфигурам «младшие» из подфигур (s) представляют всевозможные пары узлов. Сле дующие по старшинству подфигуры – всевозможные тройки, четверки уз лов и т.д. до фигуры (i) порядка k. Число эквивалентных подфигур в кон (s) фигурации (s), состоящих из q атомов A и r атомов B, обозначим aq,r.

Применяя выражение (2) для подфигур (s) всех порядков вплоть до k, и используя известное свойство знакопеременной суммы биноминаль ных коэффициентов (эта сумма равна -1), получаем искомое разложение корреляционной функции по моментам возрастающих порядков {Ak p B p }= (c A )k p (cB ) p + { } (4) k (c A )k p q (c B ) p r (i ) ( s ) ( s) q r a q, r A B P q+r =2 si Разложение (4) легко обобщается для трехкомпонентного кристалла:

k p l p l (5) P (i ) { Ak p l B p C l } = c A c B cC + q + r +t =k k p l q p r l t (s) a q, r, t ( s ) { A q B r C t } + cA c B cC q + r +t = 2 si Число независимых корреляционных моментов в двухкомпонентном кристалле оказывается равным числу неэквивалентных пар, троек, четвё рок и т.д. позиций, относящихся к фигуре (i). Это следует из тривиальной перестановочной инвариантности корреляционных моментов (2) и удобно го знакового соотношения (6) ( s ) { A n r B r } = ( 1) r ( s ) { A n } (0 r n), A B которое получается из очевидного равенства j c A = ( j c B ) и оп ределения (2).

Пример 1. В частном случае для пары атомов AB (это двухузельная фигура, k=2, p=1) корреляционная функция P{AB} представляет собой вероятность появления пары AB среди всевозможных пар атомов (включая AA и BB) на некотором фиксированном расстоянии. Выражение (1) в этом случае преобразуется к хорошо известному виду (7) P {A B } = = A B + { AB } = c A c B + { AB }.

j j = При этом в соответствии с (6) { AB} = { AA} = {BB}.

Пример 2. Вероятность появления пятиузельной плоской квадратной фигуры с атомом сорта A в центре (рис. 1), которая содержит четыре атома A и один атом B, с учетом трех парных корреляций и двух тройных в со ответствии с (4) и (6) дается выражением P{A4B} = cAcB + (3cAcB c3 ) ( pair1){AA + 2(cAcB c3 ) ( pair2){AA + 4 2 } } A A (8) + (c 2 c B c 3 ) ( pair 3) { AA} + 2(c A c B c 2 ) (three 1) { AAA} + (c A c B c 2 ) (three 2) { AAA} A A A A {A4B} и Рис.1. Пятиузельная кластерная фигура ( pair 3) обозначения для основных корреляционных момен ( pair 2) (three 2) тов. Три парных момента отмечены штрихпунктир ными линиями, два тройных – широкой штрихов ( pair 1) кой.

(three 1) 2. ТЕОРЕМА О МНОЖЕСТВЕННОСТИ КОРРЕЛЯЦИОННЫХ МОМЕН ТОВ И ЕЁ ЧИСЛЕННАЯ ВЕРИФИКАЦИЯ ДЛЯ КОНЕЧНЫХ СЕТОК Помимо связи между корреляционными моментами (6), определяе мой нормировкой суммы атомных долей на единицу, существуют и иные связи статистического происхождения. С помощью разложения (4) и соот ношения (6) доказывается теорема о множественности корреляций: если в идеальной бесконечной решетке с гомогенным ближним порядком имеют ся корреляции в расположении узлов разных типов, то число независимых ненулевых корреляционных моментов превосходит единицу. Опуская строгое доказательство этой теоремы, поставим вопрос о её применимости для конечной решетки.

Этот вопрос решался методом численного эксперимента. Осуществ лялась генерация сеток с гомогенным ближним порядком в распределении узлов двух типов и последующий анализ полученных сеток на предмет вы явления корреляций, помимо исходно заданных. Стартовые значения па раметров и результаты анализа сеток представлены в таблице 1. Из приве денных результатов следует, что задание ненулевого стартового значения одного корреляционного момента неизбежно приводит к другим корреля циям в конечной сетке.

Таблица 1. Результаты численного эксперимента по анализу двухкомпо нентных сеток с ближним порядком Входные данные Эксперимент №1 Эксперимент № Число узлов в сетке 300x300 300x Доля узлов A, cA 0,5 0, Число генераций 100 (pair 1)=0.05 (pair 3)=0. Стартовый корреляционный момент (pair 1)=0.049 ± 0.002 (pair 3)=0.050 ± 0. Результаты анализа сеток (pair 2)= 0.012 ± 0.002 (pair 1)= (three 1) = 0 (pair 2) = (pair 3) = –0.006 ± 0.001 (three 1)= 0.050 ± 0. 3. СХЕМА РАСЧЕТА СУПЕРПОЗИЦИОННОГО МС Расчетное значение интенсивности для сложного МС запишем в виде (8) n I calc ( ) = i P (i ) I i ( ) i Здесь i – коэффициент, учитывающий симметрию кластерной фигуры, центрированной резонансным ядром, и равный числу её эквивалентных конфигураций, P(i) –, как и ранее, вероятность появления кластерной фигу ры, Ii – математическая модель спектральной линии для резонансного ядра, центрирующего фигуру (i), n – число неэквивалентных кластерных фигур.

Построим функционал типа = I calc ( ) I ex ( ) (9), где I ex ( ) – массив экспериментальных данных, относящихся ко всем об разцам исследуемой серии. При этом сверхтонкие параметры следует ап проксимировать простыми полиномами первой-второй степени, перемен ными в которых являются числа атомов сорта B в окружении резонансного ядра для кластерной фигуры (i). Варьируемыми параметрами при миними зации функционала в этом случае являются коэффициенты названных полиномов, одинаковые для всей серии образцов, и корреляционные мо менты, различные для образцов разных составов.

