Объемные наноструктурные металлические материалы: получение, структура и свойства - Валиев Р.З., Александров И.В.

Автор: Валиев Р.З. Александров И.В.

Теги: испытания материалов товароведение силовые станции общая энергетика свойства и структура молекулярных систем химия высокомолекулярных соединений полимеры машиностроение металлические конструкции монография нанотехнологии физика твердого тела

ISBN: 978-5-94628-217-8

Год: 2007

Похожие

Нанокристаллические материалы: методы получения и свойства

Физические свойства кристаллов и их описание при помощи тензоров и матриц

Физика твердого тела. Часть 2

Физика твердого тела. Часть 1

Текст

ИКЦ «АКАДЕМКНИГА:
РЗ. ВАЛИЕВ, И.В. АЛЕКСАНДРОВ

ОБЪЕМНЫЕ
НННОСТРУ ИГОРНЫЕ
МЕТПППИЧЕСКИЕ
И (ПЕРИОДЫ

ПОЛУЧЕНИЕ, СТРУКТУРА И СВОЙСТВА

МОСКВА
ИКЦ «АКАДЕМКНИГА»
2007
УДК 620.186.4+539.23+539.216.1
ББК24.7

В 15

Издание осуществлено при поддержке

Российского фонда фундаментальных исследований по проекту № 02-03-46005

Рецензенты: д-р физ.-мат. наук, проф. В.Г. Путин;

д-р физ.-мат. наук, проф. Ю.Р. Колобов

Валиев Р.З., Александров И.В.

Объемные наноструктурные металлические материалы: получение, структура
и свойства. — М.: ИКЦ «Академкнига», 2007. — 398 с.: ил.

18ВИ 978-5-94628-217-8

Монография посвящена вопросам получения, исследования структуры и свойств
объемных наноструктурных материалов. Большой интерес к этой новой научной тематике
связан с обнаружением уникальных физических и необычных механических свойств
наноструктурных материалов и перспективами их широкого практического применения.
Особое внимание в монографии уделено объемным наноструктурным металлическим
материалам, полученным методами интенсивной пластической деформации, где многие
пионерские разработки были выполнены при непосредственном участии авторов.

Предназначена для специалистов, занимающихся проблемами физики и механики
твердых тел, созданием новых материалов, может быть использована как учебное пособие
для студентов и аспирантов соответствующих специальностей.

18ВИ 978-5-94628-217-8

© Р.З. Валиев, И.В. Александров, 2007
©ИКЦ «Академкнига», 2007
В настоящее время большое внимание специалистов, занимающихся созда-
нием и исследованием новых материалов, — физиков, материаловедов, механиков —
привлекают наноструктурные материалы [1—5]. Эти материалы обладают уникаль-
ной структурой и свойствами, многие из которых имеют непосредственный практи-
ческий интерес. Наноструктурным материалам часто соответствуют измененные
фундаментальные, обычно структурно-нечувствительные характеристики, такие как
упругие модули, температуры Кюри и Дебая, намагниченность насыщения и др. Это
открывает перспективы улучшения существующих и создания принципиально новых
конструкционных и функциональных материалов.

К наноструктурным материалам, согласно терминологии, принятой международ-
ным журналом «Наноструктурные материалы» — «№по$1гисШгес! Ма1епа18», относят
кристаллические материалы со средним размером зерен или других структурных еди-
ниц менее 100 нм. Существуют различные виды таких материалов. По геометричес-
ким признакам их можно разделить на нуль-мерные атомные кластеры и частицы,
одно- и двухмерные мультислои, покрытия и ламинарные структуры, трехмерные
или объемные нанокристаллические и нанофазные материалы [6].

Данная монография посвящена исследованию объемных наноструктурных мате-
риалов, их получению, особенностям структуры и свойствам. Важной характеристи-
кой объемных наноматериалов является однородность структуры и свойств в различ-
ных сечениях, даже если образцы (заготовки) имеют большие геометрические
размеры. Другими параметрами, наряду со средним размером зерен-субзерен, явля-
ются распределение зерен по размерам, их равноосность, наличие преимущественно
большеугловых границ (см. гл. 4). Все эти параметры определяют требования к раз-
работке объемных наноматериалов.

После пионерских работ в начале 80-х годов прошлого столетия Г. Гляйтера с со-
трудниками [1, 7, 8], И.Д. Морохова с соавторами [9], продемонстрировавших воз-
можность синтеза объемных наноматериалов, в последующих исследованиях выра-
ботаны два основных подхода к их получению. Первый подход, так называемый
«снизу вверх» («ЬоПот-ир арргоасЬ»), включает компактирование порошков, кото-
рые, однако, получают разными способами. Среди них ультрадисперсные порошки,
полученные газовой конденсацией в атмосфере инертного газа [1,6] или плазмохи-
мическим методом [9], аэрозольным [10] и химическим синтезом [11], а также из-
мельчением порошков в шаровой мельнице [2, 12], и др. Некоторые из этих методов
были успешно использованы для создания объемных наноструктурных материалов.
Это, прежде всего, газовая конденсация с последующим компактированием [1] и об-
работка порошков в шаровой мельнице с последующей консолидацией [2, 12]. Дан-
ные методы явились основой многочисленных исследований структуры и свойств
нанокристаллических и нанофазных материалов. Вместе с тем до сих пор существу-
ют проблемы в развитии этих методов, связанные с сохранением некоторой остаточ-
ной пористости при компакгировании, загрязнением образцов при подготовке по-
рошков или их консолидации, увеличением геометрических размеров получаемых
образцов, практическим использованием данных методов.
Второй подход, получивший название «сверху вниз» («1ор-до\уп арргоасй»), вклю-
чает методы обработки, использующие формирование наноструктур в массивных
кристаллических образцах и заготовках путем измельчения их микроструктуры до на-
норазмеров, с применением интенсивной пластической деформации (ИПД) [3, 13]
или взрывной обработкой. Хорошо известно, что путем значительных деформаций
при низкой температуре, например в результате холодной прокатки или вытяжки
[14—16], можно очень сильно измельчить структуру металлов. Однако полученные
структуры являются обычно ячеистыми структурами или субструктурами, имеющи-
ми границы с малоугловыми разориентировками. Вместе с тем структуры в объемных
наноматериалах являются ультрамелкозернистыми структурами зеренного типа, со-
держащими преимущественно большеугловые границы зерен [1—3]. Создание таких
наноструктур может быть осуществлено методами ИПД, позволяющими достичь
очень больших пластических деформаций при относительно низких температурах в
условиях высоких приложенных давлений [3, 13]. Для реализации этих принципов
были использованы и развиты специальные схемы механического деформирования,
такие как интенсивное кручение под высоким давлением, равноканальное угловое
(РКУ) прессование и целый ряд других (см. гл. 3). Было показано, что большие объ-
емные наноструктурные образцы и заготовки могут быть получены методами ИПД из
самых различных металлов и сплавов, включая многие промышленные сплавы и ин-
терметаллиды.

В чистых металлах и ряде сплавов интенсивные пластические деформации обес-
печивают часто формирование ультрамелкозернистых структур с размером зерен
100-200 нм, а иногда и более [3]. Однако сформировавшиеся зерна (фрагменты) име-
ют специфическую субструктуру, связанную с присутствием решеточных и зерногра-
ничных дислокаций и дисклинаций, наличием больших упругих искажений кристал-
лической решетки, вследствие чего области когерентного рассеяния, измеренные
рентгеновскими методами, обычно имеют размер значительно менее 100 нм [3, 13].
Наличие ультрамелкого зерна и дислокационной субструктуры и определяет форми-
рование наноструктурных состояний в ИПД материалах (см. также гл. 4).

Настоящая книга рассматривает достижения и проблемы в получении объемных
наноструктурных материалов разными методами, исследовании особенностей фор-
мируемых наноструктурных состояний и их эволюции при нагреве и внешних воз-
действиях. Однако особое внимание уделено ИПД материалам, их необычным свой-
ствам, многие из которых уникальны и весьма интересны для фундаментальных и
прикладных исследований. Последнее подтверждается также примерами недавних
разработок, направленных на практическое использование полученных объемных
наноструктурных материалов.

Разработка и исследование наноструктурных ИПД материалов были впервые на-
чаты в конце 80-х годов прошлого столетия в Уфе Р.З. Валиевым и его сотрудниками
[17—19, 13, 3], а затем продолжены и расширены по тематике в научных лаборатори-
ях и центрах Томска, Москвы, Екатеринбурга, Нижнего Новгорода, Белгорода. В по-
следующие годы к исследованиям подключились десятки лабораторий в разных стра-
нах мира, значительно возросло количество публикаций по данной тематике.
Традиционным становится проведение международных симпозиумов и конферен-
ций, связанных с этой проблемой [20—22]. Происходит активное развитие нового на-
учного направления, которое рассматривается как основа для создания металлов и
сплавов следующего поколения [23]. Опубликование нашей первой книги [3], обзора
[24] и специального выпуска [25] было введением в эту новую научную область, лежа-
щую на стыке физического материаловедения, физики и химии твердого тела, меха-
ники и технологии обработки материалов. Настоящая монография рассматривает
последние достижения в данной быстроразвивающейся области. Материалы книги
во многом базируются на результатах, полученных при непосредственном участии
авторов и их сотрудников и выполненных в тесном взаимодействии с коллегами из
Уфы, Томска, Екатеринбурга, Москвы, С.-Петербурга, Сарова, Нижнего Новгорода,
Белгорода, а также из ряда зарубежных лабораторий США, Франции, Германии, Япо-
нии и других стран. Ссылки на эти работы представлены в списках литературы. Ав-
торы благодарны всем коллегам за ценные дискуссии и полезные замечания. Особая
благодарность нашим сотрудникам: д-ру физ.-мат. наук Исламгалиеву Р.К., д-ру
физ.-мат. наук Назарову А.А., д-ру техн, наук Столярову В.В., канд. техн, наук
Г.И. Раабу, канд. техн. наук. Латышу В.В., д-ру физ.-мат. наук Жиляеву А.П., канд.
техн, наук Семеновой И.П., канд. физ.-мат. наук Гундерову Д.Р., канд. техн, наук Ка-
зыханову В.У., м.н.с. Дубравиной А.А., асп. Жилиной М.В., а также Решетниковой
Н.А. и Салаховой М.Р., участвовавшим в подготовке данной рукописи. Глава 3 напи-
сана совместно с Раабом Г.И., глава 5 — с А.А. Назаровым, глава 6 — с Р.К. Исламга-
лиевым. И.П. Семенова участвовала в написании п. 9.1.4, Д.В. Гундеров — пп. 4.4 и
9.2. Авторы признательны также нашим друзьям и коллегам профессорам Колобо-
ву Ю.Р., Добаткину С.В., Пущину В.Г., Попову А.А. и Перевезенцеву В.Н. (Россия),
а также Г. Гляйтеру, Г.-Е. Шеферу и X. Муграби (Германия), Т.Г. Лангдону, А.К. Му-
керджи, Т.С. Лове, Ю.Т. Жу (США) и другим за совместные разработки по данной
тематике.

Список используемой литературы

1. (ЛеНегН. // Рго^гезз Ма1ег. 8сь, 1989. V. 33.Ыо. 4. Р. 23.

2. Гусев А.И., Ремпель А.А. Нанокристаллические материалы. — М.: Физматлит.
2000. 224 с.

3. Валиев Р.З., Александров И.В. Наноструктурные материалы, полученные ин-
тенсивной пластической деформацией. — М.: Логос, 2000. 272 с.

4. Носкова Н.И., Мулюков Р.Р. Субмикрокристаллические и нанокристалличес-
кие металлы и сплавы. — Екатеринбург: Уральское отд-е РАН, 2003. 279 с.

5. Андриевский Р.А., Рагуля А.В. Наноструктурные материалы. — М.: Асаёетта,
2005. 192 с.

6. 81е%е1 В. РИ. — 1п: Ргос. оГ (Не КАТО А81, Месйашса1 ргорегНез оГ иИтаГше-ёгашес!

та(епа18 (Едз. М. Ка81а81, О.М. Рагкт, Н. 61ейег). — ОогдгесЫ—Во8(оп—Ьопдоп:
К1и\уег Неад. РиЫ., 1993. V. 233. Р. 509.

7. СЛеИег Я, МагциагсН Р. Ц 28 МеЫПкипде, 1984. Вб. 75. Ко. 4. 8. 263.

8. В1гпп$ег К., Негг []., О1еИег Н. // Тгап8.1арап. 1п81. МеГ 8ирр1., 1986. V. 27. Р. 43.

9. Морохов И.Д., Трусов Л.Д., Лаповок В.И. Физические явления в ультрадисперс-

ных средах. — М.: Наука. 1984. 472 с.

10. На&ап К.С. — 1п: Ргос. оГ (Не КАТО А81 оп Капо8(гисШгед Ма(епа18: 8с1епсе &
Тесйпо1оёУ — ОогдгесН(-Во8(оп-Ьопдоп: К1и\уег Асад. РиЫ., 1998. V. 50. Р. 15.
11. СИоуу 6.М. — 1п: Ргос. оГ Фе КАТО А81 оп Капо81гисШгед та(епа1з: 8с1епсе &
ТесЬпо1о§у. — ОогдгесЬг—ВозГоп-Еопдоп: К1и\уег Асад. РиЫ., 1998. V. 50. Р. 31.

12. КосИ С.С., СИо К5. // Капо81гисшгед та1епа1з. 1992. V. 1. Р. 207.

13. УаПеу К.7., Ког^ткоу А.У., Ми1уикоу К.К. // МаТег. 8с1. Еп§., 1993. V. А 186.

Р. 141.

14. Ьап&огс! 6., СоИеп М. Ц Тгапз. А8М. 1969. V. 82. Р. 623.

15. Павлов В.А. Ц ФММ. 1989. Т. 6. С. 924.

16. Рыбин В.В. Большие пластические деформации и разрушение металлов. - М.:
Металлургия, 1986. 279 с.

17. УаПеу К.7., КгазИткоу Н.А., Тхепеу Ы.К. Ц Ма€ег. 8сЕ Еп§., 1991. V. А 137. Р. 35.

18. УаПеу К.7., Тзепеу П.К. - 1п: Но1 деГогтаНоп оГ акиптит а11оуз (ед. Ьу
ТО. Бап^доп, Н.О. МегсПап!, 3.(3. Могпз, М.А. ХакН). ТМ8. \Уаггепда!е, РА,
1991. Р. 319.

19. Ахмадеев Н.А., Валиев Р.З., Копылов В.И., Мулюков Р.Р. // Известия РАН. Ме-
таллы, 1992. № 5. С. 96.

20. Ргосеедш&з оГ Фе КАТО АРАУ оп 1пуезНваНопз апд АррПсаПопз оГ 8еуеге Р1азПс
ОеГогтаЕоп (Мозсоу/, Кизз!а), КАТО 8с1. 8епез, едз. Бохуе ТС. апд УаПеу К.2.
К1и\уег РиЫ. V. 80. (2000). 394 р.

21. Ргос. оГФе 8утрозшт БФгаГте (Згашед Ма(епа1з II, Фе ТМ8 Аппиа! МееПп§
(17—21 ЕеЬгиагу 2002, 8еаП1е, Б8А).

22. Ргосеедт^з оГФе 2пд ФгегпаПопа! СопГегепсе оп Капота1епа!з Ьу 8еуеге Р1азис
ОеГогтаНоп. Рипдатеп1а1з — Ргосеззт^ — АррПсаНоп. 9—13 ОесетЬег 2002,
У1еппа, АизТпа, ш: Капота(епа1з Ьу 8еуеге Р1азИс ОеГогтаЕоп, едз.
М3. /еЬеФаиег апд К.Х. УаПеу, \УПеу-УСН, \УетПе1т, (Зегтапу, 2004.

23. УаПеу К.7. // КаГиге Ма1епа1з, 2004. V. 3. Р. 511.

24. УаПеу К.7., Ыат^аПеу К.К. А1ехапдгоу 1.У. // Рго^гезз т МаГепа! 8с!епсе, 2000.
V. 45. Ко. 2. Р. 102.

25. ОПгаГ1пе-§га1пес1 та(епа1з ргерагес! Ьу зеуеге р!азйс ЗеГогтайоп (ед Ьу
К.2. УаПеу), Аппа1ез де СЫгте. 8с1епседез МаТепаих, 1996. У. 21. Ко. 6—7. Р. 369.
Глава I

МЕТОДЫ ПОЛУЧЕНИЯ

ОБЪЕМНЫХ НАНОСТРУКТУРНЫХ МАТЕРИАЛОВ

В настоящее время существует целый ряд методов получения объемных
наноструктурных материалов. Среди них — различные методы синтеза порошков и их
консолидации. Используя данные методы, получают образцы, размер зерен в кото-
рых составляет несколько нанометров. Эти образцы явились основой для многих ис-
следований структуры и свойств нанокристаллических и нанофазных материалов
[1—4]. Вместе с тем актуальными являются проблемы развития этих методов, связан-
ные с устранением остаточной пористости при компакгировании, введением приме-
сей при подготовке порошков или их консолидации, увеличением геометрических
размеров получаемых образцов, практическим использованием данных методов.

Многие из упомянутых проблем могут быть преодолены с использованием мето-
дов интенсивной пластической деформации. Используя эти методы, удалось полу-
чить объемные наноструктурные образцы и заготовки из самых различных металлов
и сплавов, включая многие промышленные сплавы и интерметаллиды [5—9, 63].
В последние годы интенсивные деформации были также использованы для обработ-
ки некоторых композиционных материалов и даже полупроводников. Кроме того,
методы ИПД могут быть также успешно применены для компактирования порош-
ков, в том числе ультрадисперсных (см. также гл. 4).

Далее рассмотрены основные современные методы получения объемных нано-
структурных материалов с оценкой их достоинств и особенностей.

1.1 УЛЬТРАДИСПЕРСНЫЕ ПОРОШКИ И ИХ КОНСОЛИДАЦИЯ

Применительно к изготовлению наноматериалов в качестве исходного
сырья используют ультрадисперсные порошки, т.е. частицы размером не более 100 нм,
а также более крупные порошки, структура которых подвергнута интенсивному из-
мельчению и состоит из мелких кристаллитов размером в данном диапазоне [3].

Последующие операции порошковой технологии — прессование, спекание, горя-
чее прессование и т.п. — призваны обеспечить получение образцов (изделий) задан-
ных форм и размеров с соответствующими структурами и свойствами. Совокупность
этих операций часто называют консолидацией. Применительно к наноматериалам
консолидация должна обеспечить, с одной стороны, практически полное уплотнение
(т.е. отсутствие в структуре макро- и микропор), а с другой стороны, сохранить нано-
структуру, связанную с исходными размерами ультрадисперсного порошка (т.е. раз-
мер зерен в спеченных материалах должен быть как можно меньше и во всяком слу-
чае менее 100 нм).
Методы получения порошков для изготовления наноматериалов весьма разнооб-
разны [1, 2, 3]; их условно можно разделить на химические и физические, к числу по-
следних относятся конденсационный метод [1] и электрический взрывы [10].

Химические методы (плазмохимический [4], лазерный, электрохимический и
др.), как правило, более универсальны и более производительны, но управление раз-
мерами, составом и формой частиц легче осуществляется при использовании физи-
ческих методов, особенно конденсационных. Рассмотрим детальнее некоторые из
методов получения ультрадисперсных порошков.

Конденсационный метод получения объемных наноструктурных материалов, по-
лучивший широкую известность, был предложен Г. Гляйтером и его сотрудниками [1,
11, 12]. Описанный в этих работах подход использует метод испарения и конденсации
атомов для образования нанокристаллических частиц, осаждаемых на холодную по-
верхность вращающегося цилиндра. Испарение и конденсация проводятся в атмо-
сфере разреженного инертного газа, обычно гелия. При одинаковых условиях испа-
рения и конденсации металлы с более высокой температурой плавления образуют
частицы меньшего размера. Осажденный конденсат специальным скребком снима-
ется с поверхности цилиндра и собирается в коллектор. После откачки инертного га-
за в вакууме проводятся предварительное (под давлением примерно 1 ГПа) и оконча-
тельное (под давлением до 10 ГПа) прессования нанокристаллического порошка
(рис. 1.1). В результате получают диски диаметром 5—15 и толщиной 0,2—3,0 мм с
плотностью 70—90% теоретической плотности соответствующего материала (обычно

Рис. 1.1. Схема аппаратуры для получения
объемных нанокристаллических (НК) мате-
риалов методом испарения, конденсации и
компактирования [1]:

1 — вращающийся цилиндр, охлаждаемый жид-
ким азотом: 2— скребок; 3— воронка; 4— гиль-
за; 5- поршень; 6 — салазки; 7- фиксирующая
пресс-форма; 8— клапан; 9 — испаритель
до 90—95% для нанокристаллических металлов и до 85 % для нанокерамики [3, 13]).
Полученные этим способом компактные наноматериалы в зависимости от условий
испарения и конденсации состоят из частиц со средним размером от нескольких до
десятков нанометров.

Исключение контакта с окружающей средой при получении нанопорошка и его
прессовании позволяет избежать загрязнения компактных нанокристаллических об-
разцов, что весьма важно при изучении наноструктуры металлов и сплавов. Описан-
ную аппаратуру применяли также для получения нанокристаллических оксидов и
нитридов [1,13, 14]. В этом случае металл испаряется в кислородо- или азотсодержа-
щую атмосферу.

Пористость компакта, полученного из ультрадисперсных порошков, связана с на-
личием нанопор в тройных стыках кристаллитов. Уменьшение дисперсности порош-
ков сопровождается заметным снижением их уплотняемости при прессовании с ис-
пользованием одинакового давления [15]. Понижение и более равномерное
распределение пористости достигаются прессованием при такой повышенной темпе-
ратуре, которая еще не приводит к интенсивной рекристаллизации. Так, обычное
спекание высокодисперсного порошка оксида циркония с размером частиц 40—60 нм
при 1370 К в течение 10 с позволяет достичь относительной плотности 72% при сред-
ней величине зерна в спеченном образце 300 нм. Горячим прессованием при этой же
температуре и давлении 1,6 ГПа получают спеченный материал с относительной
плотностью 87% и средним размером зерна 130 нм [16].

Снижение температуры спекания до 1320 К и увеличение продолжительности
спекания до 5 ч дали возможность получить компактный оксид циркония 2гО2 с от-
носительной плотностью более 90% и средним размером зерна 85 нм [17]. Авторы
[18] горячим прессованием порошка нитрида титана ~ 80 нм) при 1743 К и давле-
нии прессования 4 ГПа получили компактные образцы с плотностью 98% теоретиче-
ской, однако (судя по дифракционным данным) после горячего прессования вслед-
ствие интенсивной рекристаллизации средний размер зерна был не менее 0,3 мкм.
Исследование [19] показало, что самые плотные (с относительной плотностью 98%)
образцы нитрида титана получаются спеканием образцов, спрессованных из наибо-
лее мелких нанопорошков (диаметром ~8—25 нм) с минимальной дисперсией разме-
ров зерен.

В целом для получения компактных нанокристаллических материалов, в особен-
ности керамических, перспективно прессование с последующим спеканием нанопо-
рошков. При реализации этого способа необходимо избегать укрупнения зерен на
стадии спекания спрессованных образцов. Это возможно при высокой исходной
плотности прессовок, когда процессы спекания протекают достаточно быстро, и при
относительно низкой температуре менее 0,57^ (7^ — температура плавления). Со-
здание таких плотных образцов является серьезной проблемой, поскольку нанокри-
сталлические порошки плохо прессуются и традиционные методы статического
прессования не приводят к достаточно высокой плотности.

Для компактирования нанокристаллических порошков может быть достаточно
эффективен магнитно-импульсный метод, как это показано в работах В.В. Иванова с
сотрудниками [20, 21]. Метод магнитного импульсного прессования позволяет гене-
рировать импульсные волны сжатия с амплитудой до 5 ГПа и длительностью в не-
сколько микросекунд. Этот метод основан на концентрировании силового действия
магнитного поля мощных импульсных токов, и он позволяет относительно просто
управлять параметрами волны сжатия.

1.2 МЕХАНИЧЕСКОЕ ИЗМЕЛЬЧЕНИЕ ПОРОШКОВ
С ПОСЛЕДУЮЩИМ КОМПАКТИРОВАНИЕМ

Основой механического измельчения является механическая обработка
порошков или их смесей в мельницах. При этом происходят измельчение и пласти-
ческая деформация веществ, ускоряется массоперенос, а также осуществляется пере-
мешивание компонентов смеси на атомарном уровне (механическое легирование)
[22—25]. В результате механического воздействия в приконтактных областях твердо-
го вещества происходит сильная пластическая деформация. Релаксация возникаю-
щих напряжений может происходить путями выделения тепла, образования новой
поверхности, возникновения различных дефектов в кристаллах, возбуждения хими-
ческих реакций в твердой фазе. Схематично данный процесс представлен на рис. 1.2.

Преимущественное направление релаксации зависит от свойств вещества, усло-
вий нагружения (мощности подведенной энергии, соотношения между давлением и
сдвигом), размеров и формы частиц. По мере увеличения мощности механического
импульса и времени воздействия происходит постепенный переход от релаксации
путем выделения тепла к релаксации, связанной с разрушением, диспергированием
и пластической деформацией материала и появлением аморфных структур различ-
ной природы. Каналом релаксации поля напряжений может быть также химическая
реакция, инициируемая разными механизмами, такими как прямое возбуждение и
разрыв связи, которые могут реализоваться в вершине трещины, или локальный теп-
ловой разогрев.

Рис. 1.2. Схема воздействия на материал во время шарового размола [25]:

1—5 — стадии механического легирования двух металлов; 2. 3 - механическое сплавление; 4, 5 —
образование наноструктур и новых соединений
Механический размол является наиболее производительным способом получения
больших количеств нанокристаллических порошков различных материалов: метал-
лов, сплавов, интерметаллидов, керамики, композитов. В результате механического
истирания и механического сплавления может быть достигнута полная раствори-
мость в твердом состоянии таких элементов, взаимная растворимость которых в рав-
новесных условиях пренебрежимо мала [26, 27].

Согласно концепции, предложенной Фехтом [27], при механическом размоле по-
рошков деформация первоначально локализуется в полосах сдвига, содержащих
большое число дислокаций с высокой плотностью. При достижении определенного
уровня напряжений эти дислокации аннигилируют и рекомбинируют с малоугловы-
ми границами, разделяющими отдельные зерна: уже на этом этапе размола образуют-
ся новые зерна диаметром 20—30 нм, и их количество растет по мере развития процес-
са. На следующем этапе обработки ориентация отдельных зерен друг относительно
друга становится случайной вследствие проскальзывания по границам зерен [27].

Для размола и механохимического синтеза применяют планетарные, шаровые и
вибрационные мельницы; средний размер получаемых нанокристаллов в порошках
может составлять от 200 до 5—10 нм.

На рис. 1.3 показаны схема аттритора, в котором за счет вращения измельчаемой
шихты и шаров совмещаются ударное и истирающее воздействия, и схема вибраци-
онной мельницы, конструкция которой обеспечивает высокую скорость движения
шаров и частоту ударов [3]. Для провоцирования разрушения измельчение часто про-
водится в условиях низких температур. На эффективность измельчения оказывает
влияние соотношение массы шаров и измельчаемой смеси, которое обычно поддер-
живается в интервале от 5:1 до 40:1.

Во время размола материал подвергается высокоскоростной деформации боль-
шой степени. Высокий уровень внутренних напряжений создается из-за большой
плотности внесенных во время деформации дислокаций, дисклинаций, вакансий и
других дефектов кристаллической решетки [28]. Дислокационные скопления претер-

Рис. 1.3. Схема установок для измельчения:

а — аттритор: 1 — корпус; 2 — шары; 3 — вращающаяся крыльчатка; б — вибрационная мельница: 1 —
двигатель; 2 — вибратор; 3 — пружины; 4 — барабаны с шарами и измельчаемой шихтой
певают возврат и образуют ячеистую упорядоченную структуру, а деформационные
субструктуры могут преобразовываться по мере увеличения степени накопленной де-
формации в новые большеугловые границы зерен. Несмотря на более интенсивный
возврат структуры, протекающий при больших временах обработки, уровень внут-
ренних упругих остаточных напряжений П рода остается высоким.

На рис. 1.4 показаны результаты исследований [25] изменения среднего размера
зерна (рис. 1.4, а) и внутренних остаточных упругих напряжений (рис. 1.4, б) как
функции времени размола, а также зависимость конечной величины среднего раз-
мера зерен (рис. 1.4, в) от температуры плавления для некоторых гранецентриро-
ванных и объемно-центрированных кубических (ГЦК и ОЦК) металлов. Примерно
после 10 ч размола средний размер зерен выходит на насыщение, и дальнейшее воз-
действие не приводит к еще большему измельчению структуры. Это время является
критическим и для внутренних упругих напряжений, которые начинают умень-
шаться после 10 ч.

Снижение внутренних упругих напряжений при продолжении процесса размола
объясняется тем, что при уменьшении среднего размера зерна в нанометрическую
область (<10 нм) требуется слишком высокий уровень внешних воздействий для ге-
нерации новых дислокаций, и дислокационные скопления могут состоять лишь из
2-3 дислокаций [25]. Исходя из этого, Гаффетом [25] проведена оценка минимально

Рис. 1.4. Зависимости размера зерна (а) и
внутренних напряжений (б) от времени раз-
мола и минимально достижимый размер зер-
на при механическом измельчении как
функция температуры плавления для ряда
металлов (в) [25]
возможного размера зерна:

ЗвЬ

где С — модуль сдвига; Ь — вектор Бюргерса, V — коэффициент Пуассона; Н — твер-
дость материала.

Это выражение определяет такой критический уровень накопленных во время де-
формации напряжений, при достижении которого уже невозможно создать дислока-
ционное скопление, состоящее из 2 дислокаций. Данная модель предполагает, что чем
труднее идет процесс возврата в материале, тем сильнее можно измельчить микрост-
руктуру. Это подтверждается экспериментально тем фактом, что материалы с более
высокой температурой плавления (и соответственно с более высокой температурой
начала возврата структуры) измельчаются сильнее (см. рис. 1.4, в). Любые способы за-
держки процесса возврата в структуре (многофазные материалы, композиты и т.д.)
приводят к меньшему размеру зерна при измельчении при шаровом размоле.

1.3 ИНТЕНСИВНАЯ ПЛАСТИЧЕСКАЯ ДЕФОРМАЦИЯ

В работе [5] сформулированы несколько требований, которые следует
учитывать при развитии методов ИПД для получения наноструктур в объемных об-
разцах и заготовках. Это, во-первых, возможность получения ультрамелкозернистых
структур, имеющих преимущественно большеугловые границы зерен, поскольку
именно в этом случае происходит качественное изменение свойств материалов. Во-
вторых, — формирование наноструктур, однородных по всему объему образца, что
необходимо для обеспечения стабильности свойств полученных материалов. В-тре-
тьих, образцы не должны иметь механических повреждений или разрушений, несмот-
ря на их интенсивное деформирование. Как показано в гл. 2 и 3, эти требования не
могут быть реализованы путем использования обычных методов обработки металлов
давлением, таких как прокатка, вытяжка или экструзия [29].

Для формирования наноструктур в объемных образцах необходимыми являются
использование специальных механических схем деформирования, позволяющих до-
стичь больших пластических деформаций материалов при относительно низких тем-
пературах, а также определение оптимальных режимов обработки материалов. Начи-
ная с пионерских работ по получению объемных наноструктурных материалов [7, 30,
31], два метода ИПД — кручение под высоким давлением и РКУ прессование — полу-
чили наибольшее внимание и развитие. Вместе с тем в последние годы происходит
активное развитие и иных методов получения нано- и субмикрокристаллических
структур в металлах и сплавах с использованием всесторонней ковки [32, 33], РКУ
вытяжки [34] и др. В данном разделе будут рассмотрены принципы только основных
методов ИПД, их схемы и режимы. Современные тенденции развития методов ИПД
и данные по эволюции исходной микроструктуры в ходе формирования нанострук-
турного состояния при интенсивных пластических деформациях будут подробно об-
суждены в гл. 3 и 4.

Кручение под высоким давлением Р(рис. 1.5) и РКУ прессование (рис. 1.6) отно-
сятся к числу первых методов, с помощью которых были достигнуты большие плас-
Р

Рис. 1.5. Интенсивная пластическая деформация кручением
под высоким давлением:

7 — пуансон; 2 — образец; 3 — суппорт

тические деформации с истинными степенями, равными 10 и более, без разрушения
образцов. Отметим при этом, что оценка и сопоставление степеней деформации, до-
стигнутых при реализации различных методов ИПД, весьма неоднозначны.

В работе [35] обсуждается связанная с данной проблемой концепция эквивалент-
ной пластической деформации. При этом указывается на то, что расчет величин эк-
вивалентной пластической деформации при реализации различных методов ИПД
может быть основан либо на кинематическом подходе (изменение геометрических
размеров деформируемой заготовки), либо на энергетическом подходе, связанном с
одинаковыми значениями выполненной работы пластической деформации. При
этом обращается внимание на осложнения, возникающие при расчете степени де-
формации, протекающей в условиях изменения ее маршрута, и связанные с измене-
нием характера движения дислокаций в деформируемом материале. Для учета дан-
ных осложнений предполагается ввести факторы эффективности, зависящие от
свойств исследуемого материала.

Рис. 1.6. Интенсивная пластическая деформация РКУ
прессованием:

1 — пуансон; 2— заготовка; Ф — угол пересечения каналов
Деформация кручением под высоким давлением. Установки, в которых деформация
кручением была проведена под высоким давлением, впервые были использованы в
работах [36, 37]. Их конструкция является развитием известной идеи наковальни
Бриджмена [38]. В первых работах эти установки были использованы для исследова-
ния фазовых превращений в условиях интенсивных пластических деформаций [36], а
также изучения эволюции структуры и изменения температуры рекристаллизации
после больших пластических деформаций [39].

Доказательства формирования наноструктур с неравновесными большеугловыми
границами зерен при использовании ИПД кручением [30, 40, 41] явились новым и
принципиально важным моментом. Это позволило рассматривать метод кручения под
высоким давлением в качестве нового способа получения наноструктурных материалов.