Число учитываемых корреляционных моментов следует выбирать минимальным и увеличивать их набор только в том случае, если финишное значение функционала превосходит величину, допускаемую случайными погрешностями эксперимента.

Изложенная схема расчета МС 57 Fe в образцах фазы переменного состава -Fe1-x Si2 была апробирована в [8] и позволила определить кор реляционные моменты не только второго, но и третьего порядков. Успеш ное исследование ближнего порядка распределения вакансий в фазе VCx с использованием аналогичной процедуры обработки спектров ЯМР пред принято также в [9].

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ 1. Русаков В.С.//Известия РАН, Сер. Физ. 1999. Т. 63. № 7. С. 2. Башкиров Ш.Ш., Курбатов Г.Д., Махнев Е.С., Чистяков В.А.//ВАН СССР, Химия, 1975, т. 223, № 3, с. 3. Brummer A., Drager G., Mistol J.//Annalen der Phys. Folge 7, 1972, b.

28, R 2, p. 4. Losievskaja S.A.//Phys. Stat. Sol. (a), 1973,v. 16, № 2, 5. Овчинников В.В. Мессбауэровские методы анализа атомной и маг нитной структуры сплавов. – М.: ФИЗМАТЛИТ, 2002. – 256 с.

6. Каули Дж. Физика дифракции. – М.: Изд-во «Мир», 1979. – 432 с.

7. Матвеева Н.М., Козлов Э.В. Упорядоченные фазы в металлических системах. – М.: «Наука», 1989.– 248 с.

8. Sidorenko F.A., Geld P.V., Elner V.Ya., Ruzhenko B.V.//J. Phys. Chem.

Solids, 1982, V. 43, P. 9. Дмитриев А.В., Капусткин В.К, Плетнёв Р.Н., Губанов В.А., Зайну лин Ю.Г.//ФТТ, 1983, т. 25, № 1, с. Моделирование 2D-сеток с ближним порядком Сидоренко Ф.А., Черанёв М.В.

ГОУ ВПО “Уральский государственный технический университет УПИ”, г. Екатеринбург Представлялось интересным разработать и реализовать алгоритм ге нерации сеток с ближним порядком и проверить справедливость теоремы о множественности корреляций [*], строго доказываемой для бесконечного кристалла, для случая конечной (ограниченной) сетки.

Для генерации сеток использован следующий алгоритм: (1) с помо щью стандартного генератора случайного числа выбиралась произвольная ячейка сетки в которую ставился атом сорта А;

(2) по формулам, с учетом корреляционных моментов, вычислялась вероятность появления атома В в восьми соседних с атомом А ячейках;

(3) вычисленная вероятность про граммно реализовалась путем сравнения её со случайным числом [0,1];

(4) по достижении заданной концентрации атомов А оставшиеся пустые ячейки заполнялись атомами сорта В.

Учитываемые моменты представлены на рисунке:

1 – момент первой корреляционной сферы для пары атомов А-В.

’1 – момент второй корреляционной сферы для диаго нальной пары атомов А-А.

”1 – тройной момент для атомов А-А-А.

2 – момент третьей корреляционной сферы для атомов А-А.

При числовом моделировании генерировались плоские сетки 300х300 в количестве 100 штук с граничным условием самозамыкания. В первом эксперименте в качестве исходного задавался только момент 1=0.05, а во втором – только 2=0.05.

В результате получены данные, представленные в таблице.

Эксперимент №1 Эксперимент № ’1 = 0.012±0.002 1 = ”1 = 0 ’1 = 2 = -0.006±0.001 ”1 = 0.050±0. 1= 0.049±0.002 2= 0.050±0. Как видно из приведенных результатов эксперимента, действитель но, в конечной замкнутой решетке с гомогенным ближним порядком име ются корреляции в расположении узлов разных типов, и число независи мых корреляционных моментов превосходит единицу.

* Сидоренко Ф.А., Черанёв М.В., Плотников А.В. Множественность кор реляций в кристалле с гомогенным ближним порядком//Физические свой ства металлов и сплавов//Сборник тезисов докладов – Издательство УГТУ УПИ. Екатеринбург, 2001 г. С. СЕКЦИЯ 3. СТРУКТУРА И ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА МЕТАЛЛИ ЧЕСКИХ РАСПЛАВОВ Некоторые закономерности структурообразования быстрорежущих сталей БАРЫШЕВ Е.Е., БАУМ Б.А.,ЦЕПЕЛЕВ В.С., КОСТИНА Т.К.

Уральский государственный технический университет УГТУ-УПИ г.Екатеринбург При исследовании температурных зависимостей структурно чувствительных свойств жидких сталей в ряде случаев обнаруживается аномальное их поведение. Оно проявляется, например, в появлении гисте резиса, т.е. несовпадения политерм, полученных при нагреве и охлаждении расплава [1], или в немонотонном характере изменения свойств в узком интервале температур [2].

Природа этих явлений во многом продолжает оставаться нераскры той. Авторы работы [3] считают, что гистерезис вязкости в значительной степени может быть связан с загрязнением расплава неметаллическими включениями и кислородом при его взаимодействии с материалом тигля. В работе [4] на основании исследования образцов стали, отобранных из раз ных зон слитка, сделан вывод, что гистерезис вязкости во многом опреде ляется условиями формирования кристаллической структуры твердого ме талла.

Наиболее плодотворной представляется точка зрения, изложенная в работе [5]. В соответствии с ней появление гистерезиса на политермах структурно-чувствительных свойств вызвана неравновесностью строения многокомпонентных промышленных сталей. Внешнее воздействие на та кой расплав (повышение температуры, вакуумирование, перемешивание) способствует формированию более равновесной и однородной структуры жидкой стали, а следовательно, и изменению его структурно чувствительных свойств.

С целью дальнейшего изучения этого вопроса в данной работе вы полнено систематической исследование кинематической вязкости жидких быстрорежущих сталей ледебуритного класса: Р0М6Ф1, Р0М10Ф3, 10Р6М5, Р2М10Ф3, 10Р12М3Ф2К8, Р12М3Ф3К8, Р10Ь5Ф3К8, Р10М5Ф6К8. В качестве исходных образцов использованы порошки, полу ченные распылением жидкого металла сжатым азотом на установках НПО «Тулачермет». Измерения вязкости выполнены методом Швидковского [6]. Опыты проводили в атмосфере гелия в интервале температур от плав ления до 1750оС. использовали тигли из окиси бериллия.

Установлено, что ветвление политерм вязкости, полученных в режи ме нагрева и охлаждения образца, наблюдается лишь для сталей 10Р6М5 и Р0М6Ф1. Критические температуры, т.е. такие минимальные температуры, нагрев до которых приводит к появлению гистерезиса кинематической вязкости, составляют для этих марок сталей соответственно 1730-1750 и 1650-1670оС. При изучении других марок сталей оказалось, что нагрев их вплоть до 1750оС не приводит к закономерному гистерезису. В качестве иллюстрации на рис.1 представлены температурные зависимости кинема тической вязкости жидких сталей Р0М6Ф1 и Р0М10Ф3.

Рис.1. Температурные зависимости кинематической вязкости жидких сталей Р0М6Ф1 (а) и Р0М10Ф3 (б) Порошки быстрорежущих сталей изученных марок готовились при одинаковых температурно временных параметрах выплавки с использов температурно-временных использова нием, в основном, одних и тех же шихтовых материалов. Поскольку изм изме рения их кинематической вязкости осуществлялись в одних и тех же усл усло виях, наблюдаемое различие в характере полученных политерм не удается объяснить взаимодействием жидкого металла с материалом тигля или и материалом из менением содержания газов в процессе нагрева. Можно предположить, что наблюдаемое явление связано со следующими обстоятельствами.

Известно [7], что кристаллизация быстрорежущих сталей ледебури ледебурит ного класса сопровождается различными превращениями в жидко превращениями жидко-твердом состоянии. В работах [8,9] показано, что в зависимости от содержания л ле гирующих элементов процесс кристаллизации может претерпевать сущ суще ственные изменения. Анализ этого процесса для изученных марок сталей по методике, описанной в [9], показал следующее. Кристаллизация сталей 10Р6М5 и Р0М6Ф1, т.е. тех марок, при исследовании кинематической вяз кости которых обнаружен гистерезис, сопровождается следующими реак циями:

1. L – выделение первичных кристаллов -феррита.

2. L + – перитектическое превращение, протекающее на границе –феррит – расплав.

3. L L1 + К – выделение из оставшейся жидкости карбидов МС.

4. L1 + K - эвтектическое превращение.

Для других марок сталей представленная последовательность фазо вых превращений несколько отличалась. Эти различия заключаются либо в отсутствии перитектического превращения, либо в ином порядке протека ния реакций. Причем в этих случаях иной порядок процесса кристаллиза ции связан с изменением очередности перитектического превращения. Та ким образом, представленные результаты свидетельствуют о том, что по ведение кинематической вязкости жидких сталей определенным образом связано с процессами, протекающими при их плавлении и кристаллизации.

Механизм этой связи пока не ясен. Можно лишь предположить, что после расплавления исходного образца в области небольших перегревов над линией ликвидуса расплав характеризуется микронеоднородным строением, связанным с существенным различием в прочности связей ме жду одноименными и разноименными атомами. В частности, наличие в быстрорежущих сталях сильных карбидообразующих элементов – ванадия, молибдена, вольфрама, хрома – позволяет предположить, что в исходном расплаве существуют группировки типа MxCy. При достижении некоторой (критической) температуры эти комплексы полностью или частично рас падаются и при последующем охлаждении в том же виде не восстанавли ваются. Поэтому кинематическая вязкость подобных расплавов вблизи температуры ликвидус (рис.1а) оказывается повышенной. Расплав при этом находится в более однородном и равновесном состоянии по сравне нию с исходным.

Устойчивость карбидных группировок, а, следовательно, и процесс кристаллизации зависят от различных факторов. Так в работе [10] показа но, что на свойства стали Р6М5 определенное влияние оказывает состав шихты, температурный режим плавки стали и т.п. По-видимому, от устой чивости карбидных группировок зависит и механизм кристаллизации ста ли.


Это означает, что выплавка стали Р0М6Ф1 с нагревом выше крити ческой температуры должна приводить к существенному изменению меха низма процесса кристаллизации и, соответственно, - изменению количест ва и морфологии эвтектических карбидов.

Для проверки этого предположения проведены следующие опыты.

Образцы сталей Р0М6Ф1 и Р0М10Ф3 массой 0,03 кг нагревали в печи со противления в атмосфере гелия до разных температур (Тмакс). Время вы держки при Тмакс составляло 10 минут. Далее расплав охлаждали с посто янной для всех опытов скоростью (около 50оС/мин) до температуры 1450оС, выдерживали 1-2 минуты и кристаллизовали со скоростью 30оС/мин. В полученном таким образом литом образце изучали расстояние между вторичными ветвями дендритов (dII) и долю эвтектических карби дов (К). Значения этих величин в зависимости от температуры максималь ного нагрева расплава представлены на рис.2. Видно, что полученные за висимости для стали Р0М10Ф3 имеют монотонный характер, что согласу ется с полученным видом политерм кинематической вязкости (рис.1б). До ля эвтектических карбидов быстрорежущей стали Р0М6Ф1 при нагреве ее выше критической температуры резко уменьшается. В соответствии с ра нее изложенными выводами о влиянии температуры нагрева расплава на характер его кристаллизации это хорошо. Для проверки этого предполо жения проведены следующие опыты. Образцы сталей Р0М6Ф1 и Р0М10Ф массой 0,03 кг нагревали в печи сопротивления в атмосфере гелия до раз ных температур (Тмакс). Время выдержки при Тмакс составляло 10 минут.