Рассмотрим вначале механические аспекты интенсивной пластической деформа-
ции кручением. При деформации кручением под высоким давлением (см. рис. 1.5) как
исходные, так и полученные образцы имеют форму дисков. При этом образец поме-
щается между бойками и сжимается под приложенным давлением (Р) в несколько
ГПа. Нижний боек вращается, и силы поверхностного трения заставляют образец де-
формироваться сдвигом. Геометрическая форма образцов такова, что основной объем
материала деформируется в условиях гидростатического сжатия под действием прило-
женного давления и давления со стороны внешних слоев образца. В результате, не-
смотря на большие степени пластической деформации, образец не разрушается.

Для расчета степени деформации при кручении под высоким давлением применя-
ются различные соотношения. Так, в работе [39] для расчета истинной логарифмиче-
ской степени деформации е использовали формулу

е = 1п(вг/Л), (1.2)

где в - угол вращения, рад; г, И — соответственно радиус и толщина диска.

Данная формула аналогична соотношению, используемому при расчетах истин-
ной степени деформации образцов, подвергнутых растяжению. Однако если в случае
растяжения формула (1.2) имеет физическое обоснование, то оно отсутствует в слу-
чае кручения. В частности, согласно этому соотношению, при кручении под давлени-
ем после одного оборота логарифмическая степень деформации по периметру типич-
ных образцов диаметром 20 мм и толщиной 1 мм составляет 4,1, а по периметру
образцов диаметром 10 мм и толщиной 0,2 мм — 5,7. В то же время в центре этих об-
разцов она равна нулю. Между тем, как показывают результаты многочисленных ис-
следований, в ходе реализации данной схемы ИПД в центральной части образцов по-
сле нескольких оборотов структура также измельчается и является обычно
однородной по радиусу образцов. Это подтверждается и результатами обнаружения
близких значений микротвердости в различных точках, как в центре, так и на пери-
ферии деформированных образцов. При расчете степени сдвиговой деформации ес в
данном методе часто также используют формулу, применяемую в случае обычного де-
формирования кручением для расчета степени сдвиговой деформации на расстоянии
К от оси образца в форме диска:

ес=2тгЯ-, (1.3)

где — число оборотов; И — толщина образца.
Для сопоставления степени сдвиговой деформации при кручении со степенью де-
формации при других схемах деформирования первую обычно преобразовывают в
так называемую эквивалентную деформацию еэкв. Согласно критерию Мизеса

е = -^-

экв ’ (1.4)

Относительно уравнения (1.3) справедливы два замечания [42]: 1) расчеты с помо-
щью данного уравнения приводят к выводу о том, что деформация должна изменять-
ся линейно от нуля в центре образца до максимального значения на концах его диа-
метра, однако, на самом деле это, как отмечалось выше, экспериментально часто не
наблюдается; 2) в процессе деформации исходная толщина образца под воздействи-
ем высокого сжимающего давления уменьшается примерно в два раза, поэтому ис-
пользование, как это обычно делается, в качестве И исходной толщины образца зани-
жает рассчитанные значения деформации по сравнению с истинными.

Оба этих замечания свидетельствуют о том, что степени деформации, рассчитан-
ные с помощью уравнений (1.2)-( 1.4), лишь примерно равны реальным степеням де-
формации. Более того, формирование наноструктуры при ИПД происходит под дей-
ствием не только внешних, но и внутренних напряжений. Вместе с тем между
величиной последних и истинными деформациями нет жесткой связи. Подтвержде-
нием этого является возможность формирования однородной структуры по диаметру
образцов, подвергнутых ИПД кручением, хотя в соответствии с выражениями (1.2) и
(1.3) в центре образцов не должно происходить существенного измельчения микро-
структуры. В связи с этим при исследовании процессов эволюции микроструктуры в
ходе ИПД кручением часто более правильно рассматривать число оборотов, а не ве-
личину деформации, рассчитанную с помощью аналитических выражений. Это по-
ложение становится особенно важным при обработке труднодеформируемых или
хрупких материалов, где возможно проскальзывание между бойками и образцом или
растрескивание последнего. Для устранения последних двух нежелательных эффек-
тов необходимо повышение приложенного давления, но это создает дополнительные
технологические трудности в подборе более прочного материала бойков, оптимиза-
ции конструкции оснастки.

Полученные ИПД кручением образцы имеют форму обычных дисков размером
10—20 мм и толщиной 0,2—0,5 мм. Существенное измельчение структуры наблюдает-
ся уже после деформирования на пол-оборота [42], но дня создания однородной на-
ноструктуры требуется, как правило, деформация в несколько оборотов.

Роль степени деформации и приложенного давления при ИПД кручением в повы-
шении однородности полученных наноструктур в никеле недавно была подробно ис-
следована в работе [43]. Показано, что увеличение числа оборотов до 5 и более и при-
ложенного давления до 5 ГПа и более позволило существенно повысить
однородность распределения микротвердости по всему диаметру образцов.

Недавние исследования показали также, что ИПД кручением может быть успеш-
но использована не только для измельчения структуры, но и как метод консолидации
порошков [44—50]. При этом обнаружено, что высокие давления, равные нескольким
гигапаскалям, при деформации кручением при комнатной температуре могут обеспе-
чивать достаточно высокую плотность, близкую к 100%, в получаемых наноструктур-
ных образцах в форме дисков. При этом для получения таких образцов консолидаци-
ей ИПД кручением могут использоваться не только обычные порошки, но также и
порошки, подвергнутые обработке в шаровой мельнице.

В качестве иллюстрации приведем пример компактирования ИПД кручением полу-
ченного в шаровой мельнице наноструктурного порошка № [45]. Проведенные иссле-
дования показали, что плотность полученных образцов близка к 95% теоретической
плотности массивного крупнокристаллического Ы1. При этом в образцах отсутствовала
видимая в просвечивающем электронном микроскопе пористость, и был очень малый
средний размер зерен, равный примерно 17 нм, а, следовательно, границы зерен зани-
мали относительно большой объем. Авторы предполагают, что данные образцы демон-
стрируют снижение теоретической плотности в связи с тем, что границы зерен в мате-
риалах с очень малым размером зерен и сильными искажениями кристаллической
решетки обладают пониженной атомной плотностью. Примечательным является также
тот факт, что микротвердость образцов ЬИ, полученных методом консолидации ИПД,
составила (8,60±0,17) ГПа. Данное значение является самым высоким значением мик-
ротвердости, упоминавшимся в литературе для нанокристаллического никеля.

Деформация РКУ прессованием. Способ РКУ прессования, реализующий деформа-
цию массивных образцов простым сдвигом, был разработан В.М. Сегалом с сотрудни-
ками в 70-х годах прошлого столетия, чтобы подвергать материалы пластическим де-
формациям без изменения поперечного сечения образцов, что создает возможность
для их повторного деформирования [51, 52] (см. рис. 1.6). В начале 90-х годов XX в.
Р.З. Валиевым с соавторами данный способ был развит и впервые применен как метод
ИПД для получения структур с субмикрокристаллическим и нанометрическим разме-
ром зерен [7, 30, 31,40]. В этих экспериментах исходные заготовки с круглым или ква-
дратным поперечным сечением вырезали из прутков длиной 70—100 мм. Диаметр по-
перечного сечения или его диагональ, как правило, не превышали 20 мм.

При реализации РКУ прессования заготовка неоднократно продавливается в спе-
циальной оснастке через два канала с одинаковыми поперечными сечениями, пере-
секающимися обычно под углом 90°. При необходимости в случае труднодеформиру-
емых материалов деформация осуществляется при повышенных температурах.

Когда внешний угол у = 0°, а внутренний угол ф произволен (рис. 1.7), согласно
[52, 54], приращение степени деформации Абу при сдвиге в ходе каждого прохода че-
рез каналы может быть рассчитано с использованием выражения

Р 2

— = Де,.=-^с18(Ф/2), (1.5)

°т л/З

где Р — приложенное давление, от — напряжение течения деформируемого материа-
ла.

Поскольку при РКУ прессовании заготовка продавливается через пересекающие-
ся каналы несколько раз, то общая степень деформации

€у = .УДЕ,, (1.6)

где ТУ— число проходов.
Рис. 1.7. Принцип РКУ прессования:

а—Ь—с—с! и а'—Ь'—с'—сГ — элементы объема материала
соответственно до и после РКУ прессования; Ф и ? -
соответственно внутренний и внешний углы

Более общее соотношение, позволяющее рассчитывать степень деформации об-
разца при РКУ прессовании за ТУ проходов, имеет следующий вид [54]:

2с(§(ф / 2 + у/2) + у соз ес(ф/2 + у/2)

(1.7)

Рис. 1.8. Варианты РКУ прессования

Из последнего соотношения следует,
что при наиболее часто используемых углах
ф = 90° и \|/ = 20° каждый проход соответст-
вует добавочной степени деформации, рав-
ной примерно 1.

В процессе РКУ прессования для сохра-
нения целостности образцов и структуро-
образования весьма важными являются
ориентация и число проходов заготовки
через каналы. В работах [51, 52, 55—62] бы-
ли рассмотрены различные маршруты РКУ
прессования заготовок (рис. 1.8): ориента-
ция заготовки остается неизменной при
каждом проходе (маршрут/1); после каждо-
го прохода заготовка поворачивается во-
круг своей продольной оси на угол 90°
(маршрут после каждого прохода заго-
товка поворачивается вокруг своей про-
дольной оси на угол 180° (маршрут С). Поз-
же в рассмотрение ввели разновидности
маршрута В, названные ВЛ и Во различаю-
щиеся направлением поворота между по-
следующими проходами. Маршруту Вл со-
ответствует попеременный поворот по
часовой стрелке и против часовой стрелки
на угол 90°, а маршруту Вс — поворот толь-
ко по часовой стрелке.
а

Маршрут С

Рис. 1.9. Режимы простого
сдвига при РКУ прессова-
нии:

а — одноцикловое деформи-
рование; б - многоцикловое
деформирование, маршрут А;
в —то же, маршрут С, 7, 2 и
2' — обозначения ориентации
осей элементов объема

Данные маршруты различаются направлениями сдвига при повторных проходах
заготовки через пересекающиеся каналы и приводят к формоизменению сферичес-
кой ячейки в теле заготовки в ходе РКУ прессования.

В ходе первого прохода в результате простого сдвига при РКУ прессовании в мес-
те пересечения каналов ячейка приобретает форму эллипсоида (рис. 1.9, а).

Последующие проходы в ходе реализации маршрута А приводят к удлинению оси 7
и эллипсоид вытягивается. При этом направление сдвига поворачивается на угол 2ф
вокруг оси, перпендикулярной продольному сечению каналов (рис. 1.9, б).

Повторный проход при маршруте В приводит к изменению направления сдвига
(рис. 1.10). В ходе реализации деформации по маршруту Сповторный проход приво-
дит к сдвигу в той же плоскости, но в противоположном направлении. При этом
ячейка вновь приобретает сферическую форму (рис. 1.9, в).

Использование каждого из трех маршрутов приводит к быстрому росту пределов
текучести и прочности обрабатываемого материала, которые уже после нескольких
проходов достигают насыщения [62]. В работе [7] показано, что первые три цикла де-
формирования образцов Си и № РКУ прессованием приводят к росту усилия дефор-
мации. Далее наступает установившаяся стадия упрочнения и усилие практически не
изменяется.
Маршрут А

Рис. 1.10. Направления сдвига (показаны стрелками) при
РКУ прессовании по маршрутам Л, Д С

Как следует из вышесказанного, процесс РКУ прессования является весьма слож-
ным многофакторным экспериментом. При этом его успешная реализация зависит
от геометрии оснастки (угол пересечения каналов, их форма и размеры, внешний и
внутренний радиусы закругления в зоне пересечения каналов и др.), параметров РКУ
прессования (скорость, число проходов, маршрут, температура, смазка, определяю-
щая коэффициент трения между заготовкой и оснасткой, и др.), природы деформи-
руемого материала (порядковый номер в периодической таблице Д.И. Менделеева,
тип кристаллической решетки, исходные структура, пластичность и прочность и
др.). В результате лишь определенный набор указанных параметров позволяет успеш-
но реализовать процесс РКУ прессования и получить целостные наноструктурные
заготовки.

На рис. 1.11 представлен типичный вид заготовок из технически чистого Т1, под-
вергнутых РКУ прессованию по оптимальному (рис. 1.11, а) и неоптимальному

Рис. 1.11. Типичный вид объемных заготовок из технически чистого титана, подвергнутых РКУ
прессованию по оптимальному (а) и неоптимальному (б) режимам
(рис. 1.11, б) режимам. Как видно, в случае неоптимального режима процесса РКУ
прессования заготовка деформируется крайне неоднородно и уже после первых про-
ходов происходит расслоение объемной заготовки. Оптимальный режим РКУ прес-
сования позволяет многократно (вплоть до 16 раз и более) продавливать заготовку че-
рез оснастку. При этом получается целостная заготовка без трещин с однородной
наноструктурой и комплексом уникальных физических и механических свойств.

Большой интерес исследователей к проблеме интенсивной пластической дефор-
мации привел к бурному развитию новых подходов к получению объемных нано-
структурных заготовок из различных материалов. В гл. 3 рассмотрены приемы, на-
правленные на развитие способа РКУ прессования за счет использования
противодавления, подходы к реализации методов ИПД применительно к малоплас-
тичным труднодеформируемым материалам и перспективные способы ИПД.

Список используемой литературы

1. 61еИег Н. Ц Ргоёгезз Ма!ег. 8сь, 1989. V. 33. №. 4. Р. 223.

2. Гусев А.И., Ремпель А. А. Нанокристаллические материалы. — М.: Физматлит,
2000. 224 с.

3. Андриевский Р.А., Рагуля А.В. Наноструктурные материалы. — М.: Асадеппа,
2005. 192 с.

4. Морохов И.Д., Трусов Л.Д., Лаповок В. И. Физические явления в ультрадисперс-
ных средах. — М.: Наука, 1984. 472 с.

5. Валиев Р.3,, Александров И.В. Наноструктурные материалы, полученные ин-
тенсивной пластической деформацией. — М.: Логос, 2000. 272 с.

6. Носкова Н.И., Мулюков Р.Р. Субмикрокристаллические и нанокристалличес-
кие металлы и сплавы. — Екатеринбург: Уральское отд-е РАН, 2003. 279 с.

7. Ахмадеев Н.А., Валиев Р.З., Копылов В.И., Мулюков Р.Р. // Известия РАН. Ме-
таллы. 1992. № 5. С. 96.

8. РгосеесНп^з оГФе КАТО АК\У оп 1пуе8йёа11оп8 апд АррПсабопз оГ 8еуеге Р1а81лс
ОеГогтаНоп (Мозсо^у, Ки881а). (КАТО 8с1. 8епе8, е<18. Ьо\уе Т.С. апс! УаИеу К.2.)
Ц К1шуег РиЫ. V. 80. 2000. 394 р.

9. Ргос. оГ гЬе 8утро8шт ИкгаГте Огатес! Ма!епа18 II, 1Ье ТМ8 Аппиа! Меейп^
(17-21 ЕеЬгиагу 2002, 8еаи1е, О8А).

10. Котов Ю.А. Ц Перспективные материалы, 2003. № 4. С. 79.

11. О1ейег И., МащиапН Р. Ц 28. Ме1а11кипс1е, 1984. Вс1. 75. №. 4. 8. 263.

12. В1тп%егВ., Негг И., СНеНег Н. // Тгап8.Зарап. 1п81. МеБ 8ирр1., 1986. V. 27. Р. 43.

13. 81е&>1 В. Ж. Ц 5. Рйуз. апд Сйет. 8о1к18., 1994. V. 55. №. 10. Р. 1097.

14. Коей С.С., СНо Т.8. Ц Капо81гисШгес1 Ма(епа18, 1992. V. 1. Р. 207.

15. Андриевский Р. А. Порошковое материаловедение. — М.: Металлургия, 1991.203 с.

16. МаНИеууз М.О., РесИеп1кА. // 3. Агпег. Сегат. 8ос., 1991. V. 74. Ко. 7. Р. 1547.

17. СИеп И.-Г., Мауа МЛ. // Капо81тисШгес1 Ма1епа18, 1992. V. 2. Ко. 3. Р. 469.

18. АпАпеизк! КА., КаИпткоу 6.У., Ро1а/ееу А.Р. ег а1. // Капо81гис1игес1 Ма1епа18,
1995. Уо1. 6. Ко. 1-4. Р 353.

19. КааЬе Т., \УазсНе В. // Капо81гисШгес1 Ма1епа18. 1995. V. 6. Ко. 1-4. Р. 357.

20. Иванов В.В., Яворский Н.А., Котов Ю.А. и др. //ДАН СССР, 1984. Т. 275. № 4.

С. 873.
21. Иванов В.В., Паранин С.Н., Гаврилин Е.А. и др. // СФХТ, 1992. Т. 5. № 6. С. 1112.

22. Авакумов Е.Г. Механические методы активации химических процессов. — Но-
восибирск: Наука, 1988. 236 с.

23. Механический синтез в неорганической химии / Под ред. Е.Г. Авакумова. —
Новосибирск: Наука, 1991. 203 с.

24. Месйашса! А11оу1п§. (Ед. Р.Н. 8йт§и). — 8\чЙ2ег1апд: Тгапз. Теей. РиЬНсаЙопз,
1992. 840 р.

25. Е.6а//е^1 а1. Ц Магег. Тгапз., 1995. V. 36 (2). Р. 1980.

26. Уауап А.К., Оезге Р. Вепатеиг Т. // Рйуз. Кеч ЬеП., 1992. V. 68. Ыо. 14. Р. 2235.

27. ЕесМ И.-Б // Капо81гис1игед МаГепа1з, 1995. V. 6. ТЧо. 1—4. Р. 33.

28. Мотз 0.6. Месйашса! Ьейачюг оГпапозГшсШгед та1епа1з. — 8\чйгег1апд: Тгапз.

Теей. РиЬИсайопз, 1998. 100 р.

29. 1Л1гаГ1пе-§га1пес1 та1епа!з ргерагед Ьу зечеге р1азНс деГогтаПоп (ед. Ьу
К.7. Уайеч). Аппа1ез де СЫпие. 8с!епсе дез МаТепаих, 1996. V. 21.1Мо. 6—7. Р. 369.

30. УаПеу К.7., КгазПткоу И.А., Тзепеу И.К. // Магег. 8с1. Еп§., 1991. V. А 137. Р. 35.

31. УаПеу К.7., Тзепеу И. К. — 1п: Ног деГогтадоп оГ а1ит1пит аПоуз (ед. Ьу
ТО. Ьапёдоп, Н.О. МегсйапГ, З.О. Мотз, М.А. 7а1д1). ТМ8. У/аггепда1е, РА,
1991. Р. 319.

32. 8аПзскеу 6.А., 1таеу К.М., 1таеу У.М., баЬНиПп И.К. // МаГег. 8сГ Еогит, 1993.
V. 113-115. Р. 613.

33. Салищев Г.А., Валиахметов О.Р., Галеев Р.М., Малышева С.П. // Металлы, 1996.
№ 4. С. 86.

34. Скакктуа! 6., 8иг1асП А.В., ТИотзоп Р.Г. // 8спрГа МаГег., 1998. V. 39. Р. 677.

35. 8(йууе П.Р. // Ргосеедш&з оГ 1йе 2пд 1пГегпаГюпа1 СопГегепсе оп ЫапотаГепа1з Ьу
8ечеге Р1азНс ОеГогтайоп. Еипдатета1з — Ргосеззт§ — АррПсаПоп. 9—13
ОесетЬег 2002, ХДеппа, Аизгпа, ш: КапотаГепак Ьу 8ечеге Р1азЬс ОеГогтабоп
(едз. Мд. 7ейегЬаиегапд К.7. Уайеч). У/Пеу-УСН. У/етйе1т, Сегтапу, 2004. Р. 55.

36. Жорин В.А., Шашкин Д.П., Еникопонян Н.С. //Доклады АН СССР, 1984. Т. 278.
С. 144.

37. Кузнецов Р.И., Быков В.И.. Чернышев В.П. и др. Пластическая деформация
твердых тел под давлением. — Свердловск: ИФМ УНЦ РАН, 1982. Препринт
4/85.

38. Бриджмен П.В. Исследование больших пластических деформаций и разрыва. —
М.: Иностранная литература, 1955. 444 с.

39. Смирнова Н.А., Левит В.И., Пилюгин В.И. и др. // ФММ, 1986. Т. 61. С. 1170.

40. УаПеу К.7., Когцикоу А. У., Ми1уикоу К.К. // МаГег. 8с1. Еп§., 1993. V. А186. Р. 141.

41. УаПеу К.7. // \апо81гисШгед МаГепа1з, 1995. V. 6. Р. 73.

42. УаПеу К.7., Натзепко Уи.У, КаисП Е.Е., Ваиде1е1 В. // АсГа МаГег., 1997. У. 44.

Р. 4705.

43. 7ИПуаеу А.Р., Бее 8., Ииг1з1атоуа 6. У. еГ а1. // 8спр1а МаГег., 2001. V 44. Р. 2754.

44. УаПеу К.7. 1п: 8уп1йез1з апд ргосезз1п§ оГ папосгузГаШпе ро\чдег (ед. Ьу Оач1д Ь.
ВоигеП). Тйе М1пега1з, Ме1а1з апд Ма1епа1з 8ос1егу, 1996. Р. 153.

45. М1зИга К.8., УаПеу К.7., МикИецее А.К. // Ма(ег. 8с1 Еогит, 1996. V. 225—227.
Р. 605.

46. 8Иеп Н., Ы 7., СиегиИег В., Когцйкоу А. У, УаПеу К.7. // Хапо8(гис1игед Ма1епа1з,
1995. V. 6. Р. 385.
47. А1ехапс1гоу 1. У., 7Ии У.Т., Ьо\ие Т.С. еГ а1. // №по$1тис(игес1 Ма1епа18, 1998. V. 10.
Р.45.

48. А1ехапс1гоу 1. И, 7ки У, Т., Ьопе Т.С. е1 а1. // МеГаП. Тгап8. А., 1998. V. 29А. Р. 2253.

49. А1ехапс1гоу 1.У., 7ки УТ., Ьоуие Т.С., УаНеч Р.7. // Ро\\с1ег Ме1а11игёу, 1998. V. 41.

Р. 11.

50. Красильников Н.А., Рааб Г.И., Кильмаметов А.Р. и др. // ФММ, 1998. Т. 86.
С. 106.

51. Сегал В.М., Резников В.И., Дробышевский А.Е., Копылов В.И. // Известия АН
СССР. Металлы, 1981. № 1. С. 115.

52. Сегал В.М., Резников В.И., Копылов В.И. и др. Процессы пластического струк-
турообразования металлов. — Минск: Навука 1 техн1ка, 1994. 250 с.

53. Ьап&огН С, СоИеп М. // Тгапз. А8М, 1969. V. 82. Р. 623.

54. ^аказЫ У, ]Уап§3., НогНа 7. е1 а1. // 8спр1а Ма1ег., 1996. V. 35. Р. 143.

55. Реггазе 5., 8е$а1 У.М., НаНму? К.Т., Со/огНг В.Е. // Ме1а11. Ма1ег. Тгапз., 1997.

V. 28А. Р. 1047.

56. 1ууаИаз1й У., НогНа 7., Исток) М., Ьап^Ноп Т.С. // Ас(а Ма(ег., 1997. V. 45. Р. 4733.

57. ГмаИазИ! У, Ригикаыа М., НогНа 7. е! а1. // МеТаП. Тгап8. А, 1998. V. 29А. Р. 2245.

58. ЕиаказЫ У., НогНа 7., Иеток) М., Ьап^Ноп Т.С. // Ас1а Ма1ег., 1998. V. 46. Р. 1589.

59. 1умаИаМ У, НогНа 7, Ието1о М., Ьап$с1оп Т.С. // Ме1а11. Тгап§. А, 1998. V. 29А.

Р. 2503.

60. 1ууаНа8Н1 У, НогНа 7., Исток) М., Ьап^Ноп Т.С. // Ас1а Ма1ег., 1998. V. 46. Р. 3317.

61. Ригикаую М., ^аказЫ У., НогНа 7. е[ а1. // Ма1ег. 8ск Еп§., 1998. V. А 257. Р. 328.

62. 8е^а1 У.М. Ц Ма1ег. 8с1. Еп^., 1995. V. А 197. Р. 157.

63. Колобов Ю.Р., Валиев Р.З., Грабовецкая Т.П. и др. Диффузия и свойства объем-
ных наноструктурных материалов. — Новосибирск: Наука, 2001. 231 с.
Глава 2.

БОЛЬШИЕ ПЛАСТИЧЕСКИЕ ДЕФОРМАЦИИ
И СТРУКТУРООБРАЗОВАНИЕ

К большим или развитым обычно относят такие пластические деформа-
ции, при достижении которых поведение металлических материалов на макро-, ме-
зо- и микроуровнях как качественно, так и количественно отличается от такового на
предшествующих начальных и промежуточных этапах деформации [1]. При этом
обычно речь идет о металлических материалах, которые вследствие значительной
пластичности могут быть деформированы без разрушения до высоких степеней де-
формации.

Достижение больших пластических деформаций ассоциируется с проявлением
новых, нетипичных для обычных деформаций стадий деформационного упрочнения
(стадии IV и V). Этот процесс сопровождается измельчением микроструктуры, фор-
мированием ячеистой структуры, изменением структуры внутренних поверхностей
раздела. Данные изменения, в частности, обеспечивают рост прочностных характе-
ристик, а также изменение других структурно-чувствительных свойств исследуемых
материалов [1—7].

Проявление указанных структурных особенностей обеспечивается при достиже-
нии очень высоких истинных степеней деформации е, близких к 1 и превышающих
ее. Такие степени деформации обычно невозможно достичь, например, при одноос-
ном растяжении образцов в результате образования шейки и их последующего быст-
рого разрушения. С другой стороны, это возможно сделать при осадке, прокатке,
кручении, являющихся менее жесткими схемами деформации, чем растяжение. При
этом геометрические размеры и форма деформируемых заготовок в большей или
меньшей мере претерпевают существенные изменения в зависимости от используе-
мой схемы деформации.

В последнее время интерес к проблеме больших пластических деформаций суще-
ственно вырос. Это во многом обусловлено потребностями развития методов ИПД,
дающих возможность достигать очень больших степеней деформации вплоть до
е « 10-5-100 в условиях высоких приложенных давлений, не позволяющих объемным
заготовкам из различных металлических материалов быстро разрушаться в процессе
деформации [8]. Отметим также, что современные представления о структурообразо-
вании при больших пластических деформациях являются важным базисом для
дальнейшего развития упомянутых методов ИПД, направленных на создание новых
объемных наноструктурных материалов с уникальным комплексом физико-механи-
ческих свойств.

Ниже в данной главе обобщены основные существующие представления, касаю-
щиеся больших пластических деформаций. При этом особое внимание уделено фе-
номенологии, анализу микроструктурных изменений, а также .развитым моделям,
что в целом позволяет получить представление о современном состоянии проблемы
больших пластических деформаций.

2.1 ФЕНОМЕНОЛОГИЯ БОЛЬШИХ ПЛАСТИЧЕСКИХ ДЕФОРМАЦИЙ

Проведенные многочисленные экспериментальные исследования [2—4, 6]
свидетельствуют о том, что кривые деформации металлов в области больших пласти-
ческих деформаций ведут себя немонотонным образом. Данный факт был надежно
установлен как для случаев различных схем нагружения (рис. 2.1), так и для различ-
ных типов кристаллической решетки [2—4]. Наиболее наглядно стадийность дефор-
мационного поведения металлических материалов в процессе больших пластических
деформаций выявляется на кривых деформационного упрочнения 0 — т (здесь 0 — ко-
эффициент деформационного упрочнения; т — напряжение сдвига). При этом коэф-
фициент деформационного упрочнения 0 = <1т/с1у (здесь у — величина сдвига или сте-
пень деформации).

Первые три стадии деформационного упрочнения металлических материалов де-
тально проанализированы и хорошо изучены [9, 10]. Общепринято, что низкая вели-
чина коэффициента деформационного упрочнения 01 на стадии I соответствует лег-

Рис. 2.1. Кривые деформации и деформационного упрочнения Си (99,95%):

а - сдвиг кручением (+) и плоская прокатка (А) при у = 1+10 с-1; б- сдвиг кручением (х) и сжатие (□)
при у - 10“2 с-1 [5] (Т= 293 К)
кому скольжению дислокаций, когда действует лишь одна благоприятно ориентиро-
ванная система скольжения. Практически постоянное высокое значение коэффици-
ента деформационного упрочнения 0П на стадии II (линейное упрочнение) обеспе-
чивается взаимодействием между дислокациями при множественном скольжении,
когда активизируется несколько систем скольжения одновременно. Уменьшение ко-
эффициента деформационного упрочнения 0П1 на стадии III (параболическое упроч-
нение) происходит в силу активизации процессов поперечного скольжения дислока-
ций и огибания ими таким образом препятствий на своем пути.

Проведенные в последние десятилетия тщательные исследования поведения ма-
териалов при больших пластических деформациях позволили обнаружить стадию IV,
а также стадию V деформационного упрочнения. Данные стадии достигаются лишь
при истинных степенях деформации е > 14-2.

Стадии IV и V деформационного упрочнения были обнаружены и изучались в ра-
ботах X. Стюве [11], И. Ковача [12], Г. Севиллано и др. [10], М. Зехетбауэра и его кол-
лег [2—4], В.В. Рыбина [1], Н.А. Коневой и Э.В. Козлова [13], а также других ученых
[14—16, 6, 44]. При этом были проведены многочисленные экспериментальные ис-
следования металлических материалов (моно- и поликристаллов) с различным типом
кристаллической решетки, деформированных при различных температурах с исполь-
зованием различных схем напряженного состояния.

Данные для Си (см. рис. 2.1) и другие экспериментальные результаты, например
[17], также показывают, что стадия IV характеризуется очень низким постоянным
значением коэффициента деформационного упрочнения 01У. На стадии V материал
упрочняется далее, но при этом по мере развития деформации коэффициент дефор-
мационного упрочнения 0у приближается к нулю, деформация становится устойчи-
вой и характеризуется постоянной макроскопической прочностью (см. рис. 2.1) [4].

Наличие и протяженность рассмотренных выше стадий деформационного упроч-
нения определяются как особенностями материала (монокристалл, поликристалл,
химический состав, тип кристаллической решетки, энергия дефекта упаковки и т.д.),
так и условиями его деформирования (температура, скорость деформации и т.д.). На-
пример, в работе [5] экспериментально продемонстрировано, что в случае поликри-
сталлической Си (99,95%) стадии IV и V деформационного упрочнения наблюдаются
при кручении, плоской прокатке и осадке. При этом в случае кручения стадия IV на-
иболее выражена. Увеличение температуры деформации в диапазоне 77...473 К при-
водит к смещению кривых деформации в сторону меньших напряжений сдвига т,
уменьшению коэффициента деформационного упрочнения 01У и протяженности ста-
дии IV деформационного упрочнения.

В исследованном диапазоне скоростей деформации ё= 10~44-1 с-1 при комнатной
температуре на стадиях IV и V коэффициент деформационного упрочнения не зави-
сит от скорости деформации.

Таким образом, недавние исследования позволяют утверждать, что появление
стадий IV и V является характерной особенностью деформационного упрочнения ме-
таллических материалов при значительных деформациях е > 1, относящихся к боль-
шим пластическим деформациям.

Наблюдаемые микроструктурные изменения и модельные представления, объяс-
няющие появление стадий IV и V деформационного упрочнения при больших плас-
тических деформациях, обсуждаются в следующих пп. 2.2 и 2.3 соответственно.
2.2 МИКРОСТРУКТУРНЫЕ ИЗМЕНЕНИЯ

Многостадийность деформационного упрочнения, описанная в п. 2.1, от-
ражает глубокие изменения в микроструктуре, происходящие в ходе реализации
больших пластических деформаций. В связи с этим тщательные микроструктурные
исследования деформированных металлов явились объектом многочисленных работ
[например, 1, 14, 17].

Экспериментальные исследования микроструктурных изменений в ходе больших
пластических деформаций были начаты в 60—70-х годах XX века с использованием
современных методов структурного анализа. При этом особое внимание уделялось
анализу эволюции микроструктуры в чистых металлах с ГЦК и ОЦК решетками при
комнатной и в некоторых случаях более низкой температурах. В качестве схем дефор-
мации использовали кручение, экструдирование и прокатку. При этом отметим осо-
бую роль в этих микроструктурных исследованиях российских ученых, поскольку за
рубежом больше внимания было сосредоточено на анализе деформационных кривых
и разработке теорий деформационного упрочнения в ходе больших пластических де-
формаций.

При анализе эволюции микроструктуры в ходе больших пластических деформа-
ций основное внимание уделяли изменению размера зерен-ячеек, угла разориенти-
ровки между ними, толщине поверхности раздела, плотности дислокаций. При этом
часто используется понятие «фрагментация кристалла», под которым понимается
разбиение деформируемого материала на микрообласти, разориентированные на уг-
лы порядка нескольких градусов [1].

В одной из первых работ такого рода И.А. Гиндиным и др. с использованием ме-
тода просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) были исследованы особен-
ности эволюции микроструктуры в Си, подвергнутой прокатке со степенями обжатия
5—90% при температурах 4,2...300 К [18]. Было продемонстрировано, что увеличение
степени деформации и понижение температуры деформации способствуют уменьше-
нию размеров структурных ячеек и росту плотности дислокаций. При этом резкое из-
мельчение микроструктуры наблюдали уже на начальных стадиях прокатки, но по-
степенно происходило его насыщение. Достигнутый средний размер ячеек в
плоскости прокатки оказался равным 210 нм при комнатной температуре и 35 нм при
температуре жидкого гелия. Оценки средней плотности дислокаций, которая растет
по мере увеличения степени деформации и понижения температуры деформации,
показали максимальное значение 9 х Ю10 см-2, достигнутое при 80%-ном обжатии
при 4,2 К. Вид картин микродифракции свидетельствует о том, что увеличение степе-
ни деформации сопровождается ростом углов разориентировок между соседними
ячейками [18]. По результатам анализа микродифракционных картин обнаружено
уменьшение совершенства кристаллографической текстуры при больших степенях
деформации по сравнению с малыми степенями деформации.

Влияние больших пластических деформаций на характер формирующейся микро-
структуры исследовали также в Си (99,98%), подвергнутой экструдированию и квази-
гидроэкструдированию до степеней деформации 75—80% при температурах 300...20 К
[19]. По данным ПЭМ микроструктура характеризовалась металлографической текс-
турой и была очень сильно насыщена дислокациями. Тонкие, четкие стенки между
блоками ячеек свидетельствовали о протекании процессов динамического возврата.
Однако понижение температуры деформации до 77 К существенно затруднило про-
текание этих процессов. В микроструктуре наблюдали вытянутые блоки ячеек тол-
щиной в десятые доли микрона. Для микродифракционных картин были характерны
слабо размытые рефлексы от одной кристаллографической системы плоскостей. Это
свидетельствовало об отсутствии двойников. Толщина блоков уменьшилась вплоть
до 100 нм с уменьшением температуры деформации до 20 К.

Исследования методом ПЭМ В.М. Быкова и др. [20] показали, что процесс эво-
люции микроструктуры в Си (99,3%) в ходе больших пластических деформаций, реа-
лизованных кручением цилиндрических образцов при комнатной температуре со
степенями деформации, достигающими около 500% для гладких и не менее 4000%
для надрезанных образцов, носит стадийный характер. Основанием для этого яви-
лись наблюдения участков с различной микроструктурой в образцах, деформирован-
ных до разрушения. Оказалось, что доминирующее место в микроструктуре занима-
ют фрагменты с максимально вероятным размером 0,25 мкм и соотношением осей,
близким к 2. Плотность дислокаций внутри данных фрагментов составила 109 см-2, а
на границах оказалась столь большой, что не поддалась оценке. Углы разориентиро-
вок между соседними фрагментами по данным ПЭМ достигли 6°, а в отдельных слу-
чаях 12°.

В работе [12] было исследовано формирование фрагментированной микрострук-
туры в Мо (99,9%) с ОЦК решеткой при одноосном растяжении при комнатной тем-
пературе вплоть до разрушения. Образцы для ПЭМ исследований вырезались вблизи
поверхности излома в сечениях, где сужение = 0,6-ь0,7. На кривой распределения
фрагментов по размерам наблюдался единственный хорошо выраженный максимум,
соответствующий 0,2 мкм (наиболее вероятный размер фрагментов). При этом сред-
ний размер фрагментов оказался равным 0,36 мкм. Фрагменты со средним размером
встречались в четыре раза реже, чем фрагменты с наиболее вероятным размером, что
связано с наличием длинного хвоста на распределении фрагментов по размерам. Ча-
стотная функция распределения фрагментов по величине угла полных разориентиро-
вок характеризовалась двумя максимумами, соответствующими 2,5° и 8,2°. При этом
средний угол разориентировок составил 4,7°. Было обнаружено, что границы во
фрагментированной структуре в подавляющем большинстве случаев лежат в плоско-
стях, отличающихся от плоскостей легкого скольжения, характерных для ОЦК крис-
таллов.

Результаты экспериментальных исследований эволюции микроструктуры в ходе
больших пластических деформаций, выполненные к середине 80-х годов XX века,
были обобщены в опубликованной в 1986 году монографии В.В. Рыбина «Большие
пластические деформации и разрушение металлов» [1]. В ней автор проанализировал
имеющиеся данные, в том числе собственные, по изучению особенностей фрагмен-
тации микроструктуры в металлах с ГЦК, ГПУ и ОЦК решетками. Здесь же представ-
лены разработанные учеными из С.-Петербурга основы ротационной теории плас-
тичности, объясняющей поведение материалов, подвергнутых большим или
развитым пластическим деформациям.

Выполненные исследования свидетельствуют о том. что при увеличении степени
деформации в металлах с ГЦК решеткой можно выделить две стадии, в которых ха-
рактер эволюции микроструктуры отличается качественно. Так, на стадии 0 < е < 0,3
наблюдается интенсивное изменение дислокационной структуры. При этом размер
Рис. 2.2. Образование оборванных границ 1
и 2 на изломах некогерентной границы
двойника отжига; е= 0,21, разориентировка
на оборванных границах 1 и 2 равна
соответственно 3,7 и 2, 4° [1]

ячеек и их распределение по размерам резко уменьшаются, плотность дислокаций
растет, толщина границ между ячейками уменьшается. Однако эти процессы проте-
кают с насыщением и при е > 0,3 дислокационная структура как бы «замораживает-
ся». На этом этапе развитой деформации активизируются совершенно иные механиз-
мы деформации, обеспечивающие формирование крупномасштабной по сравнению
с размером ячеек ориентационной неоднородности в деформируемом образце.

Соседние ячейки в ходе больших пластических деформаций остаются слабо разо-
риентированными. Углы разориентировок составляют главным образом 0,1—0,2°.
Однако одновременно наблюдается формирование качественно новых оборванных
внутри ячеистой структуры границ с углами разориентировок более 1°. Эти границы
появляются парами, состоят из дислокаций противоположного знака, имеют рав-
ный, но противоположный по знаку угол поворота и образуют дипольные конфигу-
рации. Участок ячеистой структуры, заключенный между парой соседних оборван-
ных границ, представляет собой микрополосу (рис. 2.2). По мере увеличения степени
деформации границы становятся совершеннее и четче, их количество и соответству-
ющие им углы разориентировок растут (рис. 2.3). При этом последние достигают зна-
чений 8—10° по мере развития больших пластических деформаций.

Рис. 2.3. Дипольная конфигура-
ция из двух сильно разориенти-
рованных границ в № (е = 1,05)
[1]
Изначально микрополосы располагаются под углами, близкими к 35°, по направ-
лению прокатки. Однако по мере увеличения степени деформации происходит их по-
ворот к направлению прокатки. При этом микрополосы, по-видимому, не принима-
ют в дальнейшем значительного участия в деформации. Об этом свидетельствует
постоянство их поперечных размеров вплоть до очень больших степеней деформа-
ции. В дальнейшем происходит объединение микрополос в мезополосы, распростра-
няющиеся на большие расстояния вдоль плоскости прокатки.

После того как весь объем деформируемого материала заполняется микрополоса-
ми, дальнейшая деформация осуществляется путем зарождения внутри мезополос
полос сдвига, ориентированных под углом 35° к мезополосам. Полосы сдвига сильно
фрагментированы. После своего образования полосы сдвига, так же как и микропо-
лосы, перестают принимать участие в деформации, которая продолжается путем об-
разования новых полос сдвига.

В случае ГПУ металлов важную роль в ходе больших пластических деформаций
играют деформационные двойники. Характерными элементами микроструктуры
ОЦК металлов после больших пластических деформаций являются замкнутые (пет-
леобразные) и дипольные конфигурации оборванных дислокационных границ, по-
лосовые структуры, ветвящиеся оборванные дислокационные границы. Характерны-
ми размерами этих структурных составляющих являются 0,2-0,5 мкм, а углы
разориентировок между соседними областями — 1—5°.

Анализ экспериментальных результатов, полученных методом ПЭМ, например
[21], позволил утверждать 11 ], что большие пластические деформации сопровожда-
ются кооперативными процессами. При этом ансамбль сильно взаимодействующих
дислокаций, находящийся под воздействием внешних сил, можно рассматривать в
качестве открытой диссипативной системы. В такой системе возможны самооргани-
зация и формирование диссипативных структур. Возникновение фрагментирован-
ной структуры является следствием структурной неустойчивости ансамбля дислока-
ций, приводящей к увеличению конфигурационной энтропии образца [22]. При этом
образование границ фрагментов — частичных дисклинаций является следствием про-
текания процесса самоорганизации, в результате которого в системе возрастает ско-
рость диссипации энергии, что способствует увеличению предельной деформации.

Коллективные формы движения дислокаций вызывают в кристаллах не только
трансляционные сдвиги, но и пластические развороты. В результате плодотворным для
описания и анализа эволюции микроструктуры на стадии развитой деформации являет-
ся использование представлений о ротационной пластичности. Данные представления
объясняют наблюдаемые микроструктурные эффекты зарождением и движением час-
тичных дисклинаций, которые являются носителями ротационных мод пластичности.

Как следует из вышесказанного, к середине 80-х годов XX века были получены
важные экспериментальные результаты исследования эволюции микроструктуры в
ходе больших пластических деформаций. Они позволили сделать выводы о дисперги-
ровании микроструктуры, утончении границ, росте плотности дислокаций в них и
увеличении среднего угла разориентировок между соседними фрагментами при уве-
личении степени деформации.

В последние годы интерес к исследованиям микроструктурных изменений в ходе
больших пластических деформаций резко возрос, что связано с рядом причин. Во-
первых, — это развитие современных методов исследования микроструктур, которые
позволяют получать все более детальную и количественную информацию о процес-
сах, протекающих в деформируемых материалах. Во-вторых, как уже указывалось вы-
ше, исследование процессов, протекающих в ходе больших пластических деформа-
ций, является необходимым шагом для понимания природы формирования
ультрамелкозернистых состояний при ИПД.

Подробный количественный анализ эволюции микроструктуры в ходе больших
пластических деформаций при холодной прокатке А1, 141, Та [23], ГЦК металлов [14],
№ [16] был проведен Н. Хансеном и его коллегами. ПЭМ исследования микрострук-
тур, формирующихся в результате больших пластических деформаций при низкой
гомологической температуре (холодная деформация при комнатной температуре),
свидетельствуют об их общности как для металлов с ГЦК решеткой, имеющих сред-
ний или высокий уровень энергии дефекта упаковки (Си, М, А1), так и для металлов
с ОЦК решеткой (Ре).

Например, как представлено на рис. 2.4 [16], характерной чертой микроструктуры
холоднокатаного № при сравнительно малых степенях обжатия около 70% является
наличие границ, направленных под углом к направлению прокатки (рис. 2.4, а), а
также ламельных границ, почти параллельными направлению прокатки. Для боль-
ших степеней обжатия е = 90% характерны ламельные границы (рис. 2.4, б—г).

Типичными для таких структур также являются области локализованного сдвига в
виде 5-полос (5 на рис. 2.4, а) и полос сдвига (55 на рис. 2.4, г). 5-полосы представ-
ляют собой области интенсивного локального скольжения, создающие цепочку воз-
мущений в форме буквы 5 на этих границах. Длина 5-полосы, как правило, меньше
размеров зерна. 5-полосы характерны для всего исследованного диапазона степеней
обжатия. Полосы сдвига 55 представляют собой области интенсивного сдвига, кото-
рые охватывают несколько зерен и имеют некоторую макроориентацию. Полосы
сдвига характерны только для больших обжатий е = 90-5-98%.

Основным элементом структуры на мезоуровне являются блоки ячеек. Блоки яче-
ек ограничены плотными дислокационными стенками (ПДС) — протяженными поч-
ти плоскими границами, имеющими деформационное происхождение. На границах
блоков ячеек могут располагаться микрополосы — плоские области между двумя
близко расположенными ПДС (рис. 2.5, а) [23]. При больших степенях деформации
вытянутые блоки ячеек в сформировавшейся бамбуковой структуре разделяются
почти плоскими протяженными ламельными границами.

Блоки ячеек состоят из отдельных ячеек. Внутри ячеек плотность дислокаций
очень мала. При больших деформациях границы ячеек пересекают короткое прост-
ранство между ламельными границами в бамбуковой структуре (рис. 2.5, б). Граница-
ми ячеек являются случайные дислокационные границы (СДГ), образующиеся в ре-
зультате захвата скользящих дислокаций.

С увеличением степени деформации размеры блоков ячеек и самих ячеек умень-
шаются. При этом размер первых — быстрее, чем размер вторых. В результате число
ячеек в блоке уменьшается. При больших степенях деформации границы блоков яче-
ек ориентируются почти параллельно плоскости прокатки.

Представленные результаты свидетельствуют о том, что в сильнодеформирован-
ных металлах существуют внутренние поверхности раздела, различающиеся ориента-
цией по отношению к выделенным направлениям в образце, углами разориентиро-
вок и т.д.
Рис. 2.4. Электронно-микроскопические изображения дислокационной структуры в чистом №
(99,99%), подвергнутом прокатке со степенями обжатия 70% (а), 90% (б), 95% (в), 98% (г).
Продольное сечение, содержащее направление холодной прокатки [16]

При анализе микроструктуры сильнодеформированных металлических материа-
лов различают геометрически необходимые границы (ГНГ) и СДГ [16]. К ГНГ отно-
сят протяженные границы блоков ячеек (ПДС, микрополосы и ламельные границы).
Эти границы разделяют области, в которых действуют различные комбинации сис-
тем скольжения и величина деформации различна. СДГ являются обычными грани-
цами ячеек, образовавшимися в результате взаимодействия скользящих дислокаций.
Рис. 2.4. (продолжение)

2 Валиев Р. 3., И. В. Александров
Рис. 2.5. Схематическое изображение деформационных микроструктур и деления зерен:

а — малые и средние деформации; б — большие пластические деформации [23]; 7 — ПДС; 2 — СДГ;

3 — блок ячеек; 4 — микрополоса; 5 — ячейки; 6 — ламельные границы

С морфологической точки зрения к ГН Г относят те границы, вдоль которых рас-
полагаются по крайней мере три ячейки. Кроме того, такими границами считаются
границы тех субзерен, для которых характерны равновесные тройные стыки и(или)
углы разориентировок, превышающие 15°.

По Хансену увеличение степени деформации приводит к некоторому увеличению
средних углов разориентировок (рис. 2.6), особенно в случае ГНГ. При этом углы ра-
зориентировок имеют здесь широкий диапазон значений вплоть до большеугловых.
Доля последних возрастает с увеличением степени деформации. В то же время в
структуре постоянно формируются новые малоугловые границы ячеек, о чем свиде-
тельствуют соответствующие спектры разориентировок.

В случае ГНГ (рис. 2.6, а) с увеличением степени деформации в 141 [16] происхо-
дит уменьшение межграничного расстояния вплоть до 0,133 мкм при степени обжа-
тия Е = 98%, а средний угол разориентировок возрастает вплоть до 19,7°, и в спектре
сильно увеличивается доля границ с очень большими углами разориентировок.
В случае СДГ (рис. 2.6, б) также наблюдается уменьшение межграничного расстояния
вплоть до 0,31 мкм. При этом средний угол разориентировки возрастает до 3,0° при
той же степени обжатия. Блоки ячеек, разделенные ГНГ, становятся очень сильно
вытянутыми. Удлиненную форму принимают и субзерна. С увеличением степени де-
формации толщина как ГНГ, так и СДГ уменьшается.

В работе [23] были проведены исследования микроструктуры образцов 141
(99,99%), подвергнутых большим пластическим деформациям прокаткой с различ-
ными степенями обжатия, в том числе 70%, 90%, 98%, и сдвигу кручением. Здесь же
исследовались образцы А1 (99,5%), А1 (99,8%), Та (99,99%), деформированные про-
каткой со степенью обжатия 90%. В последнем случае прокатка была поперечной.
Деформация проводилась при комнатной температуре.

В микроструктурах исследованных образцов разных металлов были выявлены об-
щие черты. Показано, что большие пластические деформации приводят к формиро-
ванию характерных протяженных ламельных структур с дислокационными граница-
ми. Здесь же наблюдаются вытянутые области равноосных субзерен. Относительная
доля ламельных границ и вытянутых областей субзерен зависит от вида деформируе-
б

Разориентировка, град

Рис. 2.6. Гистограммы углов разориентировок геометрически необходимых границ (а) и
случайных дислокационных границ (б) в никеле в зависимости от степени обжатия при
холодной прокатке [16]

Разориентировка, град

мого материала и схемы деформации. Доля равноосных зерен в А1 с высокой энерги-
ей дефекта упаковки выше, чем в М. Аналогичная ситуация характерна для №, под-
вергнутого сдвигу кручением, по сравнению с прокатанным №.

Таким образом, Н. Хансену и его коллегам удалось систематизировать особенно-
сти микроструктуры металлов на разных этапах больших пластических деформаций в
результате тщательного использования возможностей современных просвечивающих
электронных микроскопов. Эти результаты позволили выработать схему эволюции
микроструктуры при больших пластических деформациях. В то же время недостат-
ком анализа эволюции микроструктуры в ходе больших пластических деформаций
является отсутствие привязки к обнаруженным стадиям деформационного упрочне-
ния в ходе больших пластических деформаций, сопровождающихся, как будет проде-
монстрировано ниже, существенными изменениями в механизмах пластической де-
формации.
Отметим, что подход Н. Хансена к описанию особенностей микроструктуры ме-
таллических материалов, подвергнутых большим пластическим деформациям, не-
сколько отличается от используемого В.В. Рыбиным [ 1 ]. В частности, В.В. Рыбин для
описания особенностей микроструктуры использует понятия «ячейка», «оборванная
граница», «частичная дисклинация», «микрополоса», «мезополоса», «полоса сдвига»
и т.д. Н. Хансен пользуется понятиями «ячейка», «блок ячеек», «области локализо-
ванного сдвига (5-полосы)», «полосы сдвига», «плотные дислокационные стенки»,
«случайные дислокационные границы» и т.д. Как видно, некоторые термины совпа-
дают, но некоторые нет. Различия в используемой терминологии связаны со сложно-
стью микроструктур, формирующихся в металлических материалах в результате
больших пластических деформаций, и попытками отразить их характерные, на взгляд
указанных исследователей, специфические аспекты. Важно также, что Н. Хансен от-
мечает рост угла разориентировок как в случае ГНГ, так и в случае СДГ. В то время как
по В.В. Рыбину ячеистая структура как бы замораживается и не принимает участия в
пластической деформации. Разориентировки между ячейками остаются малыми,
плотность дислокаций растет лишь незначительно, а может и уменьшаться. Одновре-
менно в микроструктуре увеличивается число оборванных границ.

Важные результаты, касающиеся микроструктуры и механических свойств ОЦК
поликристаллов, подвергнутых большим пластическим деформациям, получены
С.А. Фирстовым с соавторами [24, 26]. Показано, что переходные металлы с ОЦК ре-
шеткой являются удобным объектом для исследования особенностей деформацион-
ного упрочнения при больших пластических деформациях. При этом установлено,
что наиболее важными отличиями ОЦК металлов от металлов с другим типом решет-
ки являются: 1) существование ярко выраженной температурной зависимости напря-
жения течения; 2) высокое значение энергии дефекта упаковки.

Оба данных фактора влияют на характер формирующейся структуры при больших
пластических деформациях. При этом высокая энергия дефекта упаковки способст-
вует протеканию поперечного скольжения и переползания дислокаций и обеспечи-
вает формирование ячеистых структур. С другой стороны, резкое увеличение напря-
жения течения при уменьшении температуры усложняет процессы перестройки
дислокаций в более благоприятные конфигурации, такие как ячеистые структуры
или субзерна.

Обобщение полученных методом просвечивающей микроскопии данных указы-
вает на общую для ОЦК металлов тенденцию, заключающуюся в эволюции микро-
структуры в направлении от клубков дислокаций к их однородному распределению,
формированию промежуточных структур и, наконец, разориентированной ячеистой
структуре с увеличением степени деформации. Было отмечено, что уменьшение тем-
пературы приводит к увеличению диапазона степеней деформации, которому соот-
ветствует относительно однородное распределение дислокаций. Рост температуры
деформации способствует формированию ячеистых структур, поскольку облегчают-
ся процессы переползания и поперечного скольжения.

Увеличение степени деформации сопровождается уменьшением размера струк-
турных элементов. При этом значительная часть границ ячеек исчезает. Последний
процесс несколько замедляет измельчение структуры. Кроме того, при этом происхо-
дит увеличение угла разориентировки со между соседними ячейками с увеличением
степени деформации е в соответствии с уравнением
со(е) = ае3/2, (2.1)

где а — коэффициент пропорциональности.

Процесс эволюции микроструктуры сопровождается изменением механизмов де-
формационного упрочнения. При этом анализ экспериментальных результатов пока-
зал, что обычно приписываемая ОЦК металлам параболическая зависимость напря-
жения течения о от степени деформации е может быть представлена в виде трех
прямолинейных участков, каждому из которых соответствует свой закон упрочнения.
Механизмы, действующие на каждой из указанных стадий упрочнения ОЦК метал-
лов при больших пластических деформациях, все еще требуют дальнейших исследо-
ваний.

Отметим также, что, согласно [25, 26], характер сформировавшихся при больших
пластических деформациях микроструктур существенным образом влияет на темпе-
ратуру хрупко-вязкого перехода в ОЦК металлах. Так, формирование в основном од-
нородного распределения дислокаций приводит к увеличению данной температуры,
а уменьшение размера структурных элементов — к ее понижению. Таким образом,
большие пластические деформации, сопровождающиеся измельчением структуры,
должны способствовать желанному для многих промышленных применений пони-
жению температуры хрупко-вязкого перехода. Тем более такого понижения следует
ожидать в случае формирования ультрамелкозернистых (УМЗ) структур в результате
применения методов ИПД.

Значительный прогресс при исследовании материалов, подвергнутых большим
пластическим деформациям, достигнут недавно в результате развития и применения
современных методов рентгеноструктурного анализа [27]. Такие исследования, на-
пример, были выполнены совместно М. Зехетбауэром, Т. Унгаром и их коллегами на
Си [28, 29] и Ее [28]. Было показано, что независимо от используемых схем напря-
женного состояния с началом стадии IV деформационного упрочнения в исследован-
ных материалах скорость роста плотности дислокаций существенно уменьшается по
сравнению со стадиями II и III [5, 28, 30]. С началом стадии V скорость роста плот-
ности дислокаций падает до нуля. При этом, например, в Ее, деформированном до
у = 8,3 при комнатной температуре, истинная плотность дислокаций, рассчитанная с
учетом дислокационного контраста, достигает 3,02 х 1015 м-2. Одновременно с нача-
лом стадии IV наблюдается постоянство в размере ячеек или, по крайней мере, ско-
рость уменьшения их размера существенно снижается.

Авторы [28, 29, 30], анализируя данные прецизионных рентгеноструктурных ис-
следований с учетом дислокационного контрастного фактора, сделали выводы о пре-
обладающем типе границ ячеек в микроструктуре исследованных Си и Ее на различ-
ных стадиях больших пластических деформаций. При этом они исходили из
предположения о возможности существования в ячеистой микроструктуре двух ти-
пов дислокационных стенок: 1) поляризованных дипольных стенок; 2) поляризован-
ных наклонных стенок (см. рис. 2.12).

Оказалось, что, например в случае Ее [28], увеличение степени деформации приво-
дит к монотонному уменьшению взвешенной суммы С дислокационных контраст-
ных факторов поляризованных дипольных стенок и поляризованных наклонных сте-
нок от величины 0,271 в исходном состоянии до величины 0,175 после деформации
до у = 8,43 при сдвиге кручением и комнатной температуре. При этом теоретические
расчеты дают значения дислокационного контрастного фактора, равные 0,275 для
случая равновероятного присутствия винтовых и краевых дислокаций в поляризо-
ванных дислокационных стенках и 0,075 для случая присутствия только краевых дис-
локаций в поляризованных наклонных стенках.

Таким образом, по мере развития деформации происходит переход от микрострук-
тур с преимущественно поляризованными дипольными стенками к микроструктурам
с преимущественно поляризованными наклонными стенками. При этом доля первых
падает от 0,96 до 0. Данный переход сопровождается ростом углов разориентировок
между соседними областями в микроструктуре в ходе больших пластических дефор-
маций и соответствует переходу от ячеистой структуры к ламельной по Хансену.

Еще одним важным процессом, протекающим при больших пластических дефор-
мациях, является текстурообразование [31, 32].

Наиболее подробные экспериментальные исследования процессов формирова-
ния кристаллографических текстур в ходе больших пластических деформаций, реа-
лизованных прокаткой, сжатием и сдвигом кручением, были выполнены И. Копачем
на примере Си (99,99%) и Си (99,95%) [33]. При этом оказалось, что вид полученных
кристаллографических текстур в указанных случаях подобен.

Типичная кристаллографическая текстура в случае прокатки (рис. 2.7) характери-
зуется двумя волокнами а и Р в ориентационном пространстве углов Эйлера [33]. Во-
локно а связывает между собой идеальные ориентировки латуни (В) {011}< 100> и
Госса (б) {011}<100>. Волокно Р проходит через ориентировки Си (С) {112}<111>,
5-ориентировку {123}<643> и ориентировку латуни (В). Увеличение логарифмичес-
кой степени обжатия ег = 0,3-^-3,3 приводит к росту ориентационной плотности вдоль
обоих волокон. При этом при максимальной степени деформации ориентационная
плотность в волокне р существенно выше, чем в волокне ос. Максимальная интенсив-
ность в волокне Р присуща идеальной ориентировке Си с некоторым незначитель-
ным уменьшением в направлении ориентировки латуни. В волокне ос максимальная
интенсивность достигается для ориентировки латуни с резким уменьшением в на-
правлении идеальной ориентировки Госса.

Кристаллографические текстуры, сформировавшиеся в результате осадки с лога-
рифмическими степенями ес = 0,3-ь2,75, являются волоконными текстурами типа
<110> (рис. 2.8) [33].

Сдвиг кручением со степенями деформации = 0,82^-6,26 приводит к формирова-
нию характерных текстур сдвига (рис. 2.9) [33].

Полученные кристаллографические текстуры описываются волокнами А и В. Во-
локно В проходит через идеальные ориентировки С— (001)[ 1 1 0], В - (I 1 2)| 110],
А - (11Т) [ 101 ], А - (11Т) [ 1 ТО], В - (11 2) [ 1 ТО], С - (001) [ 1Т0]. Волокно А охватывает
идеальные ориентировки АГ — (111 )[210], А - (111)[1 10], А - (11 1)[ 101 ], А? -
(11 Г)[112], А — (111)[110]. Большие степени деформации приводят к ослаблению ин-
тенсивности преимущественных ориентировок в волокне А в пользу волокна В. При
этом характерным является переход интенсивности внутри волокна В от идеальной
ориентировки АТ к идеальной ориентировке С, которая является основной компо-
нентой текстур сдвига в ГЦК металлах [32]. Другие ориентировки в волокне В также
смешаются в сторону идеальной ориентировки С.

Как показали результаты исследований [18], понижение температуры прокатки
Си приводит к изменению типа сформировавшейся кристаллографической текстуры
Уровни интенсивности

10 12

90 0

а-волокно

Рис, 2.7. Текстура прокатки Си.
Комнатная температура. Логариф-
мическая степень обжатия
ег = 3,36 [33]:

С— идеальные ориентировки меди; 5—

ориентировка, В — ориентировки лату-
ни; С— идеальные ориентировки

от типа (112)[111] при комнатной температуре к типу (110)[112] при температурах
жидкого азота и гелия. Совершенство ее ухудшается по мере роста степени деформа-
ции, что связано с конкуренцией двух процессов. С одной стороны, рост плотности
дислокаций в границах ячеек обеспечивает рост углов разориентировок между по-
следними. Этот процесс приводит к размытию текстуры. С другой стороны, решеточ-
ные дислокации обеспечивают протекание дислокационных процессов в теле зерен,
которые усиливают остроту кристаллографической текстуры с увеличением степени
деформации.

В целом, экспериментальные исследования процессов текстурообразования поз-
волили установить стабильные текстурные компоненты, формирующиеся в ходе
больших пластических деформаций. Установлена их зависимость от схемы и в ряде
случаев температуры деформации. Данные, полученные в результате исследования
Рис. 2.8. Текстура осадки Си. Ком-
натная температура. Логарифмиче-
ская степень обжатия ес = 2,75 [33]

кристаллогра-
фических тек-
стур, так же
как и результа-
ты микрост-
руктурных ис-
следований,
проведенных
другими мето-
дами, свиде-
тельствуют о
большой дис-
локационной
активности и

существенной
трансформа-
ции микроструктуры в ходе больших пластичес-
ких деформаций.

Таким образом, анализ многочисленных лите-

ратурных источников позволяет утверждать, что в
результате больших пластических деформаций в

микроструктуре металлических материалов про-
исходят значительные изменения. Они заключа-
ются прежде всего в формировании фрагментиро-
ванных структур, характеризующихся развитыми
поверхностями раздела, среди которых ГН Г —
границы блоков ячеек и СДГ — границы ячеек.
Увеличение степени деформации приводит к
уменьшению размера фрагментов. При этом углы
разориентировок растут как в случае ГН Г, так и в
случае СДГ. Плотность и тип преобладающих дис-
локаций существенно зависят от достигнутой ста-
дии пластической деформации. При этом на ста-
дии IV скорость роста плотности дислокаций
существенно уменьшается, а на стадии V падает
до нуля. В ходе больших пластических деформа-
ций формируется ярко выраженная кристалло-
графическая текстура.

Процессы фрагментации микроструктуры и
текстурообразования очень сложны. В реализа-
ции больших пластических деформаций участвует
большое количество разных дефектов кристалли-

Рис. 2.9. Текстура сдвига кручением Си и расположение
идеальных ориентировок. Комнатная температура. Ло-
гарифмическая степень обжатия у* = 6,26 [33]

0 180
ческого строения, в том числе точечных, линейных и пространственных. Характер
получаемых микроструктур зависит от типа кристаллической решетки, ЭДУ, степени
и температуры деформации и т.д.

Хотя указанные деформации называют большими или развитыми, сформировать
равноосные ультрамелкозернистые структуры с преимущественно большеугловыми
границами зерен и принципиально новыми свойствами не удается. Тем не менее
многочисленные экспериментальные результаты и выработанные на основе их ана-
лиза схемы эволюции микроструктуры при больших пластических деформациях
крайне важны для последующего анализа и понимания природы ИПД.

2.3 МОДЕЛЬНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ

Результаты экспериментальных исследований, приведенные в п. 2.2, иг-
рают важную роль при выработке модельных представлений об особенностях проте-
кания и механизмах больших пластических деформаций. Моделирование позволяет
выявить деформационные механизмы и оценить роль различных факторов, опреде-
ляющих процессы эволюции микроструктуры и формирования свойств, установить
общие закономерности, проанализировать взаимосвязь между параметрами модели и
свойствами, присущими деформируемому материалу, и т.д. Таким образом, модели-
рование является весьма полезным применительно к исследуемому процессу боль-
ших пластических деформаций.

К настоящему времени существует целый ряд работ, посвященных моделирова-
нию больших пластических деформаций (например, [1, 2, 13, 34—36]). Существую-
щие модели можно разделить на две группы: дислокационные и дисклинационные.
Целями разрабатываемых моделей, в первую очередь, являются адекватное описание
и анализ процессов, сопровождающих большие пластические деформации.

Рассмотрим кратко основные модели и главные положения развиваемых теорий.
При этом отметим, что развитие модельных представлений происходило в направле-
нии их усложнения: от наиболее простых моделей, построенных на представлениях о
дислокационном скольжении по одной или нескольким системам скольжения, до
двухфазных моделей, учитывающих наличие и взаимодействие процессов, протекаю-
щих в теле ячеек и разделяющих их областях, рассматриваемых в качестве мягкой и
жесткой фаз деформируемого материала.

Первые наиболее простые модели, призванные описать деформационное поведе-
ние материала, подвергнутого большим пластическим деформациям, были развиты в
рамках классических теорий Тейлора [37], Закса [38] и Бишопа—Хилла [39]. Данные
модели основываются на предположении об активизации дислокационного скольже-
ния в ходе больших пластических деформаций. При этом основными моментами, от-
личающими данные модели друг от друга, являются выбор критерия для начала рабо-
ты тех или иных систем скольжения в конкретном кристалле, тем или иным образом
ориентированном в пространстве, а также характер взаимодействия между соседни-
ми кристаллами в поликристалле.

В классическом виде теория Тейлора предполагает одинаковую относительную
деформацию каждого из зерен, составляющих поликристалл. Такая теория называет-
ся теорией Тейлора с полными ограничениями. При этом дислокационное скольже-
ние осуществляется либо только по однотипным системам скольжения, либо активи-
зируются различные наборы систем скольжения с различными приведенными ска-
лывающими напряжениями сдвига. Формоизменение поликристалла в целом соот-
ветствует формоизменению каждого из отдельных зерен, из которых он состоит. При
указанных допущениях зерна в поликристалле не взаимодействуют между собой.
При этом соблюдаются условия равенства компонент тензора деформаций в отдель-
ных зернах, однако нарушаются граничные условия равенства напряжений по обе
стороны от границы между соседними зернами с той или иной кристаллографичес-
кой ориентацией в пространстве.

Для обеспечения заданного формоизменения, как правило, необходимо действие
не менее 5 систем скольжения в каждом из зерен в поликристалле. Выбор действую-
щих систем скольжения является в большинстве случаев неоднозначным в силу боль-
шого числа возможных комбинаций систем скольжения. Например, в случае ГЦК-
решетки имеется 24 равнозначных октаэдрических систем скольжения {111}<110> с
учетом направления скольжения в прямом и противоположном направлениях. При
этом в каждом зерне может действовать свой набор систем скольжения, выбор кото-
рого зависит от конкретной ориентации кристаллической решетки зерна по отноше-
нию к осям поликристалла. В рамках данного подхода возможен учет, помимо крис-
таллографического скольжения, также кристаллографического двойникования со
своим критическим напряжением.

Критерием для выбора действующих систем скольжения и(или) двойникования
служит минимум внутренней работы, затраченной на заданное формоизменение зер-
на с определенной кристаллографической ориентацией в пространстве,

Е^1ь| = т'п’ (2.2)

5=1

где — приведенное напряжение, действующее в 5-й системе скольжения или двой-
никования; Уу — сдвиг по 5-й системе скольжения или двойникования; И — число дей-
ствующих систем скольжения и(или) двойникования.

Существуют и другие критерии для такого выбора, например в теории Бишо-
па—Хилла, эквивалентной классической теории Тейлора, где действующие системы
скольжения выбираются на основе принципа максимальной внешней работы.