Далее расплав охлаждали с постоянной для всех опытов скоростью (около 50оС/мин) до температуры 1450оС, выдерживали 1-2 минуты и кристалли зовали со скоростью 30оС/мин. В полученном таким образом литом образ це изучали расстояние между вторичными ветвями дендритов (dII) и долю эвтектических карбидов (К). Значения этих величин в зависимости от тем пературы максимального нагрева расплава представлены на рис.2. Видно, что полученные зависимости для стали Р0М10Ф3 имеют монотонный ха рактер, что согласуется с полученным видом политерм кинематической вязкости (рис.1б). Доля эвтектических карбидов быстрорежущей стали Р0М6Ф1 при нагреве ее выше критической температуры резко уменьшает ся. В соответствии с ранее изложенными выводами о влиянии температуры нагрева расплава на характер его кристаллизации это хорошо объясняется следующим образом. Распад карбидных микрогруппировок в результате нагрева стали выше критической температуры затрудняет их последующее образование при эвтектической кристаллизации, а, следовательно, способ ствует уменьшению их доли в литой стали.

Рис.2. Влияние температуры максимального нагрева расплава сталей Р0М6Ф1 (а) и Р0М10Ф3 (б) при выплавке на параметры структуры литого металла К – количество карбидов эвтектического происхождения;

Относительно монотонного снижения dII обеих сталей с повышением температуры, а также некоторого увеличения К (для стали Р0М6Ф1 при нагреве ниже критических температур) можно отметить, что эти явления не исключают предположения о некотором рафинировании расплава от неметаллических примесей в процессе его нагрева.

1. Установлено, что поведение кинематической вязкости жидких б бы строрежущих сталей определенным образом коррелирует с механизмом их кристаллизации.

2. Характер изменения кинематической вязкости в процессе нагрева и охлаждения расплава влияет на структурообразование литых образцов.

Работа выполнена при финансовой поддержке гранта Т02-05.1- министерства науки и образовании РФ и при частичной поддержке гранта № REC-005 Американского фонда гражданских исследований и развития для независимых государств бывшего Советского Союза (CRDF).

ЛИТЕРАТУРА 1. Состояние многокомпонентной металлической системы после фазового перехода кристалл-жидкость / Б.А.Баум, Г.В.Тягунов, Е.Е.Барышев, В.С.Цепелев //Расплавы. 1999. №5. С.32-43.

2. Термовременная обработка жидких сплавов и стали / Б.А.Баум, Г.В.Тягунов, Е.Е.Барышев, В.С.Цепелев// Сталь. 1996. №6. С.16-20.

3. Арсентьев П.П., Коледов Л.А. Металлические расплавы и их свойства.

М.: Металлургия, 1976. 375 с.

4. Влияние элементов на характер политерм вязкости расплавов железа / С.П.Бурмасов, Г.В.Бурлака, С.Г.Братчиков и др.// В кн.:Тезисы научных сообщений V Всесоюзной конференции по строению и свойствам метал лических и шлаковых расплавов. Ч.2. Свердловск. 1983. С. 81-83.

5. Равновесные и неравновесные состояния металлических расплавов/ Б.А.Баум, Г.В.Тягунов, Е.Е.Барышев, В.С.Цепелев /Фундаментальные ис следования физикохимии металлических расплавов // М., ИКЦ «Академ книга», 2002, С.214-228.

6. Установка для измерения кинематической вязкости металлических рас плавов/ Г.В.Тягунов, В.С.Цепелев, М.Н.Кушнир и др.// Заводская лабора тория. 1980. Т.46, №10. С.919-920.

7. Lempicka M. Segregacia weglikov w stalach szybkotuacuch przezuaczohych no nawzedzia ski awajace w swietle badah wlaznyd /Hutnik. 1976. №9. P.403 416.

8. Fredriksson H. The mechanism of the peritectic reaction in iron-base al loys/Met.science. 1976. №10. P.77-86.

9. Barkalow R.W., Kraft R.W., Goldstein J.I. Solidification of M2 high speed steel /Metal.Trans. 1972. V.3. №4. P.919-926.

10. Улучшение структуры и свойств быстрорежущей стали Р6М5 за счет регламентации температурного режима ее выплавки / Г.В.Тягунов, Г.А.Распопова, В.С.Цепелев и др. //Известия вузов. Черная металлургия.

1981. №10. С.96-99.

Исследование физических свойств радиационно – стойкой аустенит ной стали в конденсированом состоянии И.В.Вандышева, Т.К.Костина, В.В.Вьюхин, Е.Е.Барышев, Г.В.Тягунов, В.С.Неустроев, А.В.Шкляр Уральский государственный технический университет УГТУ-УПИ г.Екатеринбург Одним из наиболее эффективных путей влияния на стойкость мате риалов под облучением является термическая обработка металла в твердом состоянии. Воздействие температуры, времени выдержки и деформации приводит к созданию состояния металла, отличающегося микрострукту рой, составом и морфологией вторичных фаз. Радиационная стойкость в различных исходных состояниях определяется структурным состоянием металла. Однако, следует заметить, что возможно воздействовать на со стояние твердого металла еще на стадии подготовки расплава к кристалли зации, подбирая оптимальный температурно – временной режим его обра ботки. Режим высокотемпературной обработки расплава (ВТОР) разраба тывается на базе изучения физических свойств расплавов. Для целого ряда сталей и сплавов был установлен положительный эффект влияния ВТОР на состояние твердого металла и его служебные характеристики.

В радиационном материаловедении широко исследовалось влияние термомеханической обработки (ТМО) сталей и сплавов на их радиацион ную стойкость. На большом массиве образцов и изделий из различных сталей и сплавов в разных структурных состояниях было изучено влияние режимов аустенизации: температуры, времени выдержки, скорости охлаж дения;

степени деформации и температуры при которой проводили дефор мацию;

температуры старения и др. на радиационное распухание, структу ру и механические свойства различных сталей и сплавов.

Различные виды термообработки (ТО) способствуют формированию различного количества точечных дефектов (межузельные атомы и вакан сии), приводящих к созданию пресыщения по некоторым примесям, леги рующим атомам и вакансиям;

линейным и объемным дефектам кристалли ческого строения (дислокации, дислакационные петли, границы различно го типа, фазы, поры и др.). Одни виды ТО влияют в основном на создание линейных и объемных дефектов кристаллического строения, другие - на пересыщение по некоторым атомам и вакансиям.

Как показывают наши исследования, на структуру твердого металла, на распределение легирующих атомов, в зависимости от чего меняются физико-механические характеристики металла, можно влиять путем под бора различных режимов термо-временной обработки расплава. Результа ты этих исследований позволяют надеяться на возможность за счет подбо ра режима термо-временной обработки расплава повышения радиацион ной стойкости металлов и сплавов и достижения оптимальной структуры твердого металла.

В настоящей работе предполагается изучить влияние на радиацион ную стойкость аустенитной стали Х18Н10Т состояния расплава перед кри сталлизацией и разработать научнообоснованный режим термовременной обработки расплава.

Многочисленные исследования расплавов нержавеющих сталей пока зали, что из комплекса структурночувствительных свойств наиболее ин формативной для данного класса является кинематическая вязкость.

Вязкость,10,м /с 1300 1400 1500 1600 1700 t, C Вязкость,107,м2/с 1300 1400 1500 1600 t, C • -нагрев, -охлаждение Рис.1. Политермы кинематической вязкости образцов стали Х18Н10Т Поэтому для определения режима термовременной обработки расплава не ржавеющей аустенитной стали Х18Н10Т использовались именно темпера турные зависимости кинематической вязкости.

Проведены серии опытов с разной температурой нагрева расплава, однако режим охлаждения и все остальные параметры экспериментов со хранялись неизменными. Типичные температурные зависимости для кине матической вязкости показаны на рисунке.

На основе проведенных исследований предложен температурный режим обработки расплава перед кристаллизацией. Проведены опытные плавки: одна - по технологии, принятой в промышленности для данной марки стали: другая по опытной технологии с использованием предложен ного режима ВТОР. Из металла, соответствующих плавок подготовлены образцы для структурных исследований и механических испытаний по одинаковой схеме вырезки.

Теплофизические свойства низколегированных сталей Г.Ю. Стрелецкий, Г.В. Тягунов, Б.А. Баум, В.С. Цепелев, К.В. Бебенина ГОУ ВПО «Уральский государственный технический университет – УПИ», г Екатеринбург, ipml@mail.ustu.ru Развитие ряда отраслей промышленности сопровождается расшире нием применения низколегированных марок стали и повышением требова ний к качеству металла непрерывнолитых заготовок.


В данной работе проводились исследования теплофизических свойств сталей промышленного производства.

Отбор образцов металла для исследования производили в области зональной ликвации (осевая зона сляба), оказывающей негативное воздей ствие на свойства конечной металлопродукции.

Размеры поперечного сечения слябовых заготовок 250 х 1500 мм2.

Химический состав металла осевой зоны в % приведен в табл. 1.

Для изучения свойств сталей применили метод дифференциального термического анализа (ДТА), отличающийся универсальностью и высокой точностью определения исследуемых параметров.

Таблица Марка С Mn Si P S Cr Ni Cu Al N Nb Ti стали 13Г1С 0,13 1,29 0,4 0,01 0,00 0,01 0,02 0,03 0,04 - - У 5 6 6 3 3 3 12Г2С 0,13 1,46 0,3 0,01 0,00 0,01 0,01 0,02 0,01 - 0,03 Б 1 6 6 3 3 5 2 17Г1С 0,15 1,35 0,2 0,01 0,00 0,05 0,03 0,07 0,03 - - 1 8 9 5 4 17Г1С 0,19 1,21 0,4 0,02 0,01 0,03 0,02 0,04 0,04 - - 3 1 1 3 5 1 Исследовали температурный диапазон кристаллизации сталей, ха рактер выделения теплоты кристаллизации и температуру концентрацион ного переохлаждения. Перегрев металла над температурой ликвидус нахо дился в пределах 15-20 0С.

Измерения проводили при скорости нагрева и охлаждения, равной С/мин, что соответствует реальной скорости кристаллизации в конце зоны затвердевания сляба.

Полученные характеристики интервала кристаллизации расплавов – в табл. 2.

Обращают на себя внимание результаты по “концентрационному” переохлаждению. Видно, что с увеличением содержания углерода, переох лаждение расплава возрастает, за исключением стали 12Г2СБ, в состав ко торой входит ниобий. При содержании углерода 0,13 % «концентрацион ное» переохлаждение стали 12Г2СБ составляет 50 0С, т.е. как и у стали 17Г1С с углеродом 0,19 %.

Таблица Тл,0С Тс, 0С Марка стали интервал (Тл- концентрационное Тс), 0С переохлаждение, С 13Г1СУ 1515 1458 58 12Г2СБ 1527 1450 77 17Г1С 1517 1454 61 (С=0,15) 17Г1С 1520 1445 75 (С=0,19) Известно, что ниобий относится к сильно ликвирующим элементам, увеличивающим ликвацию углерода и вызывающим резко выраженное неоднородное его распределение. Полученные результаты свидетельству ют о большой роли химического взаимодействия ниобия в формировании неоднородной осевой зоны непрерывнолитого сляба.