В теории Закса напряжения в соседних зернах считаются равными, однако в ре-
зультате не соблюдаются условия сохранения сплошности материала в процессе пла-
стической деформации. Деформация осуществляется в результате активизации в том
или ином зерне лишь одной системы скольжения с максимальным в соответствии с
критерием Шмида приведенным напряжением сдвига.

Отметим, что применение указанных выше подходов позволяет описывать реаль-
ную ситуацию и моделировать кривые деформации и кристаллографические тексту-
ры в металлических материалах на качественном уровне. В результате применения
данных моделей удалось предсказывать характер кривой деформации, а также тип
развивающихся кристаллографических текстур деформации. Однако количествен-
ные оценки остроты текстуры оказались далеко не столь удовлетворительными. В ча-
стности, классическая теория Тейлора с полными ограничениями предсказывает раз-
витие существенно более острых текстур деформации, чем это наблюдается в экспе-
риментальных исследованиях [40]. При этом теория Тейлора в указанном виде по-
ставляет результаты, являющиеся верхней, а теория Закса — нижней границей по от-
ношению к реальным экспериментальным результатам. Наблюдаются некоторые
отличия в положении текстурных максимумов в результате расчетов, проведенных в
рамках данных моделей.

Неудовлетворенность в предсказываемых результатах моделирования стала сти-
мулом для концентрации усилий ученых на развитии классической теории Тейлора с
полными ограничениями. Это выразилось в модернизации закладываемых в ее базис
представлений о характере формоизменения зерен и условиях, реализуемых на опре-
деленных границах между соседними зернами в зависимости от схемы деформации
[34, 41, 42]. Критерием правильности выбранного направления модернизации ис-
пользуемых моделей явилось более полное соответствие модельных результатов экс-
периментальным данным. В частности, как было показано в результате сравнитель-
ного моделирования [33, 42], именно характер взаимодействия между соседними
зернами, т.е. условия на границах соседних зерен, являются теми факторами, кото-
рые существенным образом определяют остроту и даже некоторые качественные ха-
рактеристики формирующихся кристаллографических текстур.

Как было сказано выше, классическая теория Тейлора налагает жесткие условия
на характер формоизменения зерен при пластической деформации. При этом счита-
ется, что соседние зерна в поликристалле деформируются независимо друг от друга.
В реальной ситуации при больших пластических деформациях зерна, однако, взаи-
модействуют между собой. В связи с этим были разработаны модифицированные
версии теории Тейлора, в которых некоторые ограничения, касающиеся абсолютной
жесткости определенных границ зерен, сняты. Модели, соответствующие модифи-
цированным подходам, были названы моделями с релаксированными (частичными)
ограничениями. К ним, в частности, относятся «реечная» (“1аШ”) и «блинная» (“рап-
саке”) модели [34, 41].

«Реечная» модель лучше всего подходит для описания случаев экструзии, сопро-
вождающихся формированием в микроструктуре вытянутых зерен в форме веретена
или рейки. В «реечной» модели предполагается, что компонента/13 тензора локаль-
ного сдвига необязательно равняется соответствующей компоненте Г13 тензора мак-
роскопического сдвига (рис. 2.10, а). Здесь индекс «1» соответствует направлению
экструзии, а индекс «3» — направлению, перпендикулярному к направлению экстру-
зии. В результате нарушаются условия совместности деформации зерен на границах,
перпендикулярных направлению экструзии, и оказываются равными нулю компо-
ненты о13 иа3] тензора локальных напряжений на данных границах. Действующими
являются только 4 системы скольжения вместо, как правило, 5 в каждом зерне, что
характерно для случая с полными ограничениями.

«Блинная» модель лучше всего подходит для описания случаев прокатки, сопро-
вождающихся формированием в микроструктуре плоских зерен в форме блина.
В «блинной» модели произвольной, помимо компоненты тензора локального сдвига
/13, является также компонента/23. Здесь индекс «1» соответствует направлению про-
катки, индекс «2» — направлению, поперечному направлению прокатки и лежащему
в плоскости прокатки, а индекс «3» — направлению нормали к плоскости прокатки.
В результате нулевыми являются компоненты и о2з тензора напряжений на гра-
а

Рис. 2.10. Схематическое пред-
ставление плоского зерна в хо -
лоднокатаном листе (экструди-
рованном прутке) с отсутствием
ограничений на величину компо-
нент тензора локального сдвига
/13 (а) или/23 (б)

ницах, перпендикулярных направлению прокатки, и границах, перпендикулярных
плоскости прокатки и параллельных направлению прокатки (рис. 2.10, б). Действую-
щими являются только 3 системы скольжения вместо 5.

Отметим, что в обоих рассмотренных случаях модернизации классического под-
хода снимаются ограничения на величину сдвига в направлении границ с малой пло-
щадью и внимание уделяется только согласованной деформации на границах, имею-
щих большую площадь.

Если модель с полными ограничениями позволяет в основном качественно опи-
сывать процессы текстурообразования и рассчитывать с учетом обобщенного факто-
ра Тейлора деформационные кривые при больших пластических деформациях, то
модели с частичными ограничениями, более адекватно описывающие реальные про-
цессы пластической деформации, приводят как к качественному, так и к количест-
венному согласованию экспериментальных результатов и результатов моделирова-
ния. Положение максимумов и интенсивность предсказываемых текстур теперь
практически полностью соответствуют экспериментальным данным [34].

Широкое применение при моделировании процессов текстурообразования при
больших пластических деформациях получили различные версии вязко-пластичес-
кой самосогласованной модели [32, 33, 43—46]. В рамках данного подхода решается
проблема совместной деформации некоего включения — зерна эллипсоидальной
формы и окружающей его однородной изотропной упругой матрицы (среды), пред-
ставляющей весь поликристалл в целом.

Пусть место, занимаемое зерном в поликристалле, заполнено изотропным мате-
риалом, который окружен эффективной средой, отражающей поведение поликрис-
талла в целом. Наложение со стороны эффективной среды внешних напряжений,
описываемых тензором напряжений о, приводит к пластической деформации е ука-
занного изотропного материала. Далее такие же напряжения о накладываются на
рассматриваемое отдельное зерно, являющееся анизотропным и деформирующееся
отличным образом от случая изотропного материала. В результате данное зерно при-
нимает форму, отличную от формы полости. На заключительном этапе на зерно на-
кладываются внутренние напряжения о, описываемые тензором напряжений. Дан-
ные напряжения вызывают дополнительную деформацию е. В результате зерно
приобретает форму, точно соответствующую форме полости. Такой подход позволяет
рассчитать число действующих систем скольжения в каждом зерне, определить ха-
рактер его поворота и действующие в нем напряжения на каждом шаге деформации.
При этом предполагается, что в условиях напряженного состояния определенное
кристаллографическое скольжение осуществляется по любой из возможных систем
скольжения, даже если приведенное напряжение сдвига мало. При этом скорость
скольжения по 5-й системе скольжения задается уравнением

Т,= То8вп(^)

(2.3)

где у0 и т0— константы; — критическое скалывающее напряжение в 5-й системе
скольжения; т — коэффициент скоростной чувствительности.

В рамках подхода с использованием вязко-пластической самосогласованной мо-
дели удается получить единственное решение, касающееся действующих систем
скольжения и поворота кристаллической решетки. При этом выбор делается на осно-
ве учета скоростной чувствительности напряжения течения, а остальными эффекта-
ми второго порядка пренебрегают.

Особый интерес представляет случай, когда данная модель используется с учетом
результатов моделирования течения материала, рассчитанного методом конечных
элементов [42—44, 47, 48]. Такой подход позволяет более точно описывать реальную
эволюцию полей напряжений и морфологию зерен в процессе деформации и полу-
чать достоверные результаты о характере течения материала и текстурообразовании
при больших пластических деформациях.

Современное состояние проблемы моделирования процессов текстурообразова-
ния при больших пластических деформациях подробно проанализировано в работе
[49].

Как следует из экспериментальных результатов, приведенных в п. 2.2, по мере раз-
вития больших пластических деформаций происходит измельчение микроструктуры,
утончение поверхностей раздела и рост разориентировок между соседними областя-
ми в деформируемом поликристалле. В связи с этим можно утверждать, что по мере
увеличения степени больших пластических деформаций растет роль поверхностей
раздела в деформационном поведении поликристаллов и здесь важно учесть процес-
сы, протекающие в приграничных областях при адекватном моделировании больших
пластических деформаций.

Действительно, существует ряд моделей, основанных на выдвинутом X. Муграби
предположении о композитном строении деформированных металлических матери-
алов [50]. При этом считается, что металл имеет ячеистую структуру, которую можно
представить в виде совокупности «мягкой» фазы, состоящей из тел ячеек с низкой
плотностью дислокаций, и «твердой» фазы, состоящей из стенок ячеек с высокой
плотностью дислокаций. X. Муграби выдвинул предположение, что для обеспечения
совместности сдвиговой деформации тела ячеек и их стенок необходимо накопление
неких, так называемых «интерфейсных», дислокаций на внутренних поверхностях
раздела. Данные дислокации аккомодируют различия в упругой и пластической де-
формации в теле ячеек и их стенках (рис. 2.11). Кроме того, интерфейсные дислока-
ции являются ответственными за создание дальнодействующих полей внутренних
упругих напряжений даже в отсутствие скоплений дислокаций, считавшихся единст-
венным их источником.

К дислокационным моделям, в основу которых положены представления о ком-
позитном строении поликристаллов, в первую очередь относятся модели М. Зехетба-
уэра - П. Леха [2,4, 5,29, 51, 52] и Ю. Эстрина - Л. Тота [35, 53]. Данные модели про-
демонстрировали свою плодотворность при анализе деформационного поведения
поликристаллических материалов в ходе больших пластических деформаций.

Так, например, изучив механическое поведение и эволюцию микроструктуры
ГЦК металлов при больших пластических деформациях на примере Си и А1, М. Зе-
хетбауэр обобщил полученные результаты и развил представления о причинах, при-
водящих к появлению стадий IV и V деформационного упрочнения [2, 5]. Позже свой
вклад в развитие данной модели сделал П. Лех [3, 7, 40, 52, 54]. В рамках данных пред-
ставлений считается, что соотношение между напряжением течения и величиной де-
формации определяется типом взаимодействующих дислокаций. Кроме того, при
больших пластических деформациях существенная роль отводится деформационным
вакансиям, позволяющим краевым дислокациям переползать и аннигилировать даже
при очень низких температурах пластической деформации.

Согласно модели М. Зехетбауэра—П. Леха, в процессе больших пластических де-
формаций винтовые и краевые дислокации не взаимодействуют между собой и рас-
полагаются по отдельности: винтовые дислокации — в теле ячеек, а краевые — в их
стенках. Развитие больших пластических деформаций сопровождается превращени-
ем характерных для стадии III деформационного упрочнения поляризованных ди-
польных стенок в характерные для начала стадии IV поляризованные наклонные
стенки [29].

Поляризованные дипольные дислокационные стенки могут быть представлены
состоящими из двух параллельных рядов краевых дислокаций. Экстраплоскости дис-
локаций параллельны друг другу и перпендикулярны стенкам ячеек (рис. 2.12, а). По-
ляризованная наклонная стенка представляет собой дислокационную стенку, состо-
ящую из краевых дислокаций с параллельными векторами Бюргерса. При этом
дислокации располагаются одна над другой, а векторы Бюргерса дислокаций ориен-
тированы перпендикулярно стенкам ячеек (рис. 2.12, б).

Использование М. Зехетбауэром разработанной им модели для анализа экспери-
ментальных результатов позволило связать появление стадии IV с атермическим уп-
рочнением, вызванным ограничением свободного пробега дислокаций в результате

Рис. 2.11. Композитная модель совместной сдвиговой деформации ячеек и их стенок [50]:
а — внешние напряжения отсутствуют; б — расположение дислокаций при наличии внешних напряже-
ний сдвига; в — аккомодация различий в сдвиговых деформациях с помощью «интерфейсных» дисло-
каций; г — распределение напряжений сдвига в ячейках и их стенках в условиях приложенных внеш-
них напряжений сдвига; р — направление сдвига; т — напряжение сдвига; т1ос — локальное напряжение;

тс “ средние напряжения сдвига соответственно в стенке и теле ячейки
уменьшения размеров разориентированных областей, а также выстраиванием дисло-
каций в стенки, подобные субзеренным. Появление стадии V было объяснено про-
цессами термического разупрочнения. При этом было предположено, что процессы
упрочнения и разупрочнения в областях, содержащих краевые и винтовые дислока-
ции, происходят независимо друг от друга и без взаимодействия между дислокация-
ми различного типа [51]. Считалось, что характер взаимодействия и аннигиляции
дислокаций внутри этих областей различен.

В качестве входных параметров модели М. Зехетбауэра—П. Леха [55] примени-
тельно к низким температурам служат такие константы материала, как вектор Бюр-
герса Ь, Дебаевская частота сво, коэффициент Пуассона V, объем атома Ф, коэффици-
ент диффузии вдоль линии дислокации /9^, энтальпия миграции вакансий Нтс,
параметры взаимодействия винтовых (00 и краевых дислокаций (а2), модуль сдвига ц.
При этом выходными параметрами являются плотность дислокаций IV, концентра-
ция вакансий с, размер ячеек Ь, энтальпия процесса аннигиляции винтовых дисло-
каций 8(7.

Данная модель адаптирована и к условиям высокотемпературной деформации
(Т> 0,5 Гпл). При этом коэффициент диффузии вдоль ядра дислокации заменяет-
ся на коэффициент объемной диффузии а концентрация деформационных ва-
кансий — на концентрацию тепловых вакансий. При этом считается, что теперь кра-
евые дислокации размещаются внутри ячеек, а винтовые в их стенках [55].

Достоверность рассматриваемой модели подтверждается целым рядом экспери-
ментальных исследований, проведенных методами просвечивающей электронной
микроскопии, рентгеновской дифрактометрии, измерения электросопротивления,
термоактивационного анализа и др., выполненных в том числе и для случая ОЦК ме-
таллов [52, 54—56]. Выводы по результатам этих исследований обобщены в работе [51]
в виде некоторых важных дополнений к указанным выше особенностям стадий IV и
V деформационного упрочнения. В частности, оказалось, что на стадии IV коэффи-
циент скоростной чувствительности напряжения течения постоянен, а на стадии
V его величина начинает возрастать. Кроме того, на стадии IV наблюдается постоян-
ное увеличение плотности дислокаций, достигающей насыщения на стадии V. При
этом скорость уменьшения размера субзерен по сравнению со стадией III уменьша-
ется. Превращение поляризованных дипольных стенок ячеек в поляризованные на-
клонные стенки типа субзеренных сопровождается падением внутренних упругих на-
пряжений в начале стадии IV.

Рис. 2.12. Схематическое представление поляризованных дипольной (а) и наклонной (б) стенок
[29]
Плодотворность использования композитной модели материалов [50] для иссле-
дования больших пластических деформаций еще раз убедительно продемонстриро-
вана Эстриным и Тотом [35]. Разработанная ими модель основана на анализе эволю-
ции плотности дислокаций в теле («мягкая» фаза) и стенках ячеистой структуры
(«твердая» фаза) в процессе больших пластических деформаций. При этом в качест-
ве основных параметров модели служат доля а действующих источников дислока-
ций в стенках ячеек, доля р* дислокаций, поглощаемых стенками ячеек, коэффици-
ент отражающий взаимную аннигиляцию дислокаций, коэффициент К,
устанавливающий взаимосвязь между размером ячеек и плотностью дислокаций.
Определение этих параметров модели производится путем подгонки теоретических
кривых к экспериментальной кривой деформации.

Анализ деформационного поведения Си, подвергнутой кручению, с использова-
нием двумерного варианта модели Эстрина—Тота, показал свою высокую эффектив-
ность [35]. С помощью данной модели удалось успешно описать характер деформа-
ционного упрочнения, начиная со стадии И и кончая стадией V. Обнаружено, что
модель правильно отражает скоростную и температурную чувствительность дефор-
мационного поведения, а рассчитанные плотности дислокаций соответствуют экспе-
риментальным наблюдениям. Кроме того, был сделан вывод о том, что характер де-
формационного поведения Си, подвергнутой кручению, определяется как «мягкой»
(тело ячеек), так и «твердой» (границы ячеек) фазой. Показано, что переход от стадии
IV к стадии V деформационного упрочнения обусловлен уменьшением объемной до-
ли стенок ячеек по отношению к их телу в процессе деформации. В модели учитыва-
ется эволюция кристаллографической текстуры. Позже была разработана трехмерная
версия данной модели [53].

Отметим, что модель Эстрина—Тота обладает целым рядом положительных мо-
ментов, позволяя, в частности, рассчитать общую плотность дислокаций, плотности
дислокаций в теле ячеек и в их границах, оценить вклад различных структурных фак-
торов в упрочнение материала, предсказать размер ячеек и т.д. В то же время в рам-
ках данной модели не конкретизируется структура ни тела, ни границ ячеек, не пре-
дусмотрен расчет углов разориентировки между соседними ячейками, не
учитываются другие механизмы размножения и аннигиляции дислокаций, кроме
размножения с помощью действующих источников Франка-Рида и аннигиляции
винтовых дислокаций путем двойного поперечного скольжения.

В рамках композитных представлений о структуре деформированных металличе-
ских материалов также получила развитие модель Иеса и его коллег [57—59], направ-
ленная на описание эволюции микроструктуры ГЦК металлов во время пластичес-
кой деформации и в основу которой положены следующие предположения:

1) напряжение течения т является функцией сопротивления кристаллической ре-
шетки скольжению дислокаций т, плотности дислокаций р;, размера ячеек (субзерен)
5, модуля сдвига Сг, вектора Бюргерса Ь

т = + а, бЬ'Гр^ + а26&/3, (2.4)

где и а2 — постоянные;

2) в процессе деформации дислокации накапливаются в теле ячеек, старых грани-
цах и вновь образовавшихся границах;
3) в процессе динамического возврата увеличение размера ячеек сетки дислока-
ций контролируется уменьшением размера дислокационных диполей, конфигурация
которых определяется взаимодействием между дислокациями сетки и подвижными
дислокациями;

4) эволюция микроструктуры с увеличением степени деформации описывается в
терминах изменения плотности дислокаций и размера ячеек, которые определяются
указанными выше процессами.

Данная модель предсказывает характерные особенности эволюции микрострукту-
ры на разных стадиях больших пластических деформаций. При этом, по мнению
авторов [57—59], стадия II деформационного упрочнения характеризуется микрост-
руктурным масштабированием (самоподобием), которое ограничивается интенсив-
ностью протекания динамического возврата, приводящего к заметному изменению
скорости деформационного упрочнения. Переход от стадии II к стадии III заверша-
ется по мере насыщения плотности дислокаций в теле ячеек. Продолжающееся уп-
рочнение теперь становится связанным с непрерывным образованием новых ячеис-
тых (субзеренных) границ. На стадии III скольжение локализуется в микрополосах.
На этой же стадии быстро увеличиваются углы разориентировок между соседними
областями, и происходит переход от ячеистой к субзеренной структуре. Стадия III за-
вершается вместе с насыщением величины углов разориентировок. Наконец, на ста-
дии IV происходит дальнейшее упрочнение в результате измельчения субзерен.
В конце концов, размер субзерен стабилизируется и происходит насыщение напря-
жения течения в результате динамического равновесия между процессами измельче-
ния и роста субзерен. Последний процесс связан с высокой плотностью дислокаций
и в результате активизацией процессов возврата. Наиболее полное описание данной
модели и результатов ее применения можно найти в подробном обзоре [59].

В работе [16] авторы исследовали роль границ в формировании деформационных
кривых путем сопоставления экспериментальных данных с расчетными кривыми в
случае чистого №, подвергнутого большим пластическим деформациям холодной
прокаткой со степенями обжатия 70—90%. В основу использованного подхода к расче-
ту деформационных кривых было положено представление о том, что напряжение те-
чения обусловлено совместным вкладом случайных дислокационных границ (границ
ячеек) и геометрически необходимых границ (границ блоков ячеек). Из результатов
проведенных расчетов следует, что величина указанных вкладов изменяется различ-
ным образом с ростом степени деформации. Причем вклад границ ячеек является пре-
обладающим практически во всем интервале исследованных степеней деформации.

Для объяснения явлений, протекающих при больших пластических деформациях,
В.В. Рыбиным и его коллегами были введены в рассмотрение качественно новые по-
нятия о коллективных эффектах движения в ансамбле сильновзаимодействующих
дислокаций, частичных дисклинациях, мезоуровне пластической деформации, рота-
ционных модах пластичности и развита теория ротационной пластичности [1, 60].
При этом первый шаг в исследовании эффектов ротационной пластичности связыва-
ется с именами А.Ф. Иоффе и М.В. Кирпичева, которые в 1922 году впервые зафик-
сировали образование в результате пластической деформации разориентированных
областей и возникновение небольших относительных поворотов кристаллической
решетки в первоначально однородно ориентированных микрообластях монокрис-
талла каменной соли.
Анализ многочисленных экспериментальных результатов, полученных для раз-
личных условий деформирования и различных материалов, позволил сформулиро-
вать принцип ориентационной неустойчивости, согласно которому однородная ори-
ентация кристалла неустойчива по отношению к продолжающейся пластической
деформации 11, 22].

В качестве другого фундаментального положения физики развитой пластической
деформации было выдвинуто положение о кинетической устойчивости структурного
состояния [1]. При этом считается, что «характер внешнего воздействия однозначно
определяет тип устойчивого по отношению к нему структурного состояния». В случае
больших пластических деформаций таким состоянием является фрагментированное
состояние, под которым понимают состояние, в котором микрообласти разориенти-
рованы на углы порядка нескольких градусов. Данные области появляются в процес-
се деформации поликристалла в результате движения частичных дисклинаций. Под
последними понимают дефекты кристаллического строения, являющиеся носителя-
ми ротационных мод пластичности. Эти дефекты, согласно В.В. Рыбину [1], «сосре-
доточены на линии, ограничивающей в пространстве фронт пластического поворота
одной части кристалла относительно другой» и «вызывают вокруг себя плавное изме-
нение кристаллографической ориентации».

Дисклинационный подход продемонстрировал свою плодотворность при описа-
нии и анализе процессов эволюции микроструктуры и кристаллографической текс-
туры, сопровождающих большие пластические деформации. Позднее активно под-
ход развивался А.Е. Романовым и В.И. Владимировым [61], М. Сеефельдтом [62—64]
и их коллегами.

Развитие этого подхода, в частности, происходит в результате учета дисклинаций
при разработке моделей эволюции микроструктуры и деформационного упрочнения
при больших пластических деформациях. При этом считается, что зарождение и рост
границ фрагментов происходят в результате развития динамических дисклинацион-
ных процессов. Так, в работе [64] рассматривается модель деления зерен в процессе
пластических деформаций вплоть до истинных деформаций е = 0,8. Данная модель
основывается на представлениях о дисклинационной активности. При этом предпо-
лагается, что появление значительных разориентировок на границах блоков ячеек яв-
ляется результатом случайных процессов образования и роста зародышей в стенках
ячеек или на границах блоков ячеек и их последующего распространения вдоль них.
Данные представления существенным образом отличаются от описанных ранее
представлений об однородном формировании и росте разориентировок сразу вдоль
всей границы.

Авторы [64] считают, что зародыши разориентировок появляются в результате
случайного захвата групп параллельных избыточных дислокаций границами ячеек и
блоков ячеек. Подобные группы описываются как частичные дисклинационные ди-
поли, способные захватывать новые подходящие дислокации. В результате происхо-
дят распространение зоны и рост соответствующих углов разориентировок.

Данный подход был использован для расчета расстояний между соседними грани-
цами ячеек и блоков ячеек, а также углов разориентировок вдоль этих границ. Моде-
лирование проводилось для различных кристаллографических ориентировок с ис-
пользованием теории Тейлора с полными ограничениями. При расчетах
использовались уравнения, описывающие характер взаимодействия, накопления и
аннигиляции дислокаций в микроструктуре, а также их взаимодействие с границами
ячеек и блоков ячеек.

Результаты моделирования показали, что с увеличением степени пластической
деформации происходит уменьшение расстояния между соседними границами ячеек
и блоков ячеек, размер которых монотонно уменьшается с насыщением и постепен-
но выравнивается. Также с насыщением растут и углы разориентировок вдоль гра-
ниц. Характер эволюции данных микроструктурных параметров зависит от типа кри-
сталлографической ориентации рассматриваемых зерен.

Таким образом, проанализированные в данном разделе модельные представления
о больших пластических деформациях позволяют утверждать следующее. К настоя-
щему времени разработано большое количество моделей, достаточно успешно опи-
сывающих и объясняющих эволюцию кристаллографической текстуры, особенности
деформационного упрочнения и измельчение структуры металлических материалов
в ходе больших пластических деформаций. Модели развиваются с целью все более
точного учета реальных процессов эволюции микроструктуры в ходе больших плас-
тических деформаций.

В целом, отметим, что рассмотренный в данной главе материал является очень
важной основой для понимания проблемы формирования УМЗ наноструктур и по-
вышенных физико-механических свойств металлических материалов, подвергнутых
ИПД. Это связано с тем, что при изучении больших пластических деформаций были
развиты подходы к анализу сильнодеформированных микроструктур, выработана со-
ответствующая терминология, разработаны модели и использованы методы модели-
рования.

Список используемой литературы

1. Рыбин В.В. Большие пластические деформации и разрушение металлов. — М.:
Металлургия, 1986. 224 с.

2. 2еке1Ьаиег М. //АсГа МегаП. Ма(ег., 1993. V. 41. Р. 589.

3. Ьез Р., ХеИаЬаиег М., Ваше Н.Р. // Коуоуё Ма1епа1у (Ме1аШс Ма1епа1$), 1998. V.
36.С. 3. 12-15.

4. 2еке1Ьаиег М.Г Ц МАТО АВУ/. Р. 81.

5. 2еке1Ьаиег М., Веитпег V. //Ас!а Ме1а11. Ма!ег., 1993. V. 41. Р. 577.

6. Ваипдегз I., ИиШп^Г. // Ме!а1 8с1епсе, 1984. V. 18. Р. 571.

7. ЬезР., 7еке1Ьаиег М., Каиск Е.Г., Кораст, I. // 8спр1а Ма!ег., 1999. V. 41. Мо. 5. Р. 523.

8. Валиев Р.З., Александров И.В. Наноструктурные материалы, полученные ин-
тенсивной пластической деформацией. — М.: Логос, 2000. 272 с.

9. Полухин П.И., Горелик С.С., Воронцов В.К. Физические основы пластической
деформации: Учеб, пособие для вузов. — М.: Металлургия, 1982. 584 с.

10. 611 ВечШапо Г., Уап НоиПе Р, АегпоисК Е. // Рго§. Ма1. 8съ, 1980. V. 25. Р. 69.

11. ВЫме Н.Р. Ц Т. МеиПк., 1965. V. 56. Р. 633.

12. Кочасз I. Ц Ас1а Ма!ег., 1967. V. 15. Р. 1731.

13. Конева Н.А., Козлов Э.В. // Изв. вузов. Физика, 1990. № 2. С. 89.

14. Напзеп А., Зепзеп И.Г. Ц РЫ1. Тгапз. В. 8ос. Ьопб. А., 1999. V. 357. Р. 1447.
15. НитрИгеуз Е.6., Ргап^пеИ Р.В. е1 а1. // РЫ1. Тгапз. К. Бос. Топе!. А., 1999. V. 357. Р.
1663.

16. Ниуфез Н.А., Напзеп К. // Ас(а таШг,, 2000. V. 48. Р. 2985.

17. Копеча КА., 7Нс/апоч А.К, Ророча КА. е( а1. — 1п: Капота1епа1з Ьу Беуеге Р1азНс

ОеГогтакоп, Ргосеедт^з оГКАКОБРО2 (ед. Ьу М. 7еЬеФаиег апд К. УаПеу). —
ХТеппа, 2002. V. 124. Р. 71.

18. Гиндин И.А., Лазарева М.Б., Лебедев В.Н. и др. Ц ФММ, 1967. Т 24. № 2. С. 347.

19. Гиндин И.А., Стародубов Я.Д., Старолат М.П., Хаймович П.А. // ФММ, 1975. Т.

40. № 2. С. 403.

20. Быков В.М., Лихачев В.А., Никонов Ю.А. и др. // ФММ, 1978. Т. 45. № 1. С. 163.

21. Рубцов А.С., Рыбин В.В. Ц ФММ, 1977. Т. 44. № 3. С. 611.

22. Рыбин В.В., Лихачев В.А., Вергазов Н.Н. // ФММ, 1974. Т. 37. № 3. С. 620.

23. НиуНез О.А., Напзеп К Ц Ас1а Ма1ег., 1997. V. 45. Р. 3871.

24. Трефилов В.И., Мильман Ю.В., Фирстов С.А. Физические основы прочности
тугоплавких металлов. —Киев: Наукова думка, 1975. 315 с.

25. Фирстов С.А., Саржан ГФ. // Известия вузов. Физика, 1991. № 3. С. 23.

26. Е1гз1оч Б.А. ОеГогтаНоп зиЬз^гисШге апд МесЬатса! РгорегПез оГ ВСС-ро1усгуз-
Га1з. Ма1епа1з о! ГЬе 2пд 1п1егпадопа1 СопГегепсе оп Капота1епа1з Ьу Беуеге
Р1аз11С ОеГогтадоп. Еипдатеп1а1з — Ргосезз1п& — АррНсаПоп. 9—13 ОесетЬег
2002, У1еппа, АизСпа, т: Капота1епа1з Ьу Беуеге Р1азПс ОеГогтаНоп. (едз. МЛ.
7еЬеФаиег апд К.7. УаПеу). ХУПеу-УСН, \УекФе1т, Оегтапу, 2004. Р. 72.

27. Нпуаг Т., ПсНу 6. // РЬуз. Б1а1. Бо1. (а). 1999, У. 171. Р. 425.

28. МйИег М., 2еНе1Ъаиег М., ВогЬё1уА., Нпуаг Т. // БспрСа Ма(ег., 1996. VI. 35. Ко. 12.

Р. 1461.

29. 1/пуаг Г., 7еИе1Ьаиег М. Ц БспрТа Ма1ег., 1996. V. 35. Ко. 12. Р. 1467.

30. БсНаДег Е., 7еНе1Ьаиег М., ВогЬё1у А., Б/пуаг Т. // Маг. Бс1 Еп&., 1997. V. А

234-236. Р 445.

31. Випуе Н.-З. ТехШге Апа1уз1з 1п Ма(епа1з Бс1епсе. МаФетадса! МеФодз. —
ВиПепуогФ & Со. (РиЬПзЬегз), 1982. 593 р.

32. Коскз Н.Г., Тоте С.К, \Уепк Н.-К. ТехШге апд АтзоГгору. - СатЬпд^е Итуегзку
Ргезз., 1998. 676 р.

33. Корасъ I. ТехШге апд з1геп§Феп1п§ оГ те!а1з а! 1аг§е р!азис деГогтайоп. РЬ. □.
ТЬез13. — Итуегзку оГУ1еппа. 1пзкиШ оГМаГепа! РЬуз1сз, 2000. Р. 127.

34. АегпоисВ Е., Уап Ноипе Р., Беф/егз Т. ОеГогтаНоп апд ТехШгез оГ МеГа1з а( Ьаг§е
БГгат, 1п: МаГепакз Бс1епсе апд ТесЬпо1о§у (едк. К.\У. СаЬп, Р. Наазеп,
ЕЛ. Кгатег). Уо1. 6. Р1азПс ОеГогтаПоп апд РгасШге оГМа!епа1з (УоШте Едког
Н. Ми^гаШ), УСН, \Уе1пке1т/Ке\у У6гк/Вазе1/СатЬпд§е, 1993. Р. 89.

35. Ез1пп V., Т61И Е.Б., МоИпап А., ВгёсНе! У. // Ас1а МаТег., 1998. V. 46. Ко. 15.
Р. 5509.

36. Лез Е., МаНтзеп К. Ц МаГег. Бек Еп$., 2002. V. А 322. Р. 176.

37. Тау1ог 6.1. СоШпЬиОоп 1о Фе МесЬапдсз оГ БоНдз (Ке\у Уогк: МастШап), 1938.
Р. 218.

38. БасНз 6., Уегет 7. // ОеиГ. 1п§., 1928. V. 72. Р. 734.

39. В1з/юрЗ.Е., НШ К. // РЫ1. Ма$., 1951. V. 42. Р. 414.

40. Без Р., 7еИе1Ьаиег М. // Кеу Еп$. Магег., 1994. V. 97-98. Р. 335.

41. Уап НоиПе Р. Адуапсез апд АррНсакопз оГ ОиапФаНуе ТехШге Апа1уз1з (Едкогз:
НЛ. Вип§е, С. ЕзКпё)- Е)СМ 1пГогта11оп8ее8е118сИаГ1 тЬН ОЬегигае!, ЕВС, 1991.
Р. 175.

42. Уап НоиПе Р., Ое1аппау Т., КаксНпсИ 8.Р // Ттег. Зоигп. Р1а8йсйу, 2002. V. 18.
Р. 359.

43. МоШпап А., ТдШ Т.8. Ц Ас1а Ме1а11. Ма1ег., 1994. V. 42. Ко. 7. Р. 2453.

44. Т6Ш Т.8, МоШпап А. Ц Ас1а Ме1а11. Ма1ег., 1994. V. 42.Ко. 7. Р. 2459.

45. ТеЬепзокп К.А., Тоте С.М. // Ас1а Ме1а1. Ма!ег., 1993. V. 41.Ко. 9. Р. 2611.

46. ТигпегР.А., Тоте СМ //Ас1а Ме1а1. Ма!ег., 1994. V. 42. Ко. 12. Р. 4143.

47. 8агта 6.В., Вамзоп Р.Р. // 1п1егп. Зоигп. Р1а8йску, 1996. V. 12. Ко. 8. Р. 1023.

48. Тоте С.№, МаисШп Р.Т., ТеЬепзопк Р.А., Казскпег (З.С. // Ас!а та!ег., 2001. V. 49.