Это обстоятельство показывает на необходимость расширения экс периментальных работ по определению активности элементов в низколе гированных сталях для накопления бльших знаний в этой области.

Структурные переходы в металлической жидкости как перколяционные явления О.А. Чикова, З.А. Истомина Уральский государственный технический университет – УПИ им.первого Президента России Б.Н. Ельцина, г. Екатеринбург Структурные переходы в жидких металлах могут быть интерпрети рованы как перколяционные явления. Теория перколяции - простейшая, но эффективная модель для описания фазовых переходов. Теория перколяции имеет дело с образованием связанных объектов в неупорядоченных средах.

Термин перколяция всегда использовался для противопоставления диффу зии: в случае диффузии мы имеем дело со случайным блужданием частицы в регулярной среде, в случае перколяции речь идет о регулярном движении в случайной среде. С точки зрения математика, теорию перколяции следу ет отнести к теории вероятности на графах. С точки зрения физика, перко ляция — это геометрический фазовый переход [1].

Рассмотрим обычный лист бумаги из тетради в клеточку. Закрасим часть клеточек черным цветом. Один из основных вопросов, на которые пытается ответить теория перколяции: при какой доле c p закрашенных квадратов возникает цепочка черных квадратов, соединяющая верхнюю и нижнюю стороны нашего листа? Легко сообразить, что для листа конечно го размера такие цепочки могут возникать при разных концентрациях. Од нако если размер листа устремить к бесконечности, то критическая кон центрация станет вполне определенной. Это строго доказано. Такую кри тическую концентрацию называют порогом перколяции. Если рассматри вать черные квадратики в качестве молекул, то образование цепочки моле кул, пронизывающей всю систему, соответствует образованию геля. Если полагать, что черные квадраты — это микротрещины, то образование це почки таких трещин приведет к разрушению, раскалыванию образца [1].

Одним из широко используемых алгоритмов для моделирования перколяционных процессов является алгоритм Хошена–Копельмана. Ю.Ю.

Тарасевич и Е.Н. Манжосова, используя данный алгоритм, с помощью па кета MATLAB провели моделирование коррелированной перколяции на кубической решетке [2]. Рассматривалась решетка типа NaCl, состоящая из узлов двух сортов: белых и черных (рис. 1).

Рис.1. Решетка типа NaCl, состоящая из узлов двух сортов: белых и черных [2] В случае полностью упорядоченного расположения узлов в решетке можно выделить «белую» подрешетку, т. е. кубическую решетку с белыми узлами, и «черную» подрешетку — кубическую решетку с черными узла ми. Если шахматный порядок в расположении узлов нарушен, то часть бе лых узлов может быть обнаружена в черной подрешетке, а часть черных узлов — в белой подрешетке. Обозначили через p вероятность обнаруже ния белого узла в черной подрешетке или, что то же самое, черного узла в белой подрешетке. При некотором критическом значении pс впервые поя вится цепочка белых узлов, пронизывающая систему от одной грани до противоположной.

Рис. 2. Зависимость среднего размера кластера S от величины p [2] Для определения порога перколяции рс можно, например, построить зависимость среднего размера кластера S от величины p (рис. 2). Пик соот ветствует порогу перколяции. В данном случае pc 0,146 [2].

Авторы данной работы предлагают модель обратимого структурного перехода в жидком металле от низкотемпературной структуры к высоко температурной. Предположим, что металлический расплав состоит из кла стеров с низкотемпературной и высокотемпературной структурой. Между химическим составом кластеров с низкотемпературной и высокотемпера турной структурой нет различия. Обозначим вероятность обнаружения кластера с высокотемпературной структурой на месте любого кластера с низкотемпературной структурой как р. При образовании перколяционного кластера, когда р=рс создаются благоприятные условия переноса той фи зической величины, которые определяются размером кластера (диффузия и вязкое трение). Согласно [2], pc0,146 (рис.2). Определим вероятность обнаружения высокотемпературного кластера на месте любого низкотем пературного кластера в случае структурного перехода в жидком металле от низкотемпературной структуры к высокотемпературной как концентрацию новой фазы при указанном структурном переходе р=m2={сV-cVH/cVK cVH}{S-SH/SK-SH}[5]. Первый сомножитель этой зависимости опреде ляет вероятность процесса зародышеобразования, второй – вероятность роста зародышей новой фазы. Произведение вероятностей этих двух неза висимых событий определяет вероятность перехода вещества из одной фа зы в другую. Таким образом, зная порог перколяции рс, можно оценить температуры прямого Т1 и обратного Т2 структурного превращения.

Авторы данной работы рассчитали температурные зависимости вяз кости расплава алюминия при нагреве и последующем охлаждении жидко го металла. В режиме нагрева образца рассчитывалась вязкость раствора расплава алюминия с низкотемпературной структурой в расплаве с высо котемпературной структурой, в режиме охлаждения – наоборот. Зависи мость вязкости системы от концентрации новой фазы и вязкости обеих фаз авторы определили на основе известного метода моделирования структуры неоднородных сред – метода элементарной ячейки. Для расчета вязкости раствора жидкого алюминия с низкотемпературной структурой в алюми нии с высокотемпературной структурой использовалась модель структуры неоднородной системы с взаимопроникающими компонентами:

2 (1 с )2 2с(1 с ) = 1 с + +, где с – решение уравнения с + с m2 = 2c 3 3c 2 + 1 и = 10-2[5]. Полученная температурная зависи мость вязкости обладает температурным гистерезисом: при одних и тех же температурах объемные концентрации новой фазы при увеличении и уменьшении температуры различны. Концентрации фаз на прямой и об ратной ветвях температурной зависимости вязкости авторы, следуя [5], вычисляли по формулам:

cV cVн S S н cV cVк S S к m2 = m2 = / // и.

cVк сVн S к S н cVн сVк S н S к Расчетные температурные зависимости вязкости расплава алюминия в ре жиме нагрева и последующего охлаждения представлены на рис. 3. В рас чете были использованы справочные данные о температурных зависимо стях удельной теплоемкости и энтропии жидкого алюминия [3]. В резуль тате расчета авторы теоретически определили температуры прямого Т1 и обратного Т2 структурного превращения для расплава алюминия: Т1=8500С и Т2=9400С. [4].

Расхождение температурных зависимостей вязкости расплава алю миния, отвечающих режимам нагрева и охлаждения (гистерезис), наблю далось на опыте [4](рис. 4). По результатам вискозиметрического экспери мента получено Т1=760 0С и Т2=980 0С. Гистерезис температурных зави симостей вязкости расплава алюминия авторы [4] также объясняют нали чием прямого и обратного структурного перехода в жидком металле и ис пользуют термины «низкотемпературная» и «высокотемпературная»

структура расплава.

Рис. 3. Результат расчета кинематической вязкости расплава алюминия( - охлаждение;

х – нагрев) Рис. 4. Опытные политермы кинематической вязкости (v) расплава алюминия (+ - ох лаждение;

– нагрев) [4] Библиографический список 1. Тарасевич Ю.Ю. Перколяция: теория, приложения, алгоритмы. / Ю.Ю. Тарасевич // М. : Едиториал УРСС, 2002. 112 с.

2. Тарасевич Ю.Ю. Решение задач теории перколяции с помощь пакета MATLAB./ Ю.Ю. Тарасевич, Е.Н. Манжосова // Экспонента про. 2004, №2(6) с. 22-26.

3. Свойства элементов: справ. изд. в 2-х кн. / Под ред. М.Е. Дрица.

М. : Издательский дом «Руда и металлы», 2003. 448 с.

4. О структурных превращениях в жидком алюминии./ Ю.А. Базин, В.М. Замятин, Я.А. Насыйров., А.В. Емельянов // Изв. Вузов. Черная металлургия. 1985. №5 - с. 28-33.

5. Дульнев Г.Н., Новиков В.В. Процессы переноса в неоднородных сре дах. / Г.Н. Дульнев, В.В. Новиков. // Л. : Энергоатомиздат, 1991 - с.248.

Влияние состояния расплава на процесс кристаллизации и структуру сплава Al-21 % Si Т.К. Костина, И.В. Вандышева, Е.Е. Барышев, А.Ю. Ковин, Л.А. Дружи нина Уральский государственный технический университет – УПИ им.первого Президента России Б.Н. Ельцина, г. Екатеринбург Заэвтектические алюминиевые сплавы по сравнению с доэвтектиче скими композициями обладают рядом преимуществ: повышенной жидко текучестью, обеспечивающей получение тонкостенных и сложных по кон фигурации отливок;

сравнительно небольшой литейной усадкой;

умень шенной склонностью к образованию горячих трещин. Кроме того им свой ственны высокая жаропрочность, твердость и износостойкость. В связи с этим такие сплавы широко используется при производстве поршней и дру гих ответственных деталей двигателей, работающих при повышенных температурах. Основным их недостатком являются грубая структура, обу словленная выделениями первичного кремния в виде крупных включений большой твердости, неравномерно распределенными в металлической ос нове. Как следствие, снижаются механические свойства и обрабатывае мость отливки, а также ухудшается внешний вид готовых изделий [1].

Одним из наиболее простых и доступных приемов управления структурой слитка и отливки явля ется использование научно обосно ванных режимов термовременной обработки расплава, предусматри вающих оптимизацию температур но-временных параметров плавки, порядка ввода легирующих элемен тов, скоростей нагрева и охлажде Рис.1. Влияние температуры нагрева рас ния жидкого металла, что позволя плава на вид политерм кинематической ет направленно регулировать вязкости сплава Al-21 % Si структуру расплава перед кристаллизацией, влиять в заданном направле нии на процесс затвердевания и как следствие, качество металлопродукции [2].

В связи с этим изучены температурные зависимости кинематической вязкости двойного сплава Al-21 % Si в жидком состоянии. При незначи тельном перегреве расплава после плавления его вязкость монотонно сни жается, при этом политермы нагрева и охлаждения совпадают (рис.1).

Дальнейшее повышение температуры приводит к появлению вблизи тем пературы аномалии излома на зависимости (t), при этом вязкость распла ва с ростом температуры резко понижается (рис.1). При достижении кри тической температуры на политерме вновь наблюдается излом. Даль нейшее увеличение температуры уже не изменяет характера политермы.

Последующее охлаждение расплава приводит к ветвлению политерм, ве личина скачкообразно возрастает.

Основываясь на результатах исследований предлагаем следующий механизм влияния температуры на структуру жидкого металла. После рас плавления жидкий заэвтектический алюминиевый сплав во многом насле дует черты структуры, присущей твердому металлу. Кроме металлической матрицы - раствора кремния в алюминии с составом, близким к эвтектиче скому, в расплаве могут присутствовать и микрогруппировки, имеющие более сложное строение. Вероятнее всего, в их центре находятся как недо растворившиеся частицы кремния, так и кремниевые микрогруппировки.

Снаружи они окружены оболочкой из кластерных образований Al-Si с до вольно высоким содержанием кремния. При нагреве расплава от плавления до первой аномальной температуры происходит обратимое плавное раз рушение оболочки. При охлаждении расплава, максимальная температура нагрева которого не превышала tан1, происходит обратный процесс - фор мирование кластерной оболочки.