Р. 3085.

49. Уап НоиПе Р., Ы 8., 8ее/е1Ш М., ИеШппау 1. // 1тегп. Зоигп. Р1а81лсйу, 2005. V. 21.
Р. 589.

50. МиуаЫ Н. Ц Ас1а Ме1а11., 1983. V. 31. Ко. 9. Р. 1367.

51. ХекеШаиег М., Тез Р. // Коуоуё Ма1епа1у (Ме1аШс Ма1епа18), 1998. 36. С. 3.
153-161.

52. ХекеШаиег М.Т, Тез Р. Ргос. оГ 1Ие 19гИ В18б 1п€егп. 8утр. оп Ма1ег. 8с1.:
МодеШп& оГЗггисШге апд МесИап1С8 оГМа^епак Ггот М1сго8са1е 1о Ргодис! (ЕдИ.
З.У. Саг81еп8еп, Т. Ьейега, Т. Еогегйгеп, О.В. Редегаеп, В.Е 8оигеп8еп апд
6. \У1п1Ьег). В18о Кадопа! ЕаЬога(огу. — ВозкИде, Вептагк, 1998. Р. 553.

53. ТдШ Т.8., МоНпапА., Ез1пп Уи. Ц 3. Еп^. Маг. апд ТесИп., 2002. V. 124. В 71.

54. Тез Р., 8Пме Н.Р., ХекеШаиег М.Е // Ма!ег. 8с1. Еп$., 1997. V. А 234-236. Р. 453.

55. ХекеШаиег МЛ., Тез Р. — 1п: Ргос. 35± 1п1. СопГ. МеЕ 8ос. С1М. (Ед.: МсОиееп

Н. е! а1. Моп1геа1). — Сапада, 1996. Р. 205.

56. 8ска(1ег Е., ХекеШаиег М., ВогЬе1у А., 11п&аг Т. // Ма!ег. 8с1. Еп§., 1997. V. А
234-236. Р. 445.

57. МаШпзеп К., Е1ез Е. Ц Ма!ег. 8с1. Еп§., 1997. V. А 234-236. Р. 1095.

58. Мел Е.у РеНегзеп Т., МагИпзеп К. // 8спр1а Ма1ег., 2000. V. 43. Р. 55.

59. ^ез Е. Ц Ргоё. Ма1ег. 8сь, 1998. V. 41. Р. 129.

60. Владимиров В.Н., Романов А.Е. Дисклинации в кристаллах. — Л.: Наука, 1986.
224 с.

61. Котапоу А.Е., У1асИт1гоу У.Т — 1п: В181осайоп8 т 8о11д8. V. 9 Ед. ЕВ.К. КаЬагго,
КоПЬ НоПапд, Ат81егдат, ТЬе Ке1Ьег1апд8, 1992. Р. 191.

62. 8ее/е1Ш М. Ц Веч Адч Ма1ег. 8сь, 2001. V. 2. Р. 44.

63. 8ее/е1Ш М., Ие!аппау Т., Рее1егз В. е! а1. // Ас!а Ма1ег., 2001. V. 49. В 2129.

64. 8ее/е1Ш М., Бектпау Т., Рее1егз В. е1 а1. // Ма1ег. 8сь Еп§., 2001. V. А 319—321. В

192,
ПРОЦЕССЫ И МЕТОДЫ

ИНТЕНСИВНОЙ ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ

Для эффективного использования методов ИПД, применяемых для полу-
чения объемных наноструктурных заготовок с повышенным уровнем свойств, требу-
ются детальное исследование и глубокое понимание деформационных процессов,
определяющих течение материала. В ходе ИПД, связанной с достижением чрезвы-
чайно высоких степеней деформации в условиях больших приложенных давлений
при низких температурах, появляется возможность получения объемных беспорис-
тых заготовок с однородной наноструктурой и высоким уровнем свойств.

Ниже рассмотрены результаты экспериментальных исследований и компьютерно-
го моделирования, направленных на изучение особенностей процессов и схем ИПД,
которые определяют характер наноструктурных состояний, формирующихся в объем-
ных заготовках. Важно подчеркнуть, что, влияя на процесс ИПД, можно получать весь-
ма различные микроструктуры. Однако уникальные свойства соответствуют лишь оп-
ределенным наноструктурным состояниям (см. гл. 7, 8). В связи с этим первоочередной
задачей исследователей является изучение влияния параметров ИПД на характер тече-
ния материала, установление взаимосвязи между условиями обработки и типом фор-
мирующихся структур, чтобы затем установить взаимосвязь между структурными ха-
рактеристиками и свойствами объемных наноструктурных материалов.

3.1 ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ

И КОМПЬЮТЕРНОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ТЕЧЕНИЯ МАТЕРИАЛА ПРИ ИПД

Характер течения материала при ИПД связан с напряженно-деформиро-
ванным состоянием, формирующимся в зависимости от параметров деформационно-
го процесса, геометрии оснастки и природы самого деформируемого материала. Ис-
следования напряженно-деформированного состояния материалов, подвергнутых
ИПД, проводятся с использованием как экспериментальных методик, так и компью-
терного моделирования в рамках метода конечных элементов. При этом оцениваются
уровень эффективных деформаций и их распределение в заготовке в зависимости от
степени деформации, маршрута, геометрии оснастки. К настоящему времени достиг-
нут определенный прогресс в этом направлении. При этом отметим особую роль ком-
пьютерного моделирования, которое способствует пониманию особенностей много-
факторного процесса течения материала при ИПД. Применение компьютерного
моделирования направлено на оптимизацию методов ИПД с точек зрения реализации
условий простого сдвига и формирования более однородных полей деформации.

Кручение под высоким давлением. Как уже указывалось в гл. 1, процесс кручения в
условиях приложенного давления исследовался еще в работе Бриджмена [1]. Именно
схема с применением наковален Бриджмена для металлических дисков толщиной
менее 0,1 мм, подвергнутых осадке и кручению при давлении около 5 ГПа в откры-
тых бойках, была впервые использована для исследования динамической рекристал-
лизации [2], а затем получения наноструктурных материалов [3] (см. также гл. 1). При
использовании данного способа деформируемый материал частично может покидать
пространство между бойками. Такая схема деформации обеспечивает практически
квазигидростатические условия деформации, однако применима только к очень тон-
ким заготовкам толщиной в доли миллиметра. В процессе ИПД кручением при ис-
пользовании этой схемы деформации толщина заготовок уменьшается в 2—3 раза.
В результате соотношение «диаметр—толщина» у деформированных образцов близко
к Г.40. Отметим, что при использовании данной схемы требуется очень внимательное
отношение к состоянию бойков, которые находятся в экстремальных условиях под
воздействием очень высоких давлений и быстро изнашиваются. В результате заготов-
ки, подвергнутые деформации на изношенных бойках, приобретают линзообразную
форму. Кроме того, следует обращать внимание на то, что приложенные высокие дав-
ления должны обеспечивать силу трения, достаточную для предотвращения про-
скальзывания между бойками и деформируемой заготовкой.

Моделирование течения материала методом конечных элементов при ИПД круче-
нием показало следующее [4]. Величина нормальных напряжений, возникающих в об-
разце в процессе ИПД кручением, значительно изменяется вдоль радиуса образца. Она
максимальна в центральной части и постепенно уменьшается по мере приближения к
краю образца. При этом происходит изменение знака действующих напряжений, т.е. в
центральной части образца действуют значительные сжимающие напряжения, а пери-
ферия подвержена влиянию растягивающих напряжений. Нужно отметить, что опи-
санное напряженное состояние характерно как для случая только осадки, так и для слу-
чая ИПД кручением. Рассчитанное распределение нормальных напряжений можно
объяснить особенностями реализации схемы деформации, а именно, максимальным
сопротивлением течению материала в центральных областях и отсутствием ограниче-
ний течению материала в радиальном направлении в периферийных областях образца.

Наложение на деформируемую массивную заготовку высоких квазигидростатиче-
ских давлений в несколько гигапаскалей является одним из важнейших отличий
ИПД от больших пластических деформаций. При этом отметим, что, как уже указы-
валось выше, именно высокие давления препятствуют разрушению массивных заго-
товок, деформируемых вплоть до степеней деформации е >10100.

Схема ИПД кручением с открытыми бойками в настоящее время успешно ис-
пользуется применительно к различным металлическим материалам, в том числе чи-
стым металлам, сплавам и интерметаллидам [5—10, 82].

Другой схемой ИПД кручением является схема, в которой используются бойки с
полостью. В эту полость помещается деформируемый материал (рис. 3.1) [11, 12].
Размеры полости немного меньше размеров деформируемой заготовки (диаметр об-
разцов 8 мм, толщина — 0,4—0,6 мм). Соотношение «диаметр—толщина заготовки»
равно 13—20, т.е. в 2 раза и более меньше, чем в случае схемы с открытыми бойками.

Преимуществом схемы ИПД кручением в бойках с полостью является возмож-
ность сохранять неизменными объем и исходные геометрические размеры деформи-
руемой заготовки в форме небольшого диска [11, 12]. Проведенные исследования Си
(99,99%), деформированной в условиях различных приложенных давлений Р, показа-
Рис. 3.1. Схема ИПД кручением в бойках с полостью [11]:

/, 3 — соответственно верхний и нижний плунжеры;

2 — заготовка

ли, что образец проскальзывает при давлении 850 МПа. При больших давлениях
вплоть до 8 ГПа удалось успешно деформировать заготовки с числом оборотов 0,1 —40.

Применительно к случаю ИПД кручением с использованием бойков с полостью
установлено, что существует предельная степень деформации (е = 50), при превыше-
нии которой не происходит дальнейшего измельчения структуры. Увеличение степе-
ни деформации вплоть до е = 10 обеспечивает формирование спектра, соответствую-
щего случайному распределению разориентировок между элементами структуры.
Увеличение давления приводит к измельчению, а рост температуры способствует ук-
рупнению микроструктуры. При этом эффект от повышения температуры сущест-
венно заметнее [11, 12].

РКУ прессование. Как указывалось в гл. 1, РКУ прессование в настоящее время
является способом, наиболее широко применяемым для получения объемных нано-
структурных заготовок из различных металлических материалов. В связи с этим изу-
чению течения материала при таком способе ИПД посвящено довольно большое ко-
личество работ. Часть такого рода работ носит экспериментальный характер (см.,
например, [14, 15]). При этом для изучения однородности течения материала при
РКУ прессовании используют традиционные для обработки металлов давлением ме-
тоды сеток и штифтов.

Главной задачей исследователей, изучающих процесс течения материала при РКУ
прессовании, является оценка напряженно-деформированного состояния, а также
его однородности в заготовке. Важным моментом является определение зон растяги-
вающих напряжений, где происходит зарождение трещин, а также зон, в которых
происходят наибольшее и наименьшее накопления деформаций, а также оценка
однородности полей накопленных пластических деформаций в целом [16].

Ранние результаты экспериментальных исследований, направленных на анализ
пластического течения материала в ходе РКУ прессования, приведены в работе [14].
Исследование деформированного состояния проводилось на цилиндрической заго-
товке из Си (99,9%) диаметром 20 мм и длиной 100 мм, подвергавшейся одному про-
ходу через два одинаковых, пересекающиеся под углом 90° канала установки для РКУ
прессования при комнатной температуре. Внешний и внутренний радиусы кривизны
каналов в месте их пересечения равнялись 0. Для уменьшения трения между заготов-
кой и оснасткой использовалась графитовая смазка. При этом коэффициент трения
заготовки о стенки оснастки составлял около 0,2.
В заготовку заделывались А1 штифты 7 диаметром 2 мм, располагавшиеся до
деформации перпендикулярно продольной оси заготовки в различных ее местах
(рис. 3.2, а). Поскольку процесс РКУ прессования осуществляется простым сдвигом, то
оценка деформированного состояния проводилась по величине интенсивности дефор-
мации, рассчитанной исходя из угла <р наклона штифтов от их первоначального положе-
ния. При этом интенсивность деформации сдвигом определяли по формуле Г= 1§<р.

Картина деформированного состояния в совпадающем с плоскостью каналов вер-
тикальном продольном сечении заготовки (рис. 3.2, б) указывает на неравномерность
течения материала. В поперечном сечении область неравномерной деформации при-
мыкает к нижнему участку заготовки и составляет около 10—12% площади попереч-
ного сечения. Отсюда можно предположить, что эта область может оказывать суще-
ственное влияние на формирование в заготовке однородной структуры в ходе
многократного повторения процесса РКУ прессования. Область неравномерной де-
формации верхнего участка поперечного сечения заготовки очень мала, и ее роль в
процессах структурообразования не должна быть значительной. Неоднородной ока-
залась деформация материала и в концевых частях заготовок. При этом зона неодно-
родности распространяется на расстояние, примерно равное диаметру заготовок.

В работе [17] анализируется влияние внешнего угла у на однородность течения ма-
териала при РКУ прессовании чистого А1. Показано, что при значениях угла у = 0° и 20°
после четырех проходов по маршруту Вс средние значения микротвердости различают-
ся слабо и составляют соответственно -43,2 и -42,1 единиц по шкале Виккерса. При
этом обе эти величины значительно выше значения, характерного для исходного состо-
яния и равного -18. Отметим, что в целом распределения микротвердости в поперечных
сечениях образцов после РКУ прессования довольно однородны. В то же время в ниж-

Рис. 3.2. Схема заделки
штифтов в исходной Си
заготовке (а) и их фор-
ма в продольном верти-
кальном сечении ИПД
заготовки, подвергну-
той 1-му проходу РКУ
прессования (б)
ней части поперечного сечения данных образцов микротвердость слегка понижена. Зо-
на пониженной микротвердости несколько больше по размерам в случае угла у = 0°.

Важность варьирования угла \|/ и подбора его оптимального значения связана с
необходимостью решения проблемы заполнения деформируемым материалом
«мертвой зоны», прилегающей к внешнему углу пересечения каналов. Незаполнение
материалом данной зоны приводит к неоднородному течению материала и, следова-
тельно. к формированию неоднородной структуры в заготовке. При этом отметим,
что характер поведения материала в зоне, прилегающей к внешнему углу пересече-
ния каналов, зависит от особенностей деформационного упрочнения материала,
подвергнутого РКУ прессованию.

Анализ искажения формы сетки, нанесенной на поверхность продольного верти-
кального сечения (рис. 3.3), свидетельствует о неоднородности процесса течения Т1,
подвергнутого одному проходу РКУ прессования [14]. При этом, так же как и в слу-
чае применения метода штифтов, выявлено формирование зоны пониженной дефор-
мации, располагающейся в той области заготовки, которая при РКУ прессовании бы-
ла ближе к внешнему углу пересечения каналов оснастки.

Отметим, что множество параметров процесса РКУ прессования позволяет рас-
сматривать его как многофакторный эксперимент. Реализовать на практике все воз-
можные варианты дорого и неэффективно. В связи с этим широкое распространение
получили аналитический анализ (см., например, [18, 19]) и компьютерное моделиро-
вание процесса РКУ прессования с использованием метода конечных элементов
(см., например, [14, 20, 21]).

Анализ процесса РКУ прессования был описан в работах В.М. Сегала [18, 19]. В
основу проводимых исследований положено исследование течения материала с ис-
пользованием линий течения, касательными к которым являются направления ско-
ростей принципиальных напряжений (деформаций) сдвига. Считается, что если эти
скорости равны вдоль двух взаимно перпендикулярных направлений, соответствую-
щих линиям течения, то реализуется схема чистого сдвига, а если нет, то схема про-
стого сдвига. Как правило, течение материала может быть описано суперпозицией
чистого и простого сдвигов.

Рис. 3.3. Сетка на про-
дольном вертикальном се-
чении заготовки из Т| по-
сле 1-го прохода РКУ
прессования
Анализ экспериментальных данных не позволяет разделить вклад чистого и про-
стого сдвигов в реализацию конкретного напряженно-деформированного состояния
в данной точке деформируемого тела. Однако анализ предельных ситуаций чистого и
простого сдвигов позволяет прояснить ситуацию. Например, при прокатке в цент-
ральных слоях заготовки действует чистый сдвиг, что является результатом реализа-
ции течения материала в условиях низких сил трения и небольшой конвергентности.
Простой сдвиг реализуется при стандартных испытаниях цилиндрических или тон-
костенных заготовок вплоть до достижения плато на диаграммах нагружения (как
правило, е < 2). В случае РКУ прессования также реализуется ситуация простого
сдвига в ограниченной области, прилегающей к плоскости пересечения каналов.

Пластическое течение материала и напряженно-деформированное состояние
объемных заготовок из различных металлических материалов при РКУ прессовании
активно анализируются с помощью компьютерного моделирования методом конеч-
ных элементов. При этом изучаются форма заготовок, характер заполнения каналов
деформируемым материалом, распределение накопленных и мгновенных деформа-
ций, контактные давления между заготовкой и оснасткой и влияние на них геомет-
рии каналов, коэффициента трения, деформируемого материала, числа проходов,
маршрута РКУ прессования и т.д.

Рассмотрим результаты недавнего анализа процесса РКУ прессования с использо-
ванием компьютерного моделирования. 2Б моделирование течения материала
осуществлялось на основе вычислительного комплекса А1М8У8 5.5. Использовались
модель материала с изотропным упрочнением и диаграмма истинных напряжений в
зависимости от перемещения. В качестве модельного материала использовалась Си.
Каналы в оснастке пересекались под углом 90° [22].

Моделирование проводилось для случая, когда коэффициент трения к равнялся
0,2, что соответствовало экспериментальным условиям РКУ прессования (рис. 3.4).
Полученная картина распределения накопленных пластических деформаций свиде-
тельствует о том, что течение материала происходит различным образом в различных
областях заготовки. В центральной области заготовки существует зона однородного
течения материала. Наиболее неоднородно материал течет в головной части заготов-
ки. Областям заготовки, прилегающим к внешнему углу пересечения каналов, соот-
ветствует минимальный уровень накопленной пластической деформации.

Формирование неоднородности течения материала связывается с незаполнением
деформируемым материалом зоны в каналах оснастки, прилегающей к внешнему уг-
лу их пересечения. В результате характер течения деформируемого материала иска-
жается, расширяется зона наиболее интенсивной деформации, прилегающая к плос-
кости пересечения каналов, появляются компоненты тензора деформации, носящие
характер, отличный от простого сдвига.

Приведенные выше результаты компьютерного моделирования, касающиеся од-
нородности течения материала, носят количественный характер и находятся в хоро-
шем согласии с экспериментальными результатами [14].

В последние годы работы, связанные с моделированием течения материала РКУ
прессования методом конечных элементов, получили развитие. Стало применяться
ЗЭ моделирование [20] (рис. 3.5-3.7). На рис. 3.5 и 3.6 представлены результаты ис-
следования влияния величины внешнего радиуса закругления каналов на однород-
ность полей накопленных пластических деформаций в Си заготовке при 1-м проходе
Рис. 3.4. Распределение накопленной эквивалентной деформации в Си заготовке по мере про-
движения в оснастке при 1-м проходе РКУ прессования. Коэффициент трения к = 0,2

Рис. 3.5. Распределение накопленной эквивалентной деформации в Си заготовке в начале (а) и
конце (б) 1-го прохода РКУ прессования. Коэффициент трения к == 0,01. Внешний и внутрен-
ний радиусы закругления канала равны 0,5 мм
Рис. 3.6. Распределение накопленной эквивалентной деформации в Си заготовке в оснастке в
начале (а) и конце (б) 1-го прохода РКУ прессования. Коэффициент трения к = 0,01. Внешний
радиус закругления канала равен 4 мм, а внутренний — 0,5 мм

РКУ прессования в оснастке с каналами квадратного сечения с ребром, равным 8 мм.
В обоих случаях малого и большого значений внешнего радиуса наблюдается форми-
рование в центре заготовки широкой зоны однородной деформации, окруженной уз-
кой зоной неоднородной деформации. Увеличение внешнего радиуса закругления
каналов приводит к уменьшению размера однородной зоны. Эти результаты находят-
ся в хорошем согласии с результатами 20 моделирования.

Преимущества ЗБ моделирования по сравнению с 20 моделированием наиболее
очевидно проявляются при анализе ситуации течения материала при РКУ прессова-
нии с учетом коэффициента трения. Трение приводит к искажениям характера тече-
ния материала в областях, контактирующих с оснасткой. В случае 20 моделирования
адекватный учет этих эффектов невозможен. Показано, что учет при моделировании
реальных значений коэффициента трения приводит к более полному заполнению
внешнего угла оснастки в месте пересечения каналов (см. рис. 3.7), чем в случае без
его учета. Кроме того, увеличение коэффициента трения приводит к менее однород-
ному распределению накопленных деформаций в заготовке, однако уровень накоп-

Рис. 3.7. Распределение накопленной эквива-
лентной деформации в Си заготовке в ходе
1-го прохода РКУ прессования. Коэффициент
трения к = 0,12. Внешний и внутренний ради-
усы закругления канала равны 0,5 мм
ленной деформации возрастает, что отражает реальную картину, наблюдающуюся
экспериментально.

В последнее время появились работы, направленные на моделирование несколь-
ких проходов и исследование различных маршрутов при РКУ прессовании [21, 23].
В данных работах два прохода моделируются как непрерывное продавливание заго-
товки через три пересекающихся канала. При этом оси каналов располагаются в од-
ной плоскости, но ориентированы различным прямо противоположным образом,
что соответствует маршрутам А и С.

В результате моделирования было обнаружено, что в случае обоих маршрутов при
2-м проходе Си заготовки через оснастку с двумя углами пересечения каналов, рав-
ными 90°, материал, в отличие от 1-го прохода, полностью заполняет зону, прилега-
ющую к внешнему углу области пересечения каналов [21]. Также, помимо всего про-
чего, было обнаружено, что маршрут А приводит к более однородному
распределению деформаций по ширине заготовки, чем маршрут С.

В последние годы результаты анализа течения материала на макроуровне, а имен-
но рассчитанные компоненты тензора градиента скорости деформации, начали ис-
пользовать в качестве входных параметров при моделировании процессов текстуро-
образования, в том числе с учетом измельчения зерен [24, 25]. Проводимые работы
представляют непосредственный интерес для предсказания характера текстуро- и
структурообразования в зависимости от особенностей напряженно-деформирован-
ного состояния деформируемого материала. Показано, что данный подход весьма
плодотворен и позволяет адекватно предсказывать формирующиеся кристаллогра-
фические текстуры, в том числе их меньшую проработку в зонах заготовки с пони-
женной накопленной деформацией.

В целом результаты недавних экспериментальных исследований и компьютерно-
го моделирования пластического течения материала заготовок, подвергнутых ИПД,
позволили определить основные параметры РКУ прессования, определяющие на-
пряженно-деформированное состояние заготовок и однородность пластического те-
чения металла. Эти данные имеют важное значение для отработки технологии полу-
чения объемных заготовок с высокими механическими свойствами.

3.2 РАЗВИТИЕ МЕТОДОВ ИПД

В последние годы происходит активное развитие уже традиционных спо-
собов — ИПД кручением и РКУ прессования, а также разработка новых методов
ИПД. Основными целями, которые ставят перед собой исследователи, является мас-
штабирование (увеличение габаритов) получаемых объемных заготовок, получение
длинномерных прутков и листовых заготовок, приближение процесса получения к
условиям промышленного производства, применение ИПД к малопластичным и
труднодеформируемым материалам. Рассмотрим наиболее важные направления и
основные результаты этих недавних разработок.

3.2.1 ИПД кручением

Работы по развитию метода ИПД кручением для получения массивных за-
готовок активно выполняются в настоящее время австрийским учеными под руко-
водством М. Зехетбауэра и Р. Пиппана. Как уже указывалось в п. 3.1, ими исследует-
ся процесс ИПД в бойках с полостью. При этом процесс ИПД кручением осуществ-
ляется на установке, позволяющей фиксировать зависимость величины крутящего
момента от числа оборотов (степени деформации) [12, 26].

Показано [12], что в случае чистой Си увеличение давления на 1 ГПа приводит к
росту измеренного в процессе деформации «динамического» напряжения течения по
крайней мере на 40% по сравнению со стандартными испытаниями при атмосфер-
ном давлении. При этом «статическое» напряжение течения, измеренное после сня-
тия приложенного давления, демонстрирует рост на величину не менее 10%. При
уменьшении гомологической температуры ИПД кручением в случае Си и М указан-
ные приращения напряжения течения возрастают. Увеличение давления вплоть до
8 ГПа в случае Си приводит к практически 5-кратному росту приведенного напряже-
ния сдвига по сравнению с давлением 0,8 ГПа. Таким образом, можно ожидать, что
увеличение давления должно способствовать повышению измельчения структуры
деформируемого материала.

В работе [26] однородность заготовок аустенитной стали, подвергнутой ИПД кру-
чением с числом оборотов вплоть до 16, исследовалась путем анализа распределения
микротвердости вдоль радиуса заготовок. Показано, что по мере увеличения числа
оборотов микротвердость в периферийных областях заготовок растет с насыщением.
Увеличение числа оборотов приводит к увеличению микротвердости в направлении
к центру дисков. В результате авторы делают вывод о том, что после ИПД кручением
существует однородное распределение микротвердости по радиусу заготовки. С дру-
гой стороны, обнаружить зону пониженной микротвердости в центре диска после
большого числа оборотов непросто в силу ее малых размеров. Так, например, после 16
оборотов в рассматриваемом случае радиус этой зоны составляет всего лишь 200 мкм.

Произведенный расчет зависимости микротвердости от степени деформации по-
казал, что в случае образцов, подвергнутых разному числу оборотов, точки ложатся
на одну кривую, указывающую на монотонный рост микротвердости со степенью де-
формации с насыщением начиная примерно со степени сдвиговой деформации, рав-
ной 20. Полученный результат нельзя назвать неожиданным. Подобные зависимости
были также получены в случаях Си и Сг заготовок.

Другим направлением развития способа ИПД кручением явилось его применение
для получения беспористых объемных заготовок в форме дисков из порошковых ма-
териалов. В качестве материалов для исследования были взяты микронные и(или)
нанопорошки Си, А1, ЬИ и Ъ, а также композиции указанных металлических порош-
ков с нанометрическими порошками их окислов и карбидов (табл. 3.1) [27, 28, 82].

Первоначальные попытки провести ИПД кручением указанных композиций по-
рошков в воздушной среде привело к невысокому качеству получаемых образцов в
форме дисков. Был сделан вывод о том, что это связано с их активным окислением в
воздушной среде. Для подавления процессов окисления процесс консолидации ИПД
кручением было решено проводить в два этапа. На первом этапе получали предком-
пакты под давлением 0,35 и 0,65 ГПа, при температурах 200 и 300 °С в вакуумной ка-
мере и давлении 10~3 ГПа. Далее предкомпакты подвергали кручению под высоким
давлением (табл. 3.2). В результате удалось получить массивные образцы в форме
дисков диаметром 10 мм со 100%-ной плотностью. В то же время отметим, что более
успешно процесс консолидации осуществлялся в случае использования микронных
Таблица 3.1. Композиции металлических и металлокерами-

ческих порошков, консолидированных способом ИПД

кручением (содержание второй фазы указано

в объемных %)

Материал ИПД кручением, ГПа Плотность, %
С-и 1,5 96±2
6.0 >98
Си—8Ю2 6,0 >98
_Е5 96±2
А! ~”б.О >98
Ц5 96±2
А-1А12О3 6,0 >93

металлических порошков. Об этом говорят отсутствие видимых трещин и довольно
высокая пластичность микрообразцов, вырезанных из полученных дисков и подверг-
нутых деформации растяжением.

Актуальной остается проблема масштабирования образцов при ИПД кручением.
Попытки увеличения размеров обрабатываемых заготовок обычно ведут к резкому
повышению неоднородности измельчения микроструктуры. В настоящее время наи-
большие образцы диаметром до 20 мм и толщиной до 1 мм с однородной нанострук-
турой методом ИПД кручением удается получть, используя новую установку
СКРУДЖ-200, разработанную в ИФПМ УГАТУ (г. Уфа).

Для решения проблемы масштабирования интересны ранние работы, где кольце-
вые заготовки с небольшими по отношению к радиусу кольца размерами поперечно-
го сечения подвергались интенсивному кручению [13]. Для обеспечения деформации

Таблица 3.2. Параметры ИПД кручением и плотность сконсолидированных образцов,
полученных при комнатной температуре и вращении нижнего бойка с частотой 0,159 с”1

Металлический порошок Металлокерамические порошковые смеси
А!2О3 (40—60 нм) 8Ю2 (20 нм) 81С (20 нм)
Си (50—70 нм) — Си-581О-> —
— Си-158Ю2 —
А1 (50-60 нм) А1-5А12О3 А1-58Ю2 А1-581О2
А1-15А12О3 А1—158Ю2 —
№ (6 мкм) - М-0,368Ю2 —
— №-1,18Ю2 —
Т1 (36 мкм) Т1-5А12О3 — Б-581С
Си (20 мкм) — Си-58Ю2 —
А! (50 мкм) А1-5А12О3 — А1-581С
А1-ЮА12О3 — —
А1-15А12О3 - -
таких заготовок на их ближайшей к оси вращения поверхности был сделан коничес-
кий выступ, соответствующий форме бойков. Этот выступ обеспечивал достаточное
для протекания деформации трение между кольцом и бойками. Кручение таких коль-
цевых заготовок позволило добиться одинаковой степени накопленной деформации
по объему заготовки, в отличие от заготовок в форме дисков, где, как указывалось ра-
нее, степень накопленной деформации растет по мере движения вдоль радиуса диска.

3.2.2 Равноканальное угловое прессование

Успешному получению объемных бездефектных наноструктурных загото-
вок при достижении чрезвычайно больших степеней пластической деформации спо-
собствуют высокие квазигидростатические давления. В связи с этим можно предпо-
ложить, что повышение этих давлений при реализации процесса РКУ прессования за
счет использования противодавления будет положительно сказываться на достигае-
мых результатах. Действительно, недавние исследования на чистой Си [29, 30], алю-
миниевом сплаве Д16 (А1—4,3%Си—1,5%Мё-0,6%Мп) [30], алюминиевом сплаве
АА6061 [31, 32] продемонстрировали положительное влияние противодавления на
интенсивность измельчения структуры и получение бездефектных заготовок.

РКУ прессование с противодавлением. Этот метод является одним из путей умень-
шения растягивающих напряжений в заготовке и повышения в результате ее дефор-
мируемости.

В работе [31] исследованы процессы формирования дефектов в объемной заготов-
ке из алюминиевого сплава АА6061, подвергнутого РКУ прессованию по маршруту Л
(без поворота заготовки между последовательными проходами). Кроме того, в дан-
ной работе анализировалось влияние противодавления, равного 80 МПа, на возмож-
ность предотвращения разрушения заготовок.

Проведенные методом конечных элементов вычисления показали, что в процессе
перемещения в оснастке на поверхности заготовки, контактирующей с внутренним
углом пересечения каналов, происходит резкое изменение характера напряжений с
сжимающего на растягивающий. Это приводит к образованию макротрещин на этой
поверхности и разрушению заготовки после 7 проходов через оснастку. В то же время
приложение противодавления обеспечивает до 10 проходов через оснастку без разру-
шения заготовки. Таким образом показано, что противодавление уменьшает скорость
накопления дефектов, способствует возможности увеличения накопленной пластиче-
ской деформации и препятствует разрушению заготовки в процессе РКУ прессования.

Рассмотрим на примере Си (99,9%) результаты исследования влияния противо-
давления на структуру массивных заготовок, подвергнутых РКУ прессованию с и без
противодавления при комнатной температуре [33]. Противодавление осуществляли
за счет усилия, возникающего при прессовании вязкопластичной среды, через регу-
лируемое очко матрицы (рис. 3.8). В качестве такой среды брали РЬ. Величина проти-
водавления, при которой осуществлялся процесс РКУ прессования, равнялась
(620±30) МПа, что составило около двух пределов текучести упрочненной Си. Коли-
чество проходов равнялось 16.

Сопоставление результатов микроструктурных исследований и механических ис-
пытаний для случаев РКУ прессования Си без противодавления и с противодавлени-
ем показало, что противодавление способствует интенсификации процесса измель-

3 Валиев Р. 3., И. В. Александров
Рис. 3.8. Схема РКУ прессования с противодавлением:

/ — заготовка; 2 — оснастка; 3 — пуансон; 4 — вязкопластическая среда

чения структуры и уменьшению среднего размера фрагментов структуры вплоть до
0,19 мкм (рис. 3.9, б). В отсутствие противодавления средний размер фрагментов в
структуре составил 0,28 мкм (рис. 3.9, а). При этом доля большеугловых границ в
спектре разориентировок возрастает при наличии противодавления. Последнее
также благотворно влияет на однородность получаемой микроструктуры.

В табл. 3.3 представлены основные характеристики, полученные в результате ме-
ханических испытаний Си на растяжение при комнатной температуре. Как видно,
Си, подвергнутая РКУ прессованию с противодавлением, характеризуется более вы-
сокими как прочностными, так и пластическими свойствами. Этот необычный факт
обусловлен, очевидно, более сильным измельчением и формированием более нерав-

Рис. 3.9. Электронно-микроскопическое изображение структуры и электронограммы Си, под-
вергнутой РКУ прессованию без противодавления (а) и с противодавлением (б). Поперечное се-
чение заготовки. 16 проходов. Маршрут С

Таблица 3.3. Результаты механических испытаний Си на растяжение при комнатной
температуре

Характеристика Исходное (крупнозернистое) состояние РКУ прессование
без противодавления с противодавлением
Ор.2» МПа 100 420 440
оп, МПа _ 145 _ 440 ______ _ 470
8, % 40 15 25
Рис. 3.10. Принципиальная схема РКУ прессования с противодавлением (а) и общий вид
оснастки для РКУ прессования с противодавлением в ИФПМ, УГАТУ (г. Уфа) (б):

Р{, Р2 — усилия соответственно прессования и противодавления

новесных границ зерен по сравнению с материалом, подвергнутым РКУ прессова-
нию без противодавления.

Исследование схемы РКУ прессования с противодавлением жестким пуансоном
(рис. 3.10) также свидетельствуют о положительном влиянии противодавления на ряд
характеристик получаемых УМЗ материалов. Среди них: отсутствие искажений кон-
цевых частей заготовок (рис. 3.11); повышение деформируемости и механических
свойств получаемых УМЗ материалов (табл. 3.4).

Рис 3.11. Общий вид Си заготовки после 15 циклов прессования без противодавления (а) и
после 28 циклов с противодавлением (б)

Таблица 3.4. Влияние вида обработки на твердость алюминиевого сплава 6061

Вид обработки Твердость НВ, МПа, в продольном сечении
Исходное состояние (закаленное) 690
Стандартная упрочняющая обработка 1215
После РКУ прессования с противодавлением 1 проход 1450

з*
Рис. 3.12. Характер течения материала в Си заготовке при РКУ прессовании с противодавлени-
ем ПД:

а — эксперимент (ПД — 500 МПа, внешний и внутренний радиусы закругления каналов К = г = 0 мм,
метод сеток); б — моделирование МКЭ (ПД - 500 МПа. П = г = 0 мм; в — ПД — 500 ГПа, К = 3 мм,
г — 2 мм; г — ПД — 420 МПа, К = 4 мм, г= 2 мм)

При использовании противодавления особое внимание следует уделить геомет-
рии области сопряжения каналов. При использовании радиусов сопряжения, равных
нулю, в нижней части заготовки формируется зона неоднородной деформации со
значениями, в разы меньшими его среднего уровня (рис. 3.12, а, б). Повышение од-
нородности деформации достигается путем оптимизации геометрии сопряжения ка-
налов. Например, использование радиусов сопряжения больше нуля позволяет зна-
чительно повысить однородность деформации (рис. 3.12, в, г) [33].

Таким образом, результаты проведенных исследований свидетельствуют о значи-
тельном влиянии противодавления на деформируемость материала и интенсивность
измельчения структуры при РКУ прессовании.

РКУ прессование в оснастке с подвижными стенками. Существуют и другие направ-
ления развития РКУ прессования, оформленные в виде патентов [34—36]. В частнос-
ти, для уменьшения влияния трения, приводящего, как было продемонстрировано
выше, к неоднородности течения материала, предлагается сделать подвижными
стенки каналов в оснастке для РКУ прессования [34]. Отметим, однако, что такая
конструкция сложнее традиционной и систематические экспериментальные иссле-
дования течения материала и измельчения микроструктуры при использовании та-
кой оснастки пока не представлены в литературе.

РКУ прессование плоских заготовок. В последнее время начаты разработки РКУ
прессования плоских заготовок [35, 37—41]. Развитие работ в данном направлении
представляет большой интерес, поскольку листовые металлические материалы ши-
роко используются в промышленности. При реализации РКУ прессования плоских
Рис. 3.13. Применение
РКУ прессования к об-
разцам-пластинам:

а — вертикальное располо-
жение; б — горизонтальное
расположение

заготовок можно использовать две принципиально различные конфигурации оснаст-
ки, схематически представленные на рис. 3.13. Данные конфигурации различаются
вертикальной или горизонтальной ориентацией плоскости заготовки по отношению
к осям системы координат ХУХ. При этом в плоскости заготовки располагаются оси
Хи X или Хи У соответственно.

Реализация процесса РКУ прессования плоских заготовок в отличие от случаев
заготовок круглого или квадратного сечения может быть осуществлена лишь для ог-
раниченного числа маршрутов. Так, в случае вертикальной ориентации плоской заго-
товки могут быть реализованы маршрут Сх, при котором происходит поворот заго-
товки на угол 180° вокруг оси X, и маршрут С7, при котором заготовка поворачивается
на угол 180° вокруг оси X. Анализ ориентации плоскостей сдвига, соответствующих
данным модифицированным маршрутам, указывает на то, что они эквивалентны
маршруту Св случаев РКУ прессования заготовок круглого или квадратного попереч-
ного сечения.

В случае РКУ прессования плоских заготовок с углом поворота 90° между прохо-
дами появляются новые варианты маршрутов, которые нельзя было реализовать при-
менительно к заготовкам круглого или квадратного поперечного сечения. Так, пово-
рот вокруг оси У попеременно то в одном, то в противоположном направлениях
соответствует маршруту ВАУ, а поворот в одном и том же направлении — маршруту
Отметим, однако, что данные маршруты реализовать на практике весьма непро-
сто, поскольку сдвиговая деформация приводит к изменению геометрической фор-
мы заготовки в вертикальном поперечном сечении. При этом сечение вместо прямо-
угольной формы примет форму параллелограмма и потребуется дополнительная
операция по обработке заготовки между проходами для восстановления ее первона-
чальной геометрической формы.

Горизонтальная ориентация плоской заготовки, показанная на рис. 3.13, б, при-
менялась при осуществлении РКУ прессования в работах [37—41]. Реализация про-
цесса РКУ прессования при такой исходной ориентации плоской заготовки может
быть осуществлена по нескольким маршрутам, подразумевающим поворот на угол
180° между проходами. При этом поворот вокруг оси X (маршрут С%) равнозначен
маршруту С, а поворот вокруг оси У (маршрут Су) — маршруту А при РКУ прессова-
нии заготовок с круглым или квадратным поперечным сечением. В рассматриваемом
случае также возможна реализация новых дополнительных маршрутов, связанных с
поворотами горизонтальной плоской заготовки на угол 90° вокруг оси X между про-
ходами. Последовательные повороты между проходами во взаимно противополож-
ных направлениях обеспечивают реализацию маршрута ВА7> а в одном и том же на-
Рис. 3.14. Принципиальная схема РКУ
прессования при горизонтальном рас-
положении пластины:

1 — остастка; 2 — прессованная пластина;
3 — пластина

правлении — маршрута ВС7. Тщательные экспериментальные исследования проде-
монстрировали, что реализация маршрута 7?сгпри РКУ прессовании плоских загото-
вок из А1 высокой чистоты приводит к формированию очень высоких свойств с не-
значительной неоднородностью уже после 4 проходов через оснастку [37].
Принципиальная схема реализации данного маршрута представлена на рис. 3.14.

РКУ прессование с вращающейся оснасткой (Ко1агу-(Пе ЕСАрге88Ш§) [42]. При тра-
диционном процессе РКУ прессования заготовку приходится после каждого прохода
вынимать из оснастки, а затем перед очередным проходом вновь помещать ее во
входной канал с учетом ориентации, зависящей от выбранного маршрута. Такая опе-
рация нетехнологична, приводит к остыванию заготовки, если процесс осуществля-
ется при повышенных температурах. Для устранения этих недостатков предложена
схема РКУ прессования с вращающейся оснасткой [42—47].

РКУ прессование с вращающейся оснасткой осуществляется следующим образом
(рис. 3.15). Оснастка 7состоит из четырех каналов, пересекающихся под прямыми уг-
лами и имеющих одинаковые размеры поперечного сечения. Перед началом РКУ

Рис. 3.15. Схема РКУ прессования с вращающейся оснасткой:

а — 1-й проход: 7—поршень; 2—заготовка (образец); 3 — стенка; 4 — оснастка; 5—пуансон; 6— осно-
вание оснастки; б — поворот оснастки на угол 90°; в — 2-й проход [42]
прессования заготовка 2 помещается в верхний вертикальный канал оснастки
(рис. 3.15, а). При этом она своим передним концом упирается в пуансон 5, вставлен-
ный в нижний вертикальный канал до точки пересечения с горизонтальными кана-
лами оснастки. В хвостовой конец заготовки упирается пуансон, помещенный в
верхний вертикальный канал. В правый горизонтальный канал оснастки также встав-
ляется пуансон, который упирается в заготовку и в правую стенку 3оснастки, препят-
ствуя ее продвижению в данном канале вправо. Таким образом, заготовка может про-
двигаться только из верхнего вертикального канала в левый горизонтальный канал.

После 1-го цикла РКУ прессования (рис. 3.15, б) оснастка вместе с заготовкой по-
ворачивается на угол 90° по часовой стрелке и цикл РКУ прессования может быть по-
вторен (рис. 3.15, в).

Использование данной схемы позволяет существенно упростить процесс РКУ
прессования. Исчезает необходимость вынимать и вновь вставлять заготовку в оснаст-
ку между проходами. Время РКУ прессования уменьшается более, чем на 75%. Появ-
ляется возможность точно контролировать температуру процесса. Процесс РКУ
прессования с использованием данной схемы позволил осуществить 32 прохода заго-
товки через оснастку [46].

В то же время у данной схемы есть целый ряд недостатков. В частности, отноше-
ние длины к поперечному размеру заготовок при использовании данной схемы мало.
В результате формирование относительно обширной зоны низкой проработки мате-
риала в голове и хвосте заготовки приводит к существенной неоднородности заготов-
ки [47] (рис. 3.16). В ходе РКУ прессования можно реализовать только маршрут А, а
угол пересечения каналов может быть равен только 90°. К тому же могут возникнуть
проблемы, связанные с невозможностью обновлять смазочное покрытие в процессе
обработки.

Боковая экструзия (Ше зШе-ехйгпыоп) [48]. Подобный описанному выше подход
реализуется при реализации способа РКУ прессования путем боковой экструзии.
При этом используются четыре автоматизированных устройства, управляемых ком-
пьютером и способных создавать большие растягивающие и толкающие усилия. На

Рис. 3.16. Микроструктуры сплава А1—7масс.%81—0,35%М§ после 1-го (я), 2-го (0, 3-го (в),
4-го (г), 8-го (д) и 20-го (в) проходов при 573 К. Течение металла, видно на рисунках г—е [47]
Рис. 3.18. Схема многопроходной оснастки:

7 — плунжер; 2 — оснастка; 3 — образец

Рис. 3.17. Схема установки для боковой
экструзии с образцом:

7, 3 — подвижные пуансоны; 2 - заготовка;

4 — неподвижный пуансон; 5 - прокладка;
Р, Р' — соответственно давление и дополнитель-
ное давление

рис. 3.17 представлен схематически процесс РКУ прессования с использованием дан-
ной схемы. Заготовка помещается в оснастку и продавливается через ее каналы с по-
мощью пуансона 7 при некотором дополнительном давлении Р', создаваемом пуан-
соном 3. Повторное РКУ прессование может быть осуществлено, как и в предыдущем
случае вращающейся оснастки, только по маршруту А (см. рис. 1.8). С использовани-
ем боковой экструзии удалось реализовать 10 проходов заготовки через оснастку

РКУ прессование в многоканальной оснастке (ЕСА рге$$1п§ а ти1й-ра§§ Ше) [49].
Данная схема не требует использования сложного прессового оборудования. При
этом, однако, требуется сконструировать многоканальную оснастку. Образец такой
оснастки представлен на рис. 3.18.

В оснастке сделан изогнутый канал с шестью коленами. Пять углов изгиба канала
равны по 90° каждый. Данный сложный маршрут РКУ прессования эквивалентен
маршруту С (см. рис. 1.8), поскольку 2-й и последующие проходы заготовки осуще-
ствляются с поворотами заготовки на 180°. Использование такой оснастки полезно с
точки зрения анализа эволюции микроструктуры в одной и той же заготовке после
разного числа проходов через плоскость пересечения каналов. Эксперимент, прове-
денный с использованием разборной, состоящей из двух соединенных вместе поло-
винок оснастки, показал следующее. Сформировавшаяся микроструктура и микро-
твердость в областях заготовки, прошедших различное, равное 7, 2, 3. 4 и 5, число
углов изгиба многопроходной оснастки, аналогичны тем, которые характерны для за-
готовок, претерпевших соответствующее число проходов через оснастку с одним-
единственным углом пересечения каналов [49].

РКУ прессование в оснастке с параллельными каналами. Еще одним из направле-
ний развития РКУ прессования является его реализация в оснастке с двумя парал-
лельными каналами. Первые описания такого подхода можно найти в работах
[50—52]. Однако лишь недавние работы, сочетающие 20 моделирование методом ко-
б

Рис. 3.19. РКУ прессование с параллельными каналами:

а — схема: 1,2— обозначение верхней стороны элемента деформируемого материала; 14— направление
сдвига; б—диаметр канала; б= 18 мм; К— расстояние между осями параллельных каналов, К= б— 18 мм;
Ф — угол пересечения между параллельными каналами и каналом, который их соединяет, Ф = 100°;
б — поля деформаций, рассчитанные 2Э МКЭ моделированием процесса РКУ прессования; в — общий
вид оснастки для РКУ прессования в ИФПМ У ГАТУ1

нечных элементов и экспериментальные исследования, убедительно продемонстри-
ровали преимущества данного подхода.

Отличительной особенностью РКУ прессования с параллельными каналами
(рис. 3.19) является одновременная реализация сдвиговой деформации в двух очагах,
соответствующих двум последовательным пересечениям каналов в оснастке [50—52].
В результате может существенно уменьшиться число проходов, необходимое для
обеспечения формирование УМЗ структуры. Основными параметрами в данной схе-
ме РКУ прессования с параллельными каналами являются: расстояние между осями
параллельных каналов К и угол пересечения каналов Ф. Оба указанных геометричес-
ких параметра оснастки влияют на характер течения материала и напряженно-дефор-
мированное состояние.

В работе [51] с использованием 20 компьютерного моделирования методом ко-
нечных элементов исследовано влияние параметров К и Ф на однородность течения
материала Си заготовки при РКУ прессовании в оснастке с параллельными канала-
ми. Было установлено, что оптимальными значениями данных параметров, при ко-
торых наблюдается максимальная однородность деформаций, являются Ф = 100° и
К = а, где (1 — диаметр канала. При этом накопленная деформация после 1-го прохо-
да составляет примерно 2. Результаты моделирования подтверждаются соответствую-
щими экспериментальными исследованиями, выполненными методом сеток.

Еще одним важным результатом, полученным при исследовании течения матери-
ала в ходе реализации схемы РКУ прессования с параллельными каналами, является
обнаруженное восстановление неискаженной сетки, нанесенной первоначально на
внутреннюю поверхность вертикального разреза заготовки перед началом РКУ прес-

1 Институт физики перспективных материалов при Уфимском государственном авиационном
техническом университете.
б

Рис. 3.20. Формы концевой части Си заготовок после 4 циклов РКУ прессования:

а — в оснастке с параллельными каналами с углом пересечения каналов Ф = 100°; б — в традиционной
оснастке с Ф = 90°

сования [51]. Данное наблюдение демонстрирует однородность течения материала
заготовки, в том числе в ее концах. В результате форма заготовки после РКУ прессо-
вания полностью соответствует таковой после его завершения.

Полученные результаты моделирования были использованы при конструирова-
нии соответствующей оснастки (рис. 3.19, в). Данная оснастка позволяет проводить
РКУ прессование в параллельных каналах при температурах вплоть до 500 °С. Было
реализовано 4 прохода применительно к образцам Си и ТЕ Исследования получен-
ных образцов методом ПЭМ показали, что сформировавшиеся УМЗ структуры соот-
ветствуют восьми проходам при традиционном РКУ прессовании. Они достаточно
однородны вдоль оси заготовок, включая их концы. Полученные результаты имеют
большую важность с практической точки зрения, поскольку демонстрируют возмож-
ность существенного повышения коэффициента выхода годного материала после та-
кого РКУ прессования [52].

На рис. 3.20 представлены формы концевой части Си заготовок после 4 циклов
РКУ прессования в оснастке с параллельными каналами и в традиционной оснастке.
Несмотря на то что углы пересечения каналов в данных оснастках различаются, сле-
дует отметить очевидный положительный эффект модифицирования оснастки с точ-
ки зрения сохранения исходной формы и, следовательно, однородности материала.
Также внешний вид заготовок (рис. 3.21) наглядно демонстрирует преимущества РКУ
прессования в параллельных каналах.

Непрерывное РКУ прессование. Для производства УМЗ металлических материалов
в промышленных масштабах требуется решить целый ряд важных проблем, связанных
в том числе с созданием таких оснасток, которые позволили бы сделать процесс РКУ

Рис. 3.21. Общий вид Си цилиндрических заготовок после 4 циклов РКУ прессования:
а — в параллельных каналах; б — по традиционной схеме
Рис. 3.22. Принципиальная схема реализации
комбинированных РКУ прессования и прокатки

прессования непрерывным. К настоящему времени в этом направлении достигнут оп-
ределенный прогресс. В первую очередь он касается получения длинномерных УМЗ
заготовок с использованием модернизированных установок для РКУ прессования.

Результаты первых исследований в данном направлении опубликованы в работах
[53—59]. Развитие техники непрерывного РКУ прессования в этих работах основыва-
лось на комбинировании процессов прокатки и РКУ прессования. Различные реали-
зации такого комбинирования были названы способом непрерывного ограниченно-
го полосового сдвига (сопйпиоиз сопйпеб 8Гпр 8Ьеапп§ — СС88) [53, 54], способом
отличающегося углового прессования (сП881тПаг-сйаппе1 ап§и1аг рге881п§ — ЭСАР)
[55, 57, 58] и равноканально-угловой прокаткой [56, 59]. Принципиальная схема ре-
ализации данного способа представлена на рис. 3.22 [57].

РКУ прессование с использованием данного способа предполагает, что тонкая по-
лоска 7 исследуемого материала подается в зазор 3 между направляющим 2 и подаю-
щим 5 валками — слегка экструдируется для уменьшения толщины от 1,55 до 1,45 мм.
В дальнейшем деформируемый материал поступает в выходной канал 4, где его ис-
ходная толщина восстанавливается до 1,55 мм. Введение термина ПСАР связано с не-
большой разницей в толщине заготовки при прохождении через выходной канал.

Для получения заготовок в форме прутков был предложен способ равноканально-
угловой вытяжки (еяиа1-сйаппе1 апёи1аг йга\У1п§ — ЕСАВ) [60, 61]. Однако проведен-
ные расчеты и экспериментальные исследования показали, что в результате приме-
нения данного метода происходит уменьшение размеров поперечного сечения
заготовок более, чем на 15%. В результате данный способ не может быть использован
эффективно при многопроходной обработке [62].

Схема, иллюстрирующая обработку полосок сопзйеаппё способом, представлена
на рис. 3.23. При реализации данного способа задействован прокатный стан. Полос-
ка 1 проходит между вращающимися большим центральным би маленькими вспомо-
гательными 2 сателлитными валками. Линейные скорости, соответствующие точкам
на поверхности вращающихся бойков, одинаковы. Валки обладают вращательным
моментом, достаточным для создания усилия, необходимого для продавливания по-
лоски, претерпевающей сдвиговую деформацию, через два канала, пересекающихся
под углом Ф. Тщательные исследования полосок технически чистого А1, деформиро-
ванных указанным способом, позволили установить оптимальные условия данной
РКУ

оснастка

Рис. 3.23. Схема основного про-
цесса соп$Ьеапп§ способом:

7 — полоска материала; 2, 6 — со-
ответственно вспомогательные и
центральный валки; 3 — направ-
ляющий башмак; 4 — верхняя
часть; 5 — основа

модификации процесса РКУ прессования. При этом оказалось, что оптимальный
угол пересечения каналов <р = 65° [63].

Следующей модификацией является РКУП-«конформ» процесс [64-66]. Изна-
чально «конформ» процесс был разработан для непрерывной экструзии проволок
[67]. Впервые для формирования УМЗ структур «конформ» процесс совместили с
РКУ прессованием в работе [65]. При реализации совмещенного процесса РКУ-
«конформ» прессования для создания силы трения, обеспечивающей проталкивание
заготовки, используется та же идея, что и в случае традиционного «конформ» процес-
са. В то же время при процессе РКУ-«конформ» прессования предусматривается воз-
можность неоднократного продавливания заготовки через оснастку.

Схема реализации процесса РКУ-«конформ» прессования представлена на
рис. 3.24 [65].

Как видно из рис. 3.24, между вращающимся центральным валом 2 и неподвиж-
ной ограничительной оснасткой / имеется желоб, в который загружается заготовка 3.
Между заготовкой и валом при его вращении возникают силы трения, которые за-
ставляют заготовку перемешаться вслед за вращающимся валом. Неподвижная огра-
ничительная оснастка направляет заготовку в горизонтальный канал, где материал
заготовки испытывает сдвиговую деформацию, как и при обычном процессе РКУ
прессования.

В рассматриваемой установке угол пересечения между желобом и каналом состав-
ляет примерно 90°. Такой угол наиболее часто используется в установках для РКУ
прессования.

Рис. 3.24. Схема процесса РКУ-«конформ» прессования
Рис. 3.25. Общий вид А1 проволоки в процессе
РКУ-«конформ» прессования

Процесс РКУ-«конформ» в данной установке является практически непрерыв-
ным. При этом есть возможность использования иных значений параметров РКУ
прессования (угол пересечения желоба и канала, скорость деформации и др.). В част-
ности, можно обеспечить реализацию наиболее эффективных с точки зрения форми-
рования УМЗ структур маршрутов Вси ВА РКУ прессования, а также обеспечить ско-
рости РКУ прессования, близкие к скорости прокатки.

В работе [65] проволока длиной более 1 м и диаметром 3,4 мм из крупнозернисто-
го коммерчески чистого А1 (99,95%) подвергалась процессу РКУ-«конформ» прессо-
вания при комнатной температуре. Деформация осуществлялась по маршруту С с 1-го
по 4-й проход. В исходном состоянии средний размер зерен составлял 5-7 мкм.

На рис. 3.25 показана А1 заготовка, подвергнутая частично одному проходу РКУ-
«конформ» прессования. Видно, что исходное круглое сечение приобретает прямо-
угольную форму вскоре после того, как проволока вошла в желоб (см. веерообразную
царапину — указана стрелкой). Формоизменение было вызвано силой трения между
стенкой желоба и заготовкой. Сила трения протолкнула проволоку вдоль желоба и
способствовала ее деформации. При этом проволока приобрела форму желоба. По-
сле того как поперечное сечение проволоки приняло прямоугольную форму, сила
трения на единицу длины проволоки увеличилась в связи с увеличением контактной
зоны между поверхностью желоба и поверхностью проволоки. Далее сила трения вы-
толкнула проволоку из желоба в канал неподвижной матрицы, пересекающий желоб
под углом 90°. На этом этапе деформационный процесс похож на традиционный про-
цесс РКУ прессования.

ПЭМ исследования показали, что результатом реализации процесса РКУ-«кон-
форм» прессования явилось формирование микроструктуры (рис. 3.26) и свойств
(табл. 3.5), типичных для традиционного процесса РКУ прессования.

Полученные результаты (в том числе в ИФПМ и УГАТУ) свидетельствуют о том,
что процесс РКУ-«конформ» прессования может быть эффективно использован для
измельчения зерен, формирования УМЗ структур и повышения свойств металличес-
ких длинномерных изделий и проволок. -

Компакгирование порошков методом РКУ прессования. Хотя РКУ прессование
обычно используют для обработки объемных заготовок, этот метод может также ис-
пользоваться для компактирования металлических порошков [68—73].
а

Рис. 3.26. ПЭМ изображения и дифракционная картина

А1 проволоки:

а — исходное состояние; б — состояние после процесса РКУ-
«конформ» прессования (продольное сечение); в — то же (по-
перечное сечение после 4-го цикла прессования)

На рис. 3.27 показана установка для РКУ прессования, которая была эффективно
использована для прессования А1 порошка сплава А1—2024 [69]. В этой работе поро-
шок с исходным размером менее 45 мкм был подвергнут холодному изостатическому
прессованию, в результате чего была получена заготовка диаметром 20 мм и длиной
70 мм. Как показано на рис. 3.27, каналы внутри установки пересекались под углом
Ф = 105°, и внешний изгиб дуги составлял угол V = 75°. Многократное прессование
заготовки производилось при температуре 573 К при максимальном числе проходов,
равном 3.

Важным отличием процесса РКУ прессования порошков является то, что на по-
верхности прессованных образцов легко образуются трещины. Чтобы избежать обра-
зования трещин во время компактирования методом РКУ прессования, порошок

Таблица 3.5. Влияние параметров РКУ-«конформ» прессования на предел прочности
о , предел текучести о0 2, относительное удлинение 5 и относительное сужение у А1
проволоки

Состояние обработки о0 2, МПа ов, МПа 5, % %
Исходное 47 71 28 86
1 цикл 130 160 13 73
2 цикла 140 170 12 72
3 » 130 160 14 76
4 » 140 180 14 76
Рис. 3.27. Установка для РКУ прессования А1 по-
рошков [69]:

1 — заготовка; 2 — оснастка; 3 — электропечь; 4 — тер-
моконтроллер; а-Ь-с-с1 и а'-Ь'—с'—сГ — геометриче-
ские параметры заготовки

3^
В
о
о
о

сплава А1—2024 был подвергнут машинной обработке и вставлен в плотно пригнан-
ную наружную трубу. Прессование проводилось при температуре 573 К: упакованный
образец помечен буквами а, Ь, с, (1 на рис. 3.27. Результаты данного исследования
продемонстрировали возможность получения сплава со 100%-ной плотностью без
какого-либо образования трещин на поверхности [69]. Таким образом, данные и дру-
гие подобные результаты подтверждают потенциальные возможности использования
РКУ прессования как инструмента для компакгирования порошков.

Конструкция установки для РКУ прессования. Сравнительно простой задачей явля-
ется создание установки для обычного РКУ прессования путем машинной обработки
разъемной матрицы из двух частей, представляющей собой хорошо отполированную
гладкую пластину, прикрепленную болтами ко второй отполированной пластине, со-
держащей прямоугольный канал. Матрица такого типа хорошо работает и может ис-
пользоваться для осуществления прессования с большим числом проходов, при усло-
вии, что в промежутке между проходами болты будут подкручиваться вручную.
Обычно используется соответствующая смазка, такая как Мо$2, с целью минимиза-
ции эффектов трения на стенках матрицы. Однако существует альтернативный спо-
соб минимизации трения путем использования более сложных конфигураций, вклю-
чающих подвижные стенки матрицы [19, 76—79]. На рис. 3.28 представлены два
примера подвижных стенок матрицы: подвижная стенка во входном и выходном ка-
налах. Как показано на рисунке, эти две конфигурации приводят к двум различным
реализациям процессов скольжения на теоретической плоскости сдвига [76].

Альтернативным подходом является создание монолитной матрицы из инстру-
ментальной стали. Монолитные матрицы обладают преимуществом, потому что они
позволяют избежать проблем, связанных с выдавливанием материала между различ-
ными частями матрицы. Однако монолитные матрицы могут быть использованы
только в случае канала с круглым поперечным сечением. К тому же матрица должна
быть спроектирована с конечным изгибом дуги на пересечении двух частей канала,
Рис. 3.28. Подвижные стенки
оснастки в 1-м (а) и 2-м (б) ка-
налах [76]. (Обозначения на ри-
сунке соответствуют парамет-
рам деформационного процесса)

чтобы V Ф 0°. На практике каждый образец удаляется из монолитной матрицы путем
прессования следующего образца, а последний образец обычно удаляется с помощью
макетного образца, который остается в матрице. Монолитная матрица обычно ис-
пользуется для РКУ прессования пластичных металлов; для труднодеформируемых
материалов применяется оснастка более сложной конструкции, включающая не-
сколько составляющих (см. п. 3.2.3).

Возможности увеличения масштаба заготовок существуют при использовании как
разъемных матриц, так и монолитных. На рис. 3.29 показан пример, когда заготовки
промышленного сплава А1-1100 были подвергнуты прессованию при комнатной тем-
пературе с использованием монолитных матриц с каналами диаметрами 6, 10 и 40 мм
[80]. Исследование микроструктуры этих заготовок подтвердило, что измельчение
исходной микроструктуры происходило практически независимо от размеров заго-
товки [80]. Однако следует проявлять осторожность, поскольку есть свидетельства,
что эффекты трения между заготовками и матрицей могут повлиять на внутреннюю
микроструктуру, когда диаметр поперечного сечения уменьшается до ~5 мм [81].

Рис. 3.29. Характер-
ный вид образцов
при РКУ прессова-
нии для каждого из
трех диаметров, ис-
пользуемых в иссле-
довании [80]
3.2.3 РКУ прессование труднодеформируемых и малопластичных материалов

Наиболее активно РКУ прессование используется для обработки пластич-
ных металлов (Си, №, А1) и ряда сплавов (см., например, [82-88]). Существенный
прогресс в управлении микроструктурой и свойствами этих материалов позволил
приступить к исследованиям процессов, сопровождающих измельчение микрострук-
туры и повышение механических свойств в малопластичных и труднодеформируе-
мых материалах. Однако при решении данной проблемы возникают трудности, свя-
занные с низкой деформируемостью этих материалов и сохранением целостности
объемных заготовок, а также стойкостью оснастки при больших давлениях и повы-
шенных температурах.

Рассмотрим существующие подходы к решению проблемы РКУ прессования
труднодеформируемых и малопластичных материалов на примере тугоплавких ме-
таллов - XV и Та (см. также п. 9.3).

Вольфрам является ярким представителем труднодеформируемых малопластич-
ных при обычных температурах материалов, и он становится пластичным только при
температурах выше 1100... 1200 °С. Температурный интервал, обеспечивающий высо-
кую технологическую пластичность при сохранении геометрической целостности де-
формируемой заготовки из вольфрама, как правило, не ниже 1400... 1600 °С [89]. Од-
нако эти температуры находятся выше температуры рекристаллизации и не подходят
для формирования УМЗ состояний в XV. Кроме того, осуществление процесса ИПД XV
требует решения вопроса стойкости оснастки к высоким температурам и приложен-
ным давлениям, а также износу. Следует также отметить, что при повышенных тем-
пературах XV подвержен интенсивному окислению и требует нагрева в безокислитель-
ной среде. Таким образом, очевидно, что реализация процесса ИПД XV является
весьма сложной задачей, требующей разработки специальных подходов для решения
указанных выше научных и технических проблем.

Рассмотрим результаты первых экспериментальных исследований [90], демонст-
рирующих успешное применение РКУ прессования для измельчения микрострукту-
ры в объемных заготовках из XV промышленной чистоты.

Учитывая низкую деформационную способность XV вплоть до температуры 1000 °С,
важным является поиск условий, обеспечивающих сохранение целостности XV заго-
товок при РКУ прессовании. Для такого поиска было выбрано два основных направ-
ления: 1) подбор режимов интенсивной пластической деформации; 2) проектирова-
ние и изготовление специальных оснасток.

Поскольку XV обладает низкой пластичностью при температурах, близких к 1000 °С,
необходимо снижать интенсивность деформационного воздействия за счет увеличе-
ния угла пересечения каналов в формообразующей оснастке с 90° до 135°. При этом
накопленная истинная деформация за цикл обработки уменьшается для крайних
значений от е = 1,15 до е = 0,5. Проведенные исследования также показали, что при
угле пересечения каналов, равном 90°, заготовка разрушалась уже после 1-го или 2-го
цикла обработки (рис. 3.30). Со снижением интенсивности воздействия повышалась
и деформируемость XV. Наиболее оптимальные результаты были получены при угле
пересечения каналов ПО, 120 и 135°. Например, при угле пересечения 110° общая
степень накопленной пластической деформации для числа проходов, равного 8, со-
ставила е = 6,4.
Рис. 3.30. Общий вид
заготовок из вольфрама
после РКУ прессования
(1-й проход) в матрице
с углом пересечения ка-
налов 90°

При оптимизации процесса получения УМЗ XV, проводимого при температуре
(1000± 10) °С, были исследованы два маршрута РКУ прессования заготовок -ВснС
(см. п. 1.3.1), позволяющие обычно получать равноосные структуры в пластичных
материалах. Однако эксперименты показали, что лишь применение маршрута Спри-
водит к достижению максимальных уровней накопленной деформации при условии
получения бездефектных заготовок (рис. 3.31). Последнее, по-видимому, связано с
тем, что для используемой геометрии оснастки и выбранных температурно-скорост-
ных условий обработки именно маршруту Ссоответствует оптимальное соотношение
напряженного и деформированного состояний.

Учитывая положительное влияние низкой скорости деформации на однородность
течения материала [91], процесс РКУ прессования вольфрама осуществляли при ми-
нимально возможной и равной 6 мм/с скорости деформирования, которую обеспечи-

Рис. 3.31. Общий вид
заготовок из вольфрама
до и после РКУ прессо-
вания (соответственно
верхняя и нижняя заго-
товки) в матрице с уг-
лом пересечения кана-
лов 110° по маршруту
С, 8 проходов
вало используемое оборудование. С целью предотвращения окисления XV, а также по-
лучения более однородного теплового режима обработки и улучшения трибологиче-
ских условий при высоких температурах РКУ прессования деформируемые заготов-
ки помещались в герметичную стальную оболочку. Деформируемые цилиндрические
XV заготовки имели диаметр около 16 мм и длину 60 мм.

Создание оснасток со специальной геометрией формообразующих каналов вклю-
чало в себя исследования, направленные на повышение стойкости оснастки за счет
выбора марки наиболее теплостойкой инструментальной стали и режимов ее термо-
обработки, а также на оптимизацию геометрии выходного канала, обеспечивающего
наиболее однородное деформированное и напряженное состояния заготовки в очаге
деформации. Например, использование инструментальной марки стали ДИ23 для
формообразующих вставок позволило повысить стойкость оснастки в 3—5 раз по
сравнению с использованием для этих целей быстрорежущих сталей, а использова-
ние в сопряжении каналов радиусов и специальной фаски, а также повышенной про-
тяженности выходного канала — снизить уровень растягивающих напряжений в верх-
ней области очага деформации (рис. 3.32, а, б), являющихся главной причиной
разрушения заготовок. При выборе оптимальных условий РКУ прессования XV был
использован анализ особенностей напряженно-деформированного состояния с по-
мощью метода конечных элементов [23].

Таким образом, в результате проведенных исследований было продемонстрирова-
но, что методы ИПД могут быть успешно реализованы применительно не только к
пластичным при комнатной температуре металлическим материалам, но и к трудно-
деформируемым и малопластичным материалам, ярким представителем которых яв-
ляется вольфрам. Однако реализация методов ИПД в последнем случае является
комплексной задачей, требующей специальных подходов.