Повышение температуры выше аномальной сопровождается посте пенным растворением кремния. Нагрев расплава выше критической темпе ратуры приводит к полному растворению кремниевых частиц, при этом расплав становится микрооднородным. В ходе охлаждения такого расплава образующиеся равновесные микрогруппировки имеют иное строение и меньшие размеры. Об этом свидетельствуют и различия в значениях кине матической вязкости расплава перед кристаллизацией.

Структура сплава АК21 в литом состоянии состоит из частиц пер вичного кремния, имеющих, как правило, ограненную форму, и эвтектики - Al + Si. Рассмотрим влияние технологии подготовки расплава на струк туру твердого металла. В образце, нагретом в ходе плавки ниже критиче ской температуры, частицы первичного кремния имеют в основном непра вильную, грубую, сложно разветвленную морфологию. Кроме того они не равномерно распределены по объему (рис.2а). Эвтектический кремний вы деляется в виде частиц вытянутой или округлой формы.

В литом образце, предварительно нагретом выше критической тем а б пературы, частицы первичного кремния распределены равно мерно, имеют как вытянутую так и глобулярную формы (рис.2б).

Хотя количество первичного кремния не изменяется, однако размеры частиц уменьшаются на 10-15%, существенно повышает ся однородность их распределе Рис.2. Влияние температуры максималь ния по размерам. Количество и ного нагрева расплава при выплавке на размеры эвтектического кремния его структуру в литом состоянии:

практически не изменяются, од а – нагрев ниже температуры аномалии;

б нако в структуре часто встреча – нагрев выше критической температуры ются частицы сложной разветв ленной формы.

Таким образом, перевод расплава в равновесное микрооднородное со стояние в ходе его нагрева выше критических температур приводит к су щественному изменению механизма затвердевания и, следовательно, к из менению количества и морфологии первичных и эвтектических фаз.

На основании проведенных исследований можно сделать следующие выводы.

1. Сплав Al-21 % Si после расплавления характеризуется существен ной микронеод-нородностью. При изучении политерм кинематической вязкости расплава выявлены температуры структурных превращений при нагреве и охлаждении. Нагрев расплава до температур выше критических способствует переводу расплава в гомогенное микрооднородное состоя ние.

2. Установлена взаимосвязь между жидким и твердым состояниями для сплава Al-21 % Si. Нагрев расплава выше температур структурных из менений способствует более однородному распределению структурных составляющих по объему литого металла.

1. Галдин Н.М., Чернега Д.Ф., Иванчук Д.Ф. и др. Цветное литье:

справочник. / Н.М. Галдин, Д.Ф. Чернега, Д.Ф.Иванчук и др. М. :

Машиностроение, 1989. 528с.

2. Термовременная обработка жидких сплавов и стали / Баум Б.А., Тя гунов Г.В., Барышев Е.Е., Цепелев В.С. Сталь. 1996. № 6. С. 16-20.

Вязкость неоднородного расплава как коэффициент переноса в неоднородной среде О.А. Чикова, Н.А. Зайцева Уральский государственный технический университет – УПИ им.первого Президента России Б.Н. Ельцина, г. Екатеринбург Измерение вязкости является одним из наиболее распространенных косвенных способов исследования структурного состояния металлической жидкости. Эксперимент, как правило, проводится в режиме нагрева и по следующего охлаждения образца. Считается, что расхождение темпера турных зависимостей вязкости в режимах нагрева и охлаждения (гистере зис) свидетельствует о необратимых изменениях в структуре жидкого ме талла. При этом температуру Тгом, отвечающую необратимому изменению структурного состояния расплава, определяют по началу высокотемпера турного совпадающего участка температурных зависимостей вязкости. На рис.1 представлены усредненные политермы кинематической вязкости () образцов чугуна серийной плавки, содержащего 3,5 в.% С, (1,67…2,63) в.% Si, 0,2 в.% Mn, (0,05…0,06) в.% Cr, (0,06…0,07) в.% Р, 0,03 в.% S, 0,01в.% Mg [1]. Кривые (t) характеризуются наличием гистерезиса. Вязкость ис ходного расплава ниже, чем перегретого. Это значит, что в исходном рас плаве кроме включений не растворившегося графита содержатся крупные комплексы разноименных атомов, не только типа FeSi, FeMn, FeCr, но и значительно более сложные. Главное, что сильные межатомные связи ло кализованы внутри этих комплексов и не оказывают влияние на взаимное перемещение последних, иначе говоря, не принимают участие в вязком те чении. В ходе нагрева образца данные комплексы диссоциируют. Судя по виду политерм, эти процессы начинаются при 1400 0С, но завершаются при температуре не ниже 15300С. Лишь нагрев до этой температуры и вы ше приводит при последующем охлаждении к максимальному расхожде нию политерм нагрева и охлаждения. Не исключено, что при таких пере гревах образуется истинный раствор углерода и других элементов в желе зе. Если расплав чугуна нагреть до температур ниже 15300С, то раскрытие гистерезиса оказывается меньшим. Это значит, что не все сложные атом ные комплексы распались. Атомы углерода оказываются связанными в них или во включениях графита.

Рис. 1. Усредненные политермы кинематической вязкости () образцов чугуна серийной плавки(-нагрев;

-охлаждение) [1] Все многообразие наблюдаемых на опыте аномалий на температур ных зависимостях вязкости жидких металлических сплавов с различным типом диаграмм состояния можно свести к трем основным видам:

1. Скачок вязкости в режиме нагрева, означающий переход на темпе ратурную зависимость с другими параметрами, сопровождающийся либо понижением, либо повышением вязкости (рис. 1, политерма охлаждения).

2. Излом на температурной зависимости вязкости в режиме нагрева, также приводящий к переходу на температурную зависимость с други ми параметрами (рис. 1, политерма нагрева).

3. Аномальный ход политерм (повышение вязкости с ростом темпера туры) либо при низких температурах, либо высоких перегревах.



Pages:     | 1 | 2 || 4 | 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.