Процесс эволюции микроструктуры в труднодеформируемых и малопластичных
металлических материалах в процессе ИПД проанализирован в гл. 4.

Рис. 3.32. Картины распределения среднего напряжения, полученные при моделировании МКЭ
процесса РКУ прессования вольфрама:

а — общепринятая геометрия; б — оптимизированная геометрия [23]

б
3.3 НОВЫЕ МЕТОДЫ ИПД

В последнее время методы ИПД получили новый импульс развития. Это
выразилось в разработке новых способов, обеспечивающих достижение больших
пластических деформаций без разрушения заготовок. Это открывает возможности
получения наноструктурных материалов с новыми свойствами. Как уже отмечалось
(см. [82]), при развитии методов ИПД следует особое внимание уделять решению
трех основных проблем. Во-первых, очень важно, чтобы получаемые УМЗ структуры
обладали большеугловыми границами зерен, поскольку только в этом случае можно
ожидать качественного изменения свойств материала. Во-вторых, сформированные
наноструктуры должны быть однородными, чтобы обеспечить стабильность свойств
получаемых материалов. В-третьих, несмотря на то что материалы подвергались
большим пластическим деформациям, у них не должно быть значительных механи-
ческих повреждений и в них не должно быть трещин. В связи с этим для каждого но-
вого способа важно определить оптимальные параметры обработки, приводящей к
формированию желаемых микроструктуры и свойств.

Важным аспектом при разработке перспективных способов ИПД является также
приближение лабораторных способов реализации ИПД к полупромышленным,
представляющим интерес с точки зрения массового и экономичного производства
наноструктурных заготовок.

Рассмотрим вкратце суть некоторых из таких способов.

Циклическая деформация «осадка-экструзия—осадка» («СусПс Ех<ги$юп
Сотргезмоп (СЕС)» [92]. Данная схема была предложена 5. ВлсйеП с сотрудниками.
В ее основе лежит циклический процесс экструзии и осадки [92, 93]. При этом на за-
готовку накладывается начальное давление путем перемещения пуансонов к заготов-
ке. Далее положение пуансонов фиксируется. После этого рама, в которой закрепле-
на оснастка, имеющая цилиндрический канал с выступом, начинает циклически
перемещаться вдоль оси заготовки (рис. 3.33). В результате в заготовке возникает пе-
ремещающаяся вверх-вниз зона пластической деформации. При этом геометричес-
кие размеры заготовки остаются неизменными.

Цикл 1
4

Экструзия

Сжатие

Экструзия
г
Цикл 2

Рис. 3.33. Схема «циклическая экструзия—осадка» [92]:

а — последовательность процесса; б - очаг деформации для первого цикла (моделирование МКЭ)
Подобная схема была разработана для консолидации композиционных материа-
лов [94]. Отличительной чертой данной схемы явилось фиксированное положение
рамы с оснасткой и циклическое перемещение заготовки относительно оснастки.
Также в России подобный процесс получил название «Песочные часы» [95].

Моделирование методом конечных элементов механики процессов течения мате-
риала при использовании указанной схемы показало, что в ходе данного процесса в
материале формируются зоны гидростатического напряженного состояния и зоны, в
которых реализуются условия течения [96]. При этом с одной стороны оснастки ма-
териал заготовки экструдируется, с другой стороны идет процесс осадки. Между ни-
ми имеется переходная зона разгружения материала в упругой области. Авторы [96]
отмечают, что такой характер напряженного состояния присущ многим способам ре-
ализации процесса ИПД. В результате моделирования также было установлено, что
поля эквивалентных полей деформаций очень однородны, а усилие прессования и
давление на оснастку сильно зависят от трения [96].

Учитывая высокие давления (вплоть до 4 ГПа по данным моделирования), возни-
кающие при реализации процесса циклической экструзии и осадки, в работе [97] вы-
сказано следующее мнение. Во-первых, данный процесс в силу ограниченной стой-
кости оснасток к высоким давлениям должен преимущественно реализовываться
применительно к мягким материалам. Во-вторых, повышение температуры и высо-
кие гидростатические давления могут способствовать обработке хрупких материалов.

Накапливаемое соединение прокаткой (АссишпЫпе гоП Ьоп(Пп§ — АЙВ) [98]. При
реализации данной схемы два листа одинаковой толщины подвергают совместной
прокатке (рис. 3.34). За один проход достигается толщина одного из исходных лис-
тов. Данный процесс повторяется неоднократно. При этом возможно изменение

Обработка поверхности

| Резка | ।

Очистка поверхности
от смазки

Совмещение

Рис. 3.34. Схема способа
накапливаемого соедине-
ния прокаткой [98]
Рис. 3.35. Способ много-
кратного изгиба и вы-
прямления полосы [100]

ориентации листов по отношению друг к другу между последовательными циклами
прокатки. В результате такой комбинированной прокатки за счет диффузионного вза-
имодействия в твердой фазе происходит соединение листов между собой, сопровож-
даемое измельчение микроструктуры. За один проход деформация составляет 50%, и
конечная толщина проката при этом равна толщине исходных листов. Данный про-
цесс повторяется неоднократно. При этом возможно проведение планшетной прокат-
ки или прокатки с измененной ориентацией направления прокатки одного листа по
отношению к другому. В результате комбинации вариантов прокатки получают безде-
фектные монолитные листовые полуфабрикаты с измельченной структурой.

Например, в стали (1Р сталь), содержащей 0,003% С, после 5 циклов прокатки при
температуре Т = 773 К, реализованной в течение 10 мин, исходный размер зерен
уменьшился с 27 мкм до 420 нм, а в алюминии (А1—1100) после 7 циклов прокатки
при температуре Т = 473 К, реализованной в течение 5 мин, исходный размер зерен
уменьшился с 37 мкм до 670 нм [99].

Способ многократного изгиба и выпрямления полосы (ВереШке согпщайоп апб
81гащ1йепт§) [100]. Принципиальная схема реализации данного способа представле-
на на рис. 3.35. Как и в случае предыдущих двух способов, здесь реализуется дефор-
мация листовых заготовок. При этом в случае меди высокой чистоты после 12 циклов
обработки наблюдалось измельчение зерен от начального среднего размера 765 мкм
до конечного примерно 500 нм. При этом, однако, сформировавшаяся микрострук-
тура была неоднородна, и данный процесс требует дальнейшей оптимизации.

Винтовая экструзия (Ъ?181 ех1ги8юп). Особенностью данного нового метода, пред-
ложенного Я. Бейгельзимером [101], является совмещение процессов экструзии и
ИПД кручением. При этом заготовка продавливается через оснастку, осью канала ко-
торой является винтовая линия (рис. 3.36).

Рис. 3.36. Схема процесса винтовой экструзии:

1,2 — заготовка соответственно до и после обработки
Рис. 3.37. Электронно-микроскопические изображения структуры Т1, подвергнутого винтовой
экструзии:

а — один проход; б—г — три прохода (а, б — поперечное сечение; в, г — продольное сечение)

На рис. 3.37 представлены электронно-микроскопические изображения структу-
ры Т1, подвергнутого винтовой экструзии [101]. Как видно, увеличение числа прохо-
дов (степени деформации) приводит к резкому уменьшению размера зерен (субзерен,
фрагментов) как в поперечном, так и в продольном направлениях. Если в исходном
состоянии средний размер зерен составлял 25 мкм, то после первого прохода он ока-
зался <10 мкм, а после третьего прохода <1 мкм. С ростом степени деформации струк-
тура становится более однородной, однако даже после трех проходов в поперечном
сечении все еще наблюдается смешанная структура, состоящая как из вытянутых, так
и из равноосных фрагментов. При этом анализ характера преимущественных ориен-
тировок и разориентировок не производился. В связи с этим пока не совсем ясно, яв-
ляются ли полученные структуры преимущественно малоугловыми или большеугло-
выми.

Результаты проведенных механических испытаний на растяжение Т1 в состоянии
поставки и после винтовой экструзии представлены в табл. 3.6 [101]. Как видно, в по-
перечном сечении заготовки напряжение текучести о0 2 и предел прочности ов возра-
стают в результате винтовой экструзии на 78%. Последующий отжиг приводит к зна-
чительному (более чем в 2 раза) росту пластичности до разрушения. При этом
наблюдается некоторый рост предела прочности. Причины столь необычного поведе-
ния требуют дальнейших исследований, однако в качестве одной из возможных при-
чин можно рассматривать эволюцию кристаллографической текстуры при отжиге.
Таблица 3.6. Механические свойства Т1 после винтовой экструзии (ВЭ)
и последующего отжига или холодной прокатки

Состояние Направление испытаний к оси экструзии ов, МПа о0 2, МПа 8, % Ну, МПа
Состояние поставки Продольное 505 375 36 1800
Поперечное 500 360 46 1850^
ВЭ (3 прохода) Продольное 505 463 31 2300
Поперечное 835 765 17 2800* 2400** _
ВЭ (3 прохода) + отжиг 300 °С, 1 ч Продольное 500 441 __ 37,5 —
Поперечное 865 737 37,5 -
ВЭ (3 прохода) + ХП (50%) Продольное 780 750 30 _2700
Поперечное 795 760 27 2750* 3300**

— торец пластины.

** — плоскость пластины.

В настоящее время процесс винтовой экструзии находится в стадии активной разра-
ботки в ФТИ НАУ (г. Донецк, Украина).

Всесторонняя ковка. Еще одной из перспективных схем ИПД, развитие которой
наблюдается в последние годы, является схема всесторонней ковки, которая уже упо-
миналась в гл. 1 (см. также [82]). Под термином «всесторонняя ковка» понимают про-
цесс изотермической деформации заготовок при последовательном проведении опе-
раций протяжки и осадки. При этом данный процесс проводится при повышенной
температуре с поэтапным ее снижением в ходе деформации [102]. Например, в слу-
чае обработки технически чистого Т1 ВТ 1—00 и двухфазных титановых сплавов ВТ6,
ВТ8 и ВТЗО температура деформации снижалась от 700 до 400 °С.

Процесс всесторонней ковки - осадки и протяжки Мо с многократным измене-
нием оси приложенного деформирующего усилия Мо сопровождался большими сте-
пенями деформации при каждом цикле обработки вплоть до е = 50% как при осадке,
так и при протяжке [103]. Процесс деформации производился в изотермических ус-
ловиях, однако интервал температур деформирования был очень широк. Деформа-
ционная обработка начиналась при 1000 °С, а заканчивалась при 200 °С с поэтапным
понижением температуры деформации. В результате структурное состояние матери-
ала соответствовало его способности деформироваться пластически при данной тем-
пературе. Накопленная деформация составила 1000%. При этом существенно повы-
силась однородность по сечению заготовки, в которой сформировалась УМЗ
структура.

Актуальным вопросом в случае рассмотренных выше схем является поиск опти-
мальных условий формирования однородных наноструктурных состояний с больше-
угловыми границами зерен. Как будет показано ниже в гл. 7—9, именно им присущи
наиболее привлекательные фундаментальные характеристики, механические и ин-
женерные свойства объемных наноструктурных материалов.
Разработка новых методов ИПД активно продолжается. При этом исследователи
особое внимание уделяют их адаптации к непрерывным схемам обработки заготовок,
применяемым в промышленных условиях. Большой интерес исследователей к дан-
ной весьма непростой проблеме позволяет надеяться на достижение положительного
результата в ближайшее время.

Список используемой литературы

1. ВпЛ&пап Р. Ж. Ц РЬу81са1 Кеу1е\у, 1935. V. 48. Р. 825.

2. Смирнова Н.А., Левит В.И., Пилюгин В.И. и др. // ФММ, 1986. Т. 61. С.1170.

3. УаНеу В.2., КогуикоуА. У., Ми1уикоу К.К. // Ма1ег. 8с1. Еп^., 1993. V А186. Р. 141.

4. А1ехапс1гоу 1.У., БиЬгаута А.А., Кип Н.8. // БеГесГ апб БйТизюп Рогит, 2002.
У. 208-209. Р. 229.

5. УаНеу Я.7., КгазИткоу П.А., Ту>пеу И.К. Ц Ма1ег. 8с1. Еп^., 1991. V. А137. Р. 35.

6. УаНеу В.Х. Ц МаГ. 8с1. Еп^., 1997. V. А234-236. Р. 59.

7. 8епкоу О.И., Ргоез Р.И., 81о1уагоу V.У. е! а1. // 8спр1а Ма1ег., 1998. V. 38. Р. 1511.

8. ТгиЬНвупа е! а1. // Ас1а Ма1ег., 2005. V. 53. Р. 2703.

9. Бахтеева Н.Д. и др. // Металловедение и термическая обработка металлов,
2000. № 10.

10. Ко1оЬоу Хи. К., К1еЬаск В., /уапоу К.У. е! а1. // 1п1егпайопа1 Зоигпа! оГ КеГгасТогу
Ме1ак апй Нагй Ма1епак, 2003. У.21. Ыо. 1-2. Р. 69.

11. НеЬезЬег^ег Т., Уогкаиег А., 8й№е Н.Р., Р1ррап В. // РгосеесНпёз оГ 1Ъе 2пс1
1п1егпаНопа1 СопГегепсе оп Ыапота1епак Ьу 8еуеге Р1а8Нс БеГогтайоп.
Рипс1атеп(ак — Ргосеззтё — АррПсаНоп. 9-13 БесетЬег 2002, У1еппа, Аи81па,
т: Ыапота1епа1$ Ьу 8еуеге Р1а8бс БеГогтаИоп, еск. МЛ. 7еЬе1Ьаиег апс! К.7.
УаПеу, \УПеу-УСН, \УетЬе1т, Сегтапу, 2004. Р. 447.

12. Хеке1Ьаиег МЛ., 81й\уе Н.Р., Уогкаиег А. е! а1. // РгосеесНпё8 оГ 1Ье 2пй
1п1егпаНопа1 СопГегепсе оп Напота1епак Ьу 8еуеге Р1а8йс БеГогтаНоп.
РипйатеЫак — Ргосе88Шё — АррИсайоп. 9—13 БесетЬег 2002, У1еппа, Аиз^па,
1п: №пота1епа18 Ьу 8еуеге Р1а8Йс БеГогтабоп, еск. МЛ. 7еНе(Ьаиег апй К.7.
УаПеу, ХУПеу-УСН, \УетЬе1т, Сегтапу, 2004. Р. 435.

13. ЕгЬе18. Ц Мер ТесЬпо!., 1979. Р. 482.

14. Екегпакоу У.8., ВисН1оу 1.И., КааЬ С.1. е! а1. // 8спр1:а Ма1ег., 2001. У. 44. Р. 1765.

15. Кору1оч VI. 1пуе8ЙёаИоп8 апд АррИсаНопз оГ8еуеге Р1а8Йс БеГогтайоп / К1и\уег
Асад. РиЫ., 2000. Р. 23.

16. УаНеу Я.Х., Ьап&оп Т.С. // Рго^. Ма1ег. 8сь, 2006. У. 51. Р 881.

17. Хи Ск., Ьап&оп Т.С. Ц 8спр1а МаГег., 2003. V 48. Р. 1.

18. 8е%а1 У.М. Ц Ма1ег. 8с1. Еп^., 2002. У. А338. Р. 331.

19. 8е%а1 У.М. // Ма1ег. 8с1. Еп^., 2003. У. А345. Р. 36.

20. ВиНИоу 1.И., А1ехапНгоу 1.У., Ьиказскик Хи.У. е! а1. // БкгаГте Статей Ма1епак
III (Ейй. У.Т. 7Ьи, Т.С. Ьапёйоп, К.7. УаПеу, 8.Б. 8ет1аПп, Б.Н. 8Ып, Т.С. Ьо\уе),
2004. Р. 193.

21. К1т Н.8. Ц Ма1ег. 8с1. Еп^., 2002. У. А328. Р. 317.

22. Р1а$ап К.С. — 1п: Ргос. оГ 1Ье ^ТО А81 оп Капо81гис1:игес1 Ма^епак: 8с1епсе апй

ТесНпо1оёу. - БогскесЫ—Во8Гоп—Ьопйоп: КПлуег Асад. РиЫ., 1998. У. 50. Р. 15.
23. КгаШсз 6., ВисШоу 1.Ы., А1ехапНгоу /. У. ег а1. // РгосеесНп^ оГШе 2пс11п(егпабопа1
СопГегепсе оп Капота1епа!8 Ьу 8еуеге Р1а$Нс ОеГогтайоп. ЕипбатегДак —
Ргосе881п§ — АррПсаНоп. 9—13 ОесетЬег 2002, У1еппа, Аи$1па, ’т: Капота^епак
Ьу Зеуеге Р1а$Нс ОеГогтаЦоп, едз. М.З. 7еЬе1Ьаиег апд К.7. УаНеу \УПеу-УСН,
ХУеткет, Сегтапу, 2004. Р. 271.

24. А1ехапНгоу /. И., ХИШпа М. И. // Ма1ег. 8с1. Рогит, 2005. V. 495—497. Р. 785.

25. Иаг.агоу А.А., Еткееу И,А., Вотапоу А.Е. е( а1. // Физика и техника высоких дав-

лений, 2005. Т. 15. № 16. С. 31.

26. Уогкаиег А., Р1ррап В. // 8спр(а Ма(ег., 2004. У. 51. Р. 921.

27. А1ехстс1гоу 1.У., ХНи УТ., Томе Т.С. е! а1. // Капо81гисШгес1 Ма1ег., 1998. V 10.
Ко. 1. Р. 45.

28. А1ехапНгоу 1.У., ХНи УТ., Тоууе Т.С. с! а1. // МеШП. МаТег. Тгап8., 1998 V. 29А.
Р. 2253.

29. Рааб Г.И., Красильников Н.А., Александров И.В., Валиев Р.З. Структура и свойст-

ва меди после РКУ прессования в условиях высоких нагрузок // Физика и тех-
ника высоких давлений, 2000. Т. 10. № 4. С. 73.

30. РаабГ.И., Красильников Н.А., Александров И.В., Валиев Р.З. Получение высоко-
прочных материалов равноканальным угловым прессованием в условиях вы-
соких давлений. Сплавы с эффектом памяти формы и другие перспективные
материалы: Труды XXXVIП Международного семинара «Актуальные проблемы
прочности» в 2 частях / ГНЦ ЦНИИ Робототехники и технической кибернети-
ки СПбГТУ, НИИ математики и механики СПбГУ — Санкт-Петербург, 2001.
Т. 2. С. 409.

31. Тароуок В.Уе., Мскеп^е Р.1У. // ийгагГте Сгатес! Ма(епа18 III. (ЕсШес! Ьу У.Т.
7Ьи, Т.С. ЕапёОоп, К.7. УаНеу 8.1. БеггпаГт, О.Н. 8Ып, Т.С. Ьо\уе, ТМ8) (ТЬе
Мтегак, Ме1а18 & Ма(епа18 8ос1е(у), 2004. Р. 103.

32. 8ю!уагоу У. У, Тароуок В. // МаГег. 8сь Рогит., 2003. V. 426-432. Р. 2825.

33. ВааЬ 6.1., Кгаз'Нткоу Ы.А., УаНеу В.Х. // СкгаГте Сгатес! Ма1епа18 III. (Ебк.

У.Т. 7Ьи, Т.С. Еап§с1оп, К.7. УаНеу 8.Е. Зегтаип, Э.Н. 81йп, Т.С. Ео\уе, ТМ8),
2004. Р. 137.

34. 8е$а1 У.М.: С.8. РаГет Ио. 5400633, 1995.

35. 8е%а1 У.М.: С.8. Ра1еп1 Ко. 5850755, 1998.

36. МагкизНеу М.У., 81оЬос1а У.И., Ка1Ьу$Неу О.А.: Ки881ап Ра1еп1 Ко. 2146571, 2000.

37. КатаМ М., Еигикаууа М., НогНа X., Тапудоп Т.С. // Ма(ег. 8сГ Еп§., 2003. А 361.
Р. 258.

38. Ееггаззе 8., 8еуа1 У.М., КаИсНт 8.В., А1/огд Е. // Ма(ег. 8сГ Еп§., 2004. V. А368.
Р. 28.

39. Ееггаззе 8, 8е%а1 УМ., А1/огд Е. // Ма!ег. 8сГ Еп§., 2004. V. А372. Р. 44.

40. Ееггаззе 8., 8е§а1 У.М., А1/огд Е. Ц Магег. 8сГ Еп§., 2004. V. А372. Р. 235.

41. КатаМ М., Гигикаюа М., НогНа X, Тап^Ноп Т.П. // Ма(ег. Тгап8., 2004. V. 45.
Р. 2521.

42. ШМа У, Анта Н., К1т З.С., Апдо Т. Ц 8сг. Ма1ег., 2001. V. 45. Р. 261.

43. Н1МНа У., Анта Н., К1т З.С., Апдо Т. // 3. Зарап 1п8Е Ме(а18., 2000. V 64. Р. 1224.

44. ММНа У., АгПпа Н., К1т З.С., Апдо Т. // 3. Зарап 1п81. Е1§Ы МеШ18., 2000. V. 50.

Р. 655.

45. К1т З.С., Ы1Мс1а У, Анта Н., Андо Т. // МаСег. ЬеН., 2003. V. 57. Р. 1689.
46. Ма А., 8и%ик1 К., ЫзШа V. е! а1. // Ас1а Ма1ег., 2005. V. 53. Р. 211.

47. Ма А., Х1Мс1а У., 8и%икл К. е! а1. // 8спрГа Ма1ег., 2005. V. 52. Р. 33.

48. А^иМта А., Аок1 К. // МаГег. 8с1. Еп§., 2002. V. А 337. Р. 45.

49. ИакаМта К., НогПа 7., ИетоЮ М., Рапедоп Т.6. // Ма1сг. 8с1. Еп§., 2000. V. А281.
Р. 82.

50. КааЬ 6.1. РЬу81С8 оГ Н1§Ь Рге88иге, 2004. V. 14,1Мо. 4. Р. 83.

51. КааЬ 6.Р Ц Ргос. оГТМ8, 2005. Р. 177.

52. КааЬ 6.1., УаПеу К.7., Ки1уа$оу 6.У., Рокхоузку У.А.\ Ки881ап Ра1еп1 Г4о. 2181314,
2002.

53. Рее РС, 8еок НК, Нап РН, Скипе УН. Ц Магег. Ке8. Ви11., 2001. V. 36. Р. 997.

54. Нап Р.Н, 8еок Н.К., Скипе УН. е! а1. Ц Ма!ег. 8с1. Еп^., 2002. V. А 323. Р. 342.

55. Рее Р С., 8еок НК, 8ик Р. У. е! а1. Ц Ме1а11. Ма!ег. Тгап8., 2002. V. ЗЗА. Р. 665.

56. Иат С.У., Нап Р.Н, Скипе УН, 8к1п М.С. Ц МаГег. 8с1. Еп^., 2003. V. А 347. Р.

253.

57. Рее Р С., 8ик Р У, Акп РР. // Ме1а11. МаГег. Тгапз., 2003. V. 34А. Р. 625.

58. 8ик Р У, Нап РН, Ок КН, Ьее Р.С. Ц 8спр1а МаГег., 2003. V. 49. Р. 185.

59. РагкРАУ., К1тР1У, Скипе УН // 8спр1а МаГег., 2004. V. 51. Р. 181.

60. Скакк1пеа1 V., 8ипасП А.В., Ткотзеп Р.Р. // 8спр1а Ма!ег., 1998. V. 39. Р. 677.

61. Скакк1пеа111.,8ипасПА.В., Ткотзеп Р.Р. // Ма!ег. 8с1. Еп$., 1999. V. А 266. Р. 241.

62. А1ког1а Р // 8спр1а МаГег., 2002. V. 47. Р.13.

63. СКипопйуа Н, На1хис1 а К., 8ака1 Т., 8аПо У. // Ма!ег. 8с1. Еп§., 2004. V. А372.
Р. 199.

64. Сегал В.М., Резников В.И., Копылов В.И. и др. Процессы пластического струк-
турообразования металлов. — Минск: Навука 1 тэхшка, 1994.

65. КааЬ 6.Р, УаПеу К.7., Роке Т.С., 7ки УТ. Ц МаГег. 8с1. Еп§., 2004. V. А382. Р. 30.

66. Рааб Г.И., Валиев Р.З. // Цветная металлургия, 2000. № 5. С. 50.

67. бгееп И. Ц 3.1п8С МеГак., 1972. V. 100. Р. 295.

68. Х1апе 8., Ма1$ик1 К., Така1$цр И. е! а1. // 3. МаГег. 8с1. ЬеК., 1997. V. 16. Р. 1725.

69. Ма1зик1 К., АМа Т., ТакеисЫ Т. е! а1. // Ас(а Ма1ег., 2000. V. 48. Р. 2625.

70. РагампзА., НагТте К. Т. // 1п1.3. КеГгас!. Ме1а18 & Нагс! Ме1а18., 2000. V. 18. Р. 23.

71. Кагатап Р, КоЬеПзоп Р, 1т РТ. е( а1. // Ме1а11. Ма!ег. Тгапз., 2003. V. 34А. Р. 247.

72. Наоиаош М., Кагатап Р, Ма1ег Н.Р., НагЬуге К.Т. // Ме1а11. Ма!ег. Тгапз., 2004.
V. 35А. Р. 2935.

73. 8епкоу О.И., 8епкоуа 8. У., 8соПР.М., М1гас1е О.В. // Ма!ег. 8с1. Еп$., 2005. V. А 393.

Р. 12.

74. РИзипопйуа Н., 8аИо У, НауаМ Т., 8ака1 Т. // 3. Ма!ег. Еп$. РегГогт., 1997. V. 6.
Р. 319.

75. 8аИо У., РНзипопйуа Н, 8и%ик1 Н, 8ака1 Т. // 8спр1а Ма1ег., 2000. V. 42. Р. 1139.

76. 8ееа1 У.М. Ц Ма!ег. 8с1. Еп$., 2004. V. А 386. Р. 269.

77. 8ет1аНп 8.Р., ИеРо И.Р., 8ке11 Е.В. Ц Ас!а Ма!ег., 2000. V. 48. Р. 1481.

78. 8ет1аПп 8.Р., БеРо Р.Р. // Ма1ег. апд Ое81ёп, 2000. V. 21. Р. 311.

79. 8кап А., Мооп Р6., РагкР\У. //3. Ма!ег. Ргос. ТесЬ., 2002. V. 122. Р. 255.

80. НогПа 7., Рцрпапи Т., РапеНоп Т. 6. // Ма!ег. 8с1. Еп§., 2001. V. А 318. Р. 34.

81. ВегЬоп Р.В., Ригикаууа М., НогПа7. е! а1. // Ме1а11. Ма!ег. Тгапз., 1999. V. 30А. Р. 1989.

82. Валиев Р.З., Александров И.В. Наноструктурные материалы, полученные ин-
тенсивной пластической деформацией. — М.: Логос, 2000. 272 с.
83. Ьохуе Т.С., УаПеу Я.2. // ЮМ, 2000. V. 52. Мо. 4. Р. 27.

84. 8е§а! УМ. Ц Ма(ег. Зс1. Еп§., 1995. V. А197. Р. 157.

85. Ригикахиа М., НогПа 2., Нетою М., Ьап^доп Т.6. // ВкгаГше Огатес! Ма1епа1$.
(ед. Ьу В.З. М18Ьга е( а1., ТМЗ, \Уаггепс1а1е, РеппзуКаша), 2000. Р. 125.

86. Ргап&геП Р.В., бИоПгйа А., МагкизИеу М.У. // 1пуе8Йёа1юп8 апс! АррНсаГюпз оГ
Зеуеге Р1а$Нс ВеГогтаиоп / К1и\уег Асабегтс РиЬНзЬегз, ВогЦгесЬЦ 2000. Р. 65.

87. Ьап$с1оп Т.6., Ригикахиа М., Ыето1о М.. НогПа 2. // ЮМ, 2000. V. 52. Мо. 4. Р. 30.

88. Ьап&Поп Т.6., Ригикахиа М., НогНа 2., НетоГо М. // 1пуе$й§а1юп8 апс! АррПсаНопз
оГ Зеуеге Р1а8(1с ВеГогтайоп / Ккпуег Асайегтс РиЫ18кег8, ВогЦгесГй. 2000. Р. 149.

89. Полухин П.И., Гун Г.Ю., Галкин А.М. Сопротивление металлов и сплавов плас-
тической деформации. — М.: Металлургия, 1976. 488 с.

90. Александров И.В., РаабГИ., ШестаковаЛ.О. и др. //ФММ, 2002. Т. 93. № 5. С. 105.

91. ЗепйаПп В.Ь. е1 а1. // Ме1а11. МаГег. Тгап8., 1999. V. 30А. Р. 1425.

92. КЗсПеП 3., КлсИеЯ М. А пеху теСЬос! Гог ипНткес! беГогтайоп оГ те1а!$ апс! а11оу8:
Акшппшт, 1986. V. 62. Р. 604.

93. КогЬе1 А., ВЗсИег1 М., ШсИеН 3. // Ргос. 2пс1 К.18О 1п(. Зут. Оп МеСаПиг^у апс!
Ма(епа1 Зс1епсе. - Ко$кПс1е, ЗерСетЬег 14-18, 1981. Р. 445.

94. Леп-\Уе1 У1И: О.З. РаГет Мо. 5571348, 1996.

95. бгезкпоу У.М., 6о1иЬеу О.У., ЯПзИсИеу А.У.: КихпесЬпо-ЗЬитроуосЬпоуе
Рго12уос18(уо (Рог§1п§ апс! Згатрт^ РгоскдсПоп), 1997. Мо. 2. Р. 8.

96. ВозосНохиЛа А., ЯосПе! В., 1лр1пзк1 Р. // Ргос. оГ (Не 8гЬ 1т. СопГегепсе
Ме(а1Гогтт$ 2000. - Кгакоху, ЗергетЬег, 2000. Р. 253.

97. КозосИохузМ А. // Зо1к1 ЗГаГе РЬепотепа, 2005. V. 101—102. Р. 13.

98. ВаНо У, Тзир №., Шзипопйуа Н. ег а!. // Зспр1а МаСег., 1998. V. 39. Мо. 9. Р. 1221.

99. 8аПо У., ТИзипопйуа Н., Тзир И., 8ака1 Г. // Ас(а Ма1ег., 1999. V. 47. Р. 579.

100. Ниап^З. У., 2Ии У. Г., 31ап§ Н., Гохуе Т.С. // Ас1а Ма(ег., 2001. V. 49. Мо. 9. Р. 1497.

101. Ог1оу О.У., Вийуагоу У.У., ВаИт^агеуеу Н.8П. е1 а1. // Вкгайпе Огатес! Магепак
III. (ЕсШес! Ьу У.Т 2Ьи, ТО. Ьап^скт, В.7. УаПеу, 3. Ь. ЗепваГт, В.Н. ЗЫп,
Т.С. Ьо\уе. ТМЗ), 2004. Р. 457.

102. Салищев Г.А., Галлеев Р.М., Валиахметов О.Р. и др. Физикохимия ультрадис-
персных систем // Сб. науч. тр. V Всерос. конф. Часть II. — Екатеринбург: УрО
РАН, 2001. С. 28.

103. Шундалов В.А., Шарафутдинов А.В., Латыш В.В., Михайлов И.Н. Перспектив-
ные технологии физико-химической размерной обработки и формирования
эксплуатационных свойств металлов и сплавов // Сб. статей Всерос. науч.-
практ. конф. ГУП НКТБ «Искра». - Уфа: УГАТУ, 2001. С. 430.
Глава 4.

ФОРМИРОВАНИЕ НАНОСТРУКТУР

ПРИ ИНТЕНСИВНОЙ ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ

Методы интенсивной пластической деформации могут обеспечить фор-
мирование наноструктур в различных металлических материалах. Однако характер
формирующейся структуры (получаемые размер и форма зерен, преобладающий тип
границ раздела, фазовый состав и т.д.) зависит от применяемого метода ИПД, режи-
мов обработки, фазового состава и исходной микроструктуры исследуемого матери-
ала. Ниже будут рассмотрены данные об эволюции микроструктуры в ходе ИПД,
приведены примеры типичных наноструктур, обсуждены пути получения минималь-
ного размера зерен в различных материалах методами ИПД.

4.1 ЭВОЛЮЦИЯ МИКРОСТРУКТУР ПРИ ИПД

В настоящем подразделе рассмотрены результаты исследований эволю-
ции микроструктуры в различных металлических материалах, подвергнутых ИПД.
Особое внимание уделено чистым металлам, поскольку именно применительно к
ним данный вопрос исследован наиболее подробно. В то же время при изложении
материала сначала рассматривается эволюция микроструктуры при ИПД кручением,
а затем при РКУ прессовании. При этом в первую очередь представлены данные, по-
лученные в результате ПЭМ исследований, а затем таковые, полученные методом
рентгеноструктурного анализа. Особое внимание уделено рассмотрению влияния па-
раметров ИПД на характер формирующихся УМЗ структур.

ИПД кручением. К настоящему времени выполнен целый ряд исследований, на-
правленных на выявление закономерностей эволюции микроструктуры в различных
металлах и сплавах в процессе ИПД кручением. В одной из первых таких работ [1]
была изучена последовательность структурных превращений, вызванных действием
ИПД кручением в монокристаллах и Си. Авторы данной статьи показали, что в чи-
стых ГЦК металлах с высокой и средней ЭДУ (Г41 и Си) измельчению зеренной струк-
туры предшествует зарождение и развитие ячеистой структуры. По мере увеличения
степени деформации плотность дислокаций в границах ячеек возрастает, что способ-
ствует росту разориентировок данных границ. В последующем, по мнению авторов,
благодаря активизации ротационных мод деформации может происходить трансфор-
мация таких границ в границы большеуглового типа. При этом в случае Си, подверг-
нутой ИПД кручением при величинах истинной деформации более 50, наблюдается
проявление рекристаллизационных процессов.

Проведенные в работе [2] электронно-микроскопические исследования показа-
ли, что процесс формирования наноструктур при ИПД кручением в армко-Ее носит
выраженный стадийный характер. Для I стадии, наблюдаемой при ИПД кручением в
Рис. 4.1. Светлопольные
и темнопольные ПЭМ
изображения типичных
структур армко-Ге после
ИПД кручением с числом
оборотов = 1/4 (а),
1 (б), 5 (в)

интервале величин № от 1/4 до 1 оборота наковален, характерна ячеистая структура со
средним размером ячеек порядка 400 нм и углами разориентации между соседними
элементами 2—3° (рис. 4.1, а). На II стадии, соответствующей диапазону 1-ьЗ, на-
блюдается формирование переходной структуры с признаками как ячеистой, так и
зеренной структуры (рис. 4.1, б). При увеличении степени деформации происходит
некоторое уменьшение среднего размера ячеек и увеличение углов разориентировок
на границах ячеек.
Рис. 4.1. (окончание)

III стадия характеризуется формированием однородной наноструктуры со сред-
ним размером зерен около 100 нм в армко-Ре (рис. 4.1, в). При этом кристаллическая
решетка зерен сильно искажена, что особенно отчетливо видно на темнопольных
изображениях. Причиной значительных упругих искажений решетки, по-видимому,
являются дальнодействующие напряжения, создаваемые неравновесными граница-
ми зерен с высокой плотностью внесенных зернограничных дислокаций (см. гл. 5).

Более детальные исследования эволюции микроструктуры под действием ИПД
кручением были выполнены на примере чистой Си [3]. В ходе данного эксперимента
были изучены закономерности структурных изменений на различных масштабных
уровнях в широком диапазоне степеней деформации (е = 0,8-ьЗЗО) при варьировании
числа оборотов наковален от = 0 (только осадка) до 5 соответственно. При этом
оценивались параметры микроструктуры в сечении, параллельном плоскости круче-
ния образцов.

В ходе данного эксперимента было установлено, что на начальной стадии дефор-
мации (осадка, ИПД кручением при IV = 0,1) происходят накопление дефектов кри-
сталлического строения и формирование ячеистой структуры в теле исходных зерен
(рис. 4.2). При этом плотность решеточных дислокаций возрастает до значений
порядка 1015 м~2, что приводит к понижению эффективности дислокационных меха-
низмов релаксации напряжений и к активизации коллективных мод мезоуровня де-
формации. Это проявляется в формировании полос переориентации кристалличес-
кой решетки. Первыми возникают полосы, разбивающие исходные зерна на тонкие
плоские слои, расположенные под небольшим углом к плоскости кручения. На по-
верхности исследуемых образцов следы пересечения данных полос с плоскостью кру-
чения видны как совокупность границ, ориентированных приблизительно вдоль ра-
диального направления образцов (рис. 4.3, а, б).
Рис. 4.2. ПЭМ изображение микрострук-
туры Си, деформированной ИПД круче-
нием до величины истинной деформации
е = 4(7У=0,1)

С ростом степени деформации, чему соответствует перемещение вдоль радиуса от
центра к периферии образца, плотность полос возрастает (рис. 4.3, б, в), причем на-
чинают появляться полосы, иначе ориентированные относительно осей образца
(рис. 4.3, в, г). Наблюдаемые в плоскости кручения границы второй системы полос
располагаются вдоль азимутального направления образцов, т.е. вдоль направления
сдвига (см. рис. 4.3, в, г). Геометрия этих полос, скорее всего, обусловлена существо-
ванием значительного градиента степеней и скоростей деформации вдоль радиуса
исследуемых образцов.

Рис. 4.3. Формирование полос переориентации кристаллической решетки в Си, деформирован-

ной ИПД кручением с числом оборотов ТУ = 0,1. (Оптическая металлография.):

а - /? = 1 мм; е = 2,2; б - К = 2 мм; е = 3,5; в - К = 3 мм; е = 4,8; г - К = 4 мм; е = 6,1; К - расстояние
от центра образца; НС — направление сдвига
В ходе анализа структуры и кристаллографической текстуры, формирующихся в
Си в результате ИПД кручением, методом обратного рассеяния электронов [4] было
установлено, что данные мезополосы состоят из множества микрополос с дипольным
характером разориентировок и имеют кристаллографическую ориентацию, характер-
ную для полос сдвига [5]. Эти результаты хорошо согласуются с выводами, сделанны-
ми В.М. Сегалом на основе проведенных теоретических расчетов и эксперименталь-
ных исследований [6], согласно которым для деформации простым сдвигом,
реализуемой, в частности, при ИПД кручением, характерно формирование полос
сдвига.

Таким образом, формирование сетки взаимно пересекающихся полос переориен-
тации кристаллической решетки в ходе ИПД кручением обеспечивает фрагментацию
структуры и появление в Си областей, окруженных преимущественно большеугловы-
ми границами. С учетом ориентации полос обеих систем относительно осей образца
фрагменты должны иметь форму, вытянутую в направлении, близком к направлению
сдвига, но расположенном под некоторым углом к плоскости кручения. Это предпо-
ложение подтверждается результатами исследования структуры, сформировавшейся
в результате ИПД кручением, в поперечном сечении образцов Си [7]. Было показано,
что угол между плоскостью кручения и направлением вытянутости элементов струк-
туры составляет 25—15° в зависимости от степени деформации.

При последующей деформации происходят понижение плотности решеточных
дислокаций и трансформация содержащихся в микрополосах границ ячеек в малоуг-
ловые границы, разбивающие микрополосы на субзерна (рис. 4.4). Данные измене-
ния микроструктуры, очевидно, являются следствием протекания процессов дина-
мического возврата [8]. С ростом степени деформации субзерна приобретают более
равноосную форму, окружающие их границы становятся более совершенными, а уг-
лы разориентации границ постепенно возрастают (рис. 4.5). В то же время, судя по
темнопольным ПЭМ изображениям, структурные элементы с близкими кристалло-
графическими ориентировками располагаются в виде цепочек вдоль определенных
направлений, что является результатом эволюции ранее существовавшей полосовой
структуры. При истинной деформации, равной 20 (IV= 0,5), в Си формируется нано-

Рис. 4.4. ПЭМ изображение микроструктуры
Си, деформированной ИПД кручением
(е = 7, 7У=0,2)

Рис. 4.5. ПЭМ изображение микроструктуры
Си, деформированной ИПД кручением

(е = 20, 7У= 0,5)

4 Валиев Р. 3.. И. В. Александров
Рис. 4.6. ПЭМ изображения микро-
структуры Си, деформированной ИПД
кручением (е = 325, 5)

структурное состояние, характеризующееся присутствием преимущественно больше-
угловых границ, окружающих равноосные зерна со средним размером (230 ± 20) нм
(см. рис. 4.5).

Дальнейшее увеличение степени деформации приводит к усилению неоднород-
ности формирующейся микроструктуры [3]. Во-первых, появляются достаточно
крупные зерна в размерном диапазоне 600-^900 нм (рис. 4.6, а, 4.7, б). Чаще всего та-
кие зерна разделены субграницами на несколько частей (зерно А, рис. 4.6, а). По мор-
фологическим признакам они аналогичны зернам, формирующимся в ходе коалес-
ценции субзерен [8]. Очевидно, что данный процесс может происходить только в тех
областях структуры, где соседние элементы разделены малоугловыми границами.
В то же время удельная доля описанных крупных зерен весьма мала (около 5%) и не
возрастает с увеличением степени деформации (рис. 4.7, 5, в), что, скорее всего, про-
исходит из-за уменьшения доли малоугловых границ.

Одновременно с появлением в структуре весьма крупных зерен происходит рост
минимальных структурных элементов (рис. 4.7). На рисунке 4.6, б хорошо видно, что
Рис. 4.7. Гйстограммы распределения
структурных элементов по размерам в
Си, подвергнутой ИПД кручением с
различным числом оборотов (Л) на-
ковален:

а-^=0,5;б-^=5;в-^ = 10

часть структурных элементов окружена границами, обладающими плавно изогнутой
формой, что характерно для мигрирующих границ. При этом часто такие границы’от-
деляют друг от друга области с различной плотностью дислокаций. Для участков с на-
иболее совершенной зеренной структурой типичны прямолинейные границы, сходя-
щиеся в тройных стыках под углом в 120°.

Перечисленные особенности микроструктуры являются типичными признаками
процесса рекристаллизации, а повышенная плотность решеточных дислокаций в те-
4*
ле рекристаллизованных зерен указывает на протекание данного процесса непосред-
ственно в ходе деформации, т.е. на протекание динамической рекристаллизации.
Формирование рекристаллизованной структуры в чистой Си, деформированной
ИПД кручением, отмечалось как в ранней работе [1], так и недавно в работе [7]. При
этом авторы данных работ отвергают возможность нагрева образцов как во время де-
формации, так и в процессе подготовки материала к исследованиям.

Принято считать, что процессы возврата и рекристаллизации могут реализовы-
ваться только при высоких температурах, поскольку оба процесса относятся к диф-
фузионно-контролируемым процессам [8]. Однако недавно рядом авторов в резуль-
тате проведения моделирования и экспериментальных исследований [9, 10] было
показано, что в Си, подвергнутой ИПД кручением, концентрация вакансий превы-
шает термодинамически равновесную концентрацию приблизительно на 15 поряд-
ков. В равновесных условиях такая высокая концентрация вакансий достигается при
температурах более 300 °С. Столь высокая концентрация вакансий делает возмож-
ным протекание процессов возврата и рекристаллизации в Си, подвергнутой ИПД
кручением, даже при комнатной температуре.

По мнению М. Зехетбауэра и его коллег, одной из наиболее вероятных причин на-
копления столь высокой концентрации точечных дефектов в ходе деформации явля-
ются высокие квазигидростатические давления, которые понижают коэффициент
диффузии металла, подавляя тем самым миграцию вакансий к потенциальным сто-
кам [9]. Возможно, что при достижении некоей критической концентрации вакансий
происходит активизация потоков точечных дефектов в направлении границ, что спо-
собствует протеканию рекристаллизации. В то же время проявление рекристаллиза-
ционных процессов под действием ИПД кручением при комнатной температуре до
сих пор наблюдалось исключительно в случае чистой Си.

Исследования процессов структурообразования в [1] и Ре [2] не привели к по-
добным результатам. Возможной причиной этого является более высокая гомологи-
ческая температура Си по сравнению с указанными чистыми металлами.

Еще одним важным параметром, влияющим на процессы структурообразования
при ИПД кручением, является приложенное давление. Об этом, в частности, свиде-
тельствуют результаты, представленные в работе [11], где подробно исследовалось
влияние приложенного давления при ИПД кручением на величину среднего размера
зерен, их форму и однородность структуры в чистом № (99,99%). Исследуемые образ-
цы подвергались кручению под различными приложенными давлениями (1—9 ГПа).

На рис. 4.8 представлены светлопольные изображения микроструктуры и карти-
ны микродифракции, соответствующие состояниям с 5 полными оборотами под вы-
соким давлением в I, 3 и 9 ГПа. Анализ полученных микроструктур показывает, что
средний размер зерен в центре деформированных заготовок больше, чем на перифе-
рии. Особенно ярко это проявляется в случае заготовок, деформированных при дав-
лении 1 ГПа. При этом размер ячеек или субзерен в центре дисков (рис. 4.8, а) ока-
зался примерно в 2—3 раза больше, чем на периферии (рис. 4.8, г). Азимутальное
размытие рефлексов на картине микродифракции может быть вызвано высокими
внутренними напряжениями, связанными с наличием субзеренной структуры.

Увеличение давления до 3 ГПа приводит к менее выраженным различиям в разме-
рах зерен между центром и периферией заготовки. В то же время наблюдаются зна-
чительные различия в морфологии зерен. На периферии они довольно равноосны и
Рис. 4.8. ПЭМ изображения микроструктуры и картины микродифракции образцов №,
подвергнутых 5 оборотам при кручении под высоким приложенным давлением, равным 1 (а, г),
3 (б, д) и 9 ГПа (в, е). Верхний ряд (а—в) — центр дисков; нижний ряд (г—ё) — периферия дисков

имеют размер -0,2 мкм (рис. 4.8, д), а в центре - вытянуты (-0,2 х 0,7 мкм2) (рис. 4.8, б)
и подобны зернам в структурах, формирующихся при холодной прокатке. Увеличе-
ние приложенного давления до 9 ГПа приводит к формированию подобных и одно-
родных микроструктур как на периферии, так и в центре заготовки (рис. 4.8, в, е).
Размер равноосных зерен равен -0,17 мкм.

Полученные результаты убедительно свидетельствуют о важной роли приложен-
ного высокого давления в формировании однородных равноосных наноструктур в
чистом № в процессе ИПД кручением.

Весьма важная информация об эволюции структуры в процессе интенсивной де-
формации может быть получена методом рентгеноструктурного анализа (РСА). Этот
метод позволяет получать статистически надежную информацию о параметре решет-
ки, размере зерен-кристаллитов (областей когерентного рассеяния — ОКР), упругих
микроискажениях кристаллической решетки, статических и динамических атомных
смещениях, фазовом составе, кристаллографической текстуре в ИПД металлах
[12-14].

Было установлено, что при ИПД кручением металлов и сплавов происходят суще-
ственные изменения вида рентгенограмм (рис. 4.9), получившие отражение в изме-
нении формы профилей рентгеновских пиков, уширении и смещении пиков, а так-
же увеличении интегральной интенсивности диффузного фона рассеяния
рентгеновских лучей. Охарактеризуем эти изменения количественно.
в

Рис. 4.9. Рентгенограммы Си:

а — крупнокристаллической; б— наноструктурной, полученной ИПД кручением при Ы=&,в — нано-
структурной, полученной РКУ прессованием с числом проходов, равным 16

Форму профиля рентгеновских пиков обычно описывают с помощью функции
Фойгта РУк (20), являющейся линейной комбинацией функций Лоренца и Гаусса
[50-18]:

Рф20) = Ф.пД 1 + (20 - Ск)2/^к1] + Ф,(1 - Пл)ехр[-1п2(20 - ф2/^(20 < ф; (4.1)

Рф20) = ФАпя[ 1 + (20 - ф2/^А] + Ф*(1 - Пд)ехр[-1п2(20 - ф2/и^л](2О > ф. (4.2)
Здесь Фк, №к и Ск — интегральная интенсивность, полуширина (ширина на поло-
вине максимальной интенсивности) и положение центра тяжести &-го рентгеновско-
го пика соответственно. Параметр т| указывает на относительную долю лоренцевой и
гауссовой компонент в форме профиля рентгеновского пика. Если т| = 1, то форма
профиля описывается только функцией Лоренца (длинные хвосты); если т] = 0 —
только функцией Гаусса (короткие хвосты).

При анализе формы профиля рентгеновских пиков следует иметь в виду, что лог-
нормальный закон распределения зерен или кристаллитов по размеру приводит к ло-
ренцевой форме профиля рентгеновских пиков [14—18]. Дислокации, хаотично рас-
пределенные в теле зерен, приводят к гауссовой форме профиля.

Проведенные расчеты [12—14] показали, что усредненная по различным пикам
доля лоренцевой компоненты в функции Фойгта постепенно возрастает от 46% в
крупнокристаллическом состоянии практически до 100% по мере увеличения числа
оборотов и, соответственно, степени деформации (см. п. 1.3) при ИПД кручением
(рис. 4.10). Профили рентгеновских пиков №, подвергнутого ИПД кручением с чис-
лом оборотов ^= 6, так же как и в случае Си, характеризуются преимущественно ло-
ренцевой компонентой, составляющей в среднем 90% [12—14]. Обнаруженное увели-
чение доли т| лоренцевой компоненты в форме профиля рентгеновских пиков
свидетельствует о логнормальном распределении кристаллитов по размерам и упоря-
дочении в распределении дислокаций в исследованных материалах по мере роста сте-
пени ИПД.

В ходе данных исследований было также установлено, что по мере увеличения
числа оборотов при ИПД кручением параметр и объем элементарной ячейки крис-
таллической решетки Си уменьшаются (рис. 4.11). Выяснение причин этого явления
требует проведения дополнительных исследований.

Величины определенных с помощью методов РСА параметра Дебая—Уоллера и
связанных с ним атомных смещений (рис. 4.12) в Си возрастают по мере увеличения
числа оборотов [12]. Аналогично ведет себя интегральная интенсивность диффузно-
го фона рассеяния рентгеновских лучей (рис. 4.13) [ 13]. Более подробный анализ (см.
гл. 5) свидетельствует о том, что это связано с увеличением плотности дефектов кри-
сталлического строения.

Рис. 4.10. Усредненная доля лоренцевой Рис. 4.11. Относительные величины усреднен -
компоненты ц в форме профиля рентгенов- ного параметра (•) и объема (о) элементарной
ских пиков на рентгенограммах Си в зависи- ячейки кристаллической решетки Си в зависи-
мости от числа оборотов А при ИПД круче- мости от числа оборотов при ИПД кручением
нием
Рис. 4.12. Зависимость усредненных вели-
чин атомных смещений Си от числа оборо-
тов ТУ при ИПД кручением [12]

Рис. 4.13. Зависимость интегральной интен-
сивности фона на рентгенограммах Си, под-
вергнутой ИПД кручением, от числа оборо-
тов уУ[ 13]

Для определения размера зерен-кристаллитов и упругих микроискажений крис-
таллической решетки в металлических материалах используют различные методы ана-
лиза физического профиля рентгеновских пиков [19—27]. Уменьшение размера зерен
и увеличение упругих микроискажений решетки приводят к уширению рентгеновских
пиков. Степень уширения оценивается по полуширине пика или с помощью отноше-
ния интегральной интенсивности рентгеновского пика к его высоте (интегральная
ширина). Уширение рентгеновских пиков становится достаточным для надежного оп-
ределения размеров кристаллитов при величинах последних менее 100 нм [19, 21].

В рассматриваемом случае ИПД кручением установлен рост интегральной шири-
ны Р рентгеновских пиков. Данные, представленные на рис. 4.14, свидетельствуют об
усилении данной тенденции по мере роста вектора рассеяния, соответствующего то-
му или иному рентгеновскому пику.

В табл. 4.1 и на рис. 4.15 представлены значения размеров зерен-кристаллитов и
величины микроискажений кристаллической решетки, рассчитанные с помощью из-

Рис. 4.15. Упругие микроискажения
кристаллической решетки в Си в направлениях
<111>(«)и <200> (о) в зависимости от числа
оборотов при ИПД кручением

Рис. 4.14. Зависимость интегральной ши-
рины р рентгеновских пиков от вектора
рассеяния т для крупнокристаллической
Си (•) и Си, подвергнутой ИПД кручени-
ем при ^= 6 (о)
Таблица 4.1. Размер зерен-кристаллитов в Си в зависимости от числа оборотов Лири
ИПД кручением

Размер кристаллитов, нм ^=2 7У= 4 №6
^111 116 ± 12 94 ± 10 91 ±8
^200 208 ± 19 204 ± 20 80 ±8
л 162 ± 15 149 ± 12 85 ±8

лестного уравнения Шеррера и Вильсона:

₽г = ^ш + <е2ьк1>т, (4.3)

где Рт = Ррясо80/т (здесь Рр — интегральная ширина физического профиля); /)Нк1 —
размер кристаллитов; >^2 — упругие микроискажения решетки; т — вектор рас-
сеяния [12].

Видно, что размер кристаллитов существенно уменьшается при увеличении числа
оборотов, но величина микроискажений изменяется слабо.

Вектор рассеяния

т = 4тшпО/Х. (4.4)

При этом уровень упругих микроискажений, так же как и размер зерен, зависит от
принадлежности к той или иной текстурной компоненте. Так, в направлении <200>
этот уровень по крайней мере в три или четыре раза выше, чем в направлении < 111>.

В последние годы метод рентгеноструктурного анализа получил дальнейшее раз-
витие. В частности, появилась возможность рассчитывать усредненные по площади и
объему величины размеров кристаллитов <Т>ПОВ> и <^объемн>’ значения медианы т и
ширины о логнормального распределения кристаллитов по размерам, а также вели-
чину плотности дислокаций р [28].

Усовершенствование классических методик РСА было основано на том факте, что
так же как и в случае исследований ПЭМ при исследовании изучаемых образцов дис-
локации разного типа и ориентации различным образом рассеивают падающее на
них излучение (рис. 4.16). В связи с этим при проведении прецизионных рентгено-
структурных исследований этот факт необходимо учесть, вводя в рассмотрение дис-
локационный контрастный фактор отражающий ориентацию дислокаций и соот-
ношение между относительными долями винтовых и краевых дислокаций в
микроструктуре. В результате по данным экспериментальных исследований появи-

Рис. 4.16. Взаимная ориентация
вектора Бюргерса Ь краевых дисло-
каций и направления к падающих
рентгеновских лучей

9
лась возможность судить о преобладающем типе дислокаций (краевые или винтовые)
в исследуемой микроструктуре [29].

Модифицированное с учетом дислокационного контраста уравнение Вильямсо-
на-Холла имеет вид

=0,9/1) + (кМ2Ь2/2)^2рУ2КС^ + О (К2 С), (4.5)

где К= 2ып0Д — вектор рассеяния; Д/Г= 2со$0(Д0)Д (здесь 0 и X — соответственно
угол дифракции и длина волны рентгеновского излучения); О, р и Ь — соответствен-
но средний размер частиц, средняя плотность дислокаций и модуль вектора Бюргер-
са дислокаций; М — постоянная, зависящая от эффективного радиуса дислокаций;
С — дислокационный контраст.

Усредненные по площади и объему размеры кристаллитов определяют исходя из
полуширины и интегральной интенсивности рентгеновских пиков, и они соответст-
вуют среднему и максимальному размеру кристаллитов в микроструктуре соответст-
венно.

Модифицированное с учетом дислокационного контраста основное уравнение
метода Уоррена—Авербаха [30] выглядит следующим образом:

1пА(1) = 1пА5(1) - рВА21п(/?е/Г)А2 С) + О(К4 С2), (4.6)

где А(1), А5 — соответственно действительные и размерные коэффициенты Фурье;
В = я/>2/2; Ке — эффективный радиус дислокаций; О- величины высшего порядка по
отношению к К2 С; А — расстояние Фурье; А = па3 (здесь п — целые величины, начи-
ная с нуля; я3 = Х/2(мп02 — ып 0^; (02 — 0^ — угловой интервал измеренного дифрак-
ционного профиля).

Рассчитанный с помощью коэффициентов Фурье параметр Ао, соответствующий
минимальному размеру частиц, определялся исходя из величины, обратной отрезку,
отсекаемому на оси абсцисс прямой зависимости размерных коэффициентов Фурье
от величины I.

Как классические методики РСА (в частности, метод Уоррена—Авербаха), так и
описанные выше модифицированные методики, учитывающие дифракционный
контраст дислокаций, были использованы для анализа эволюции микроструктуры
Си под действием ИПД кручением в широком диапазоне степеней деформации [3,
31]. При этом для данных исследований использовалась партия образцов, особенно-
сти структуры которых были изучены методами ОМ и ПЭМ и уже описаны в данном
подразделе.

На рис. 4.17 представлен ряд графиков, иллюстрирующих изменение параметров
микроструктуры Си в зависимости от числа оборотов А при ИПД кручением. Сопо-
ставляя графики зависимости величин размера кристаллитов, рассчитанных с помо-
щью различных методик РСА, можно заключить, что введение понятия контрастно-
го фактора дислокаций при анализе рентгенограмм Си позволяет уточнить
полученные с помощью классической методики результаты без кардинальных изме-
нений характера зависимости. К отличиям можно отнести меньшие величины разме-
ра кристаллитов в случае использования модифицированного метода и некоторый
сдвиг графика в направлении меньших степеней деформаций.
Как следует из представленных на рис. 4.17 графиков, все анализируемые харак-
теристики микроструктуры не являются монотонными функциями числа оборотов и,
соответственно, степени деформации при ИПД кручением. Согласно данным зави-
симостям можно выделить три стадии эволюции микроструктуры Си в ходе ИПД
кручением. При этом полученные методом РСА данные хорошо согласуются с ре-
зультатами ПЭМ исследований, описанными ранее в данном разделе. На первой ста-
дии (при числе оборотов А < 0,1) в процессе формирования ячеистой микрострукту-
ры происходит измельчение кристаллитов и накопление дефектов кристаллического
строения, вызывающих существенные искажения кристаллической решетки. Следу-
ющая стадия (0,1 < А< 0,5) характеризуется ростом размера кристаллитов и умень-
шением более чем в 2 раза упругих микроискажений кристаллической решетки.
Характер распределения дислокаций меняется от хаотического к более упорядочен-
ному, при котором создаваемые дислокациями дальнодействующие поля упругих ми-
кроискажений кристаллической решетки экранируют друг друга. Все это подтверж-
дает идею о протекании процессов динамического возврата и рекристаллизации на
данной стадии ИПД. И, наконец, на третьей стадии (А> 0,5-Н) степень искаженно-
сти решетки вновь возрастает, что может являться причиной некоторого уменьшения
измеренного размера ОКР.

К основным преимуществам метода РСА относится получение статистически до-
стоверной информации о микроструктуре, т.е. величин структурных параметров, ус-
редненных по значительному объему исследуемого материала. Однако при изучении
образцов, подвергнутых ИПД кручением, эта сильная сторона метода РСА может
стать в какой-то мере недостатком, так как рассчитанные параметры являются усред-
ненными по широкому диапазону степеней деформации вдоль радиуса образцов.
В связи с этим для изучения эволюции микроструктуры в зависимости от степени
приложенной деформации, а не от числа оборотов было задействовано современное
прецизионное рентгеновское оборудование, позволяющее исследовать достаточно
локальные участки образцов (0 < 1 мм). В качестве такого участка для исследования
была выбрана область, соответствующая середине радиуса образцов (К = 2-^3 мм).
Кроме того, данный эксперимент был выполнен с использованием образцов Си, де-
формированных ИПД кручением без изменения толщины образца (в бойках с выем-
кой, так как при такой схеме деформирования возможно более точно оценить сте-
пень деформации материала).

Полученные экспериментальные данные были проанализированы с помощью
описанных выше модифицированных методик Уоррена—Авербаха и Уильямсо-
на-Холла. Некоторые из полученных результатов [32] представлены в виде графиков
на рис. 4.18, а, б. Рис. 4.18, а иллюстрирует изменение усредненной по объему вели-
чины размера кристаллитов в зависимости от степени деформации. Рис. 4.18, б де-
монстрирует влияние ИПД кручением на уровень дальнодействующих внутренних
напряжений | До^ — Дос |. Он построен в результате анализа степени асимметрии
рентгеновских пиков на основе предположения о композитном (двухфазном) строе-
нии материала [33]. Величина | До^ — Дос | характеризует различие в уровне упругих
напряжений в зернограничной и внутризеренной «фазах». Заметим, что, судя по ха-
рактеру асимметрии пиков, в случае наноструктурной Си (при А = 5) в теле зерен
преобладают сжимающие, а в приграничных областях растягивающие напряжения.
Представленные на рис. 4.18, а и 4.18, б результаты подтверждают справедливость
а

зоо ч

2 250

200

О
о.

2 150
со

(X
100

□ Классический метод

♦ Модифицированный метод

Рис. 4.17. Параметры микро-
структуры Си, подвергнутой
ИПД кручением, рассчитан-
ные с помощью классических
(а, б) и модифицированных
(а, в, г) методик РСА

Число оборотов

5,0 5,5

Число оборотов

описанных ранее закономерностей эволюции микроструктуры Си в ходе ИПД круче-
нием (см. рис. 4.17, а, б).

Выполнение данных исследований параллельно с оценкой микротвердости Си,
подвергнутой ИПД кручением, позволило провести корреляцию между параметрами
микроструктуры и уровнем прочностных свойств материала.

Как следует из рис. 4.18, в Си на разных этапах ИПД наблюдается действие либо
процессов упрочнения, либо разупрочнения материала. При этом интервалы степе-
ней деформации, в которых происходит монотонное изменение микротвердости, со-
ответствуют тем диапазонам, которые соответствуют характерным стадиям эволюции
микроструктуры в Си. При относительно малых степенях деформации существенное
упрочнение материала происходит за счет формирования ячеистой микроструктуры,
характеризующейся высокой плотностью дислокаций и значительными упругими
искажениями кристаллической решетки. Разупрочнение материала однозначно ука-
зывает на протекание в структуре процессов возврата и рекристаллизации, а последу-
ющее упрочнение объясняется увеличением разориентировок границ и новым на-
коплением дефектов кристаллического строения.
Рис. 4.17. (окончание)

Также хотелось бы отметить, что в ходе выполнения данных исследований было
установлено существование строгой обратной зависимости между величинами мик-
ротвердости и размерами областей когерентного рассеяния (ОКР) (см. рис. 4.18, а, в)
и показано, что для описания этой зависимости может быть успешно использовано
классическое уравнение Холла—Петча [32].

В работах [32, 34, 35] методом РСА исследовалось влияние приложенного давле-
ния на эволюцию плотности дислокаций в чистой Си при увеличении степени ИПД
кручением. Плотность дислокаций определяли на основе анализа нескольких профи-
лей рентгеновских пиков [36]. Было показано, что увеличение приложенного давле-
ния (от 0,8 до 8 ГПа) приводит к росту плотности дислокаций (рис. 4.19, рис. 4.20).
При одной и той же степени сдвиговой деформации усдвиг увеличение давления в ука-
занном интервале может привести к 3-кратному росту плотности дислокаций.

Для анализа полученных результатов в работе [9] была применена модель [35]. Эта
модель адаптирована для случая пластических деформаций, протекающих под высо-
кими приложенными давлениями, и является развитием моделей Зехетбауэра [37] и
Зехетбауэра и Леха [38], предназначенных для анализа деформационного упрочнения
Истинная деформация

Рис. 4.18. Величины парамет-
ров микроструктуры (а, б) и
микротвердости (в) в Си в за-
висимости от степени дефор-
мации при ИПД кручением

при больших пластических деформациях. Основным моментом при адаптации моде-
лей для случая высоких приложенных давлений явился учет необходимости выпол-
нения дополнительной работы для обеспечения миграции вакансий в кристалличес-
кой решетке в результате повышения давления. Последнее приводит к уменьшению
коэффициента диффузии, затруднению аннигиляции краевых дислокаций и повы-
шению их плотности, так же как и общей плотности дислокаций.

100

Истинная деформация, МПа

1000

Рис. 4.19. Эволюция плотно-
сти дислокаций в Си, под-
вергнутой ИПД кручением в
зависимости от степени де-
формации и приложенного
давления [34]
Рис. 4.20. Эволюция плотности дис-
локаций в Си, подвергнутой круче-
нию под высоким давлением в зави-
симости от степени сдвиговой
деформации и приложенного давле-
ния по результатам т 8Йи измерений
уширения рентгеновских пиков в
процессе ИПД [9]

Наряду с оценкой целого ряда важных параметров микроструктуры РСА позволя-
ет анализировать характер кристаллографической текстуры металлических материа-
лов. На рис. 4.21 представлены типичные полюсные фигуры (ПФ) наноструктурных
образцов Си, АУ и Т1, полученных методом ИПД кручением [39]. Несмотря на то что
все исследованные металлы обладают различным типом кристаллической решетки,
для каждого из них характерен аксиальный тип кристаллографической текстуры.
При этом для металлов с кубической решеткой кристаллографическая текстура мо-
жет быть описана как совокупность двух текстурных фибр, традиционно формирую-
щихся в металлах под действием деформации простым сдвигом [40]. В случае Си к та-
ким фибрам относятся {11 1}<иуу/> и {Ьк1}<110>, а в случае АУ — {110}<и\^> и
{Ьк1}< 111>, где индексами {Ьк1} обозначены плоскости, параллельные макроскопиче-
ской плоскости сдвига (при ИПД кручением, совпадающей с плоскостью кручения),
а индексами <иуу/> — кристаллографические направления, ориентированные вдоль
направления сдвига (азимутального направления образца). В свою очередь в Т1, обла-
дающем ГПУ кристаллической решеткой, в процессе ИПД кручением активизиру-
ются базисные системы скольжения {ООО 1}< 1120> (рис. 4.21, в). Это происходит не-
смотря на то, что в Г1 с отношением параметров решетки с/а = 1,587 базисная
плоскость не является наиболее плотноупакованной. По-видимому, этот факт явля-
ется следствием высоких приложенных давлений, влияющих на характер протекания
сдвиговых деформаций в ходе исследуемого процесса.

Детальные исследования эволюции кристаллографической текстуры с использо-
ванием методов РСА были выполнены на примере чистой Си [39]. Было установлено,
что в ходе осадки под высоким квазигидростатическим давлением (р = 5 ГПа) в Си
формируется типичная для такого вида деформации аксиальная текстура {110} <иу\у>.
Дополнительная деформация кручением даже при самом малом исследованном чис-
ле оборотов (А= 0,1) кардинально изменяет характер распределения кристаллогра-
фических ориентировок и приводит к формированию кристаллографической тексту-
ры, описываемой комбинацией компонент {100}<иу\у> + {111}<иу\у>. При этом
первая аксиальная компонента является доминирующей вплоть до А= 0,2. Дальней-
шее увеличение степени деформации способствует существенному усилению интен-
сивности второй компоненты и формированию острой текстуры {111}<иу\у> (рис.
4.21, а). Полученные данные, указывающие на немонотонный характер эволюции
кристаллографической текстуры Си в ходе ИПД кручением, хорошо согласуются с
Рис. 4.21. Полюсные фигуры Си, XV и Т1, деформированных ИПД кручением:

а — Си; р — 5 ГПа; Т= 20 °С; 5 оборотов; б — XV; р — 6 ГПа; Т= 500 °С; 5 оборотов; в — Гц р = 3 ГПа;
Т= 20 °С; 5 оборотов

приведенными выше результатами ПЭМ и РСА исследований эволюции дислокаци-
онной структуры. При этом отметим, что наиболее существенные изменения харак-
тера кристаллографической текстуры, протекающие в диапазоне # = 0,1-ь0,5, сопро-
вождаются кардинальной перестройкой микроструктуры и формированием
наноструктурного состояния.
а

2 мкм = 10 шагов

Рис. 4.22. Прямые полюсные фигуры (а) и карта распределения кристаллографических
ориентировок (б) в Си, подвергнутой ИПД кручением с 7У= 0,2:

НС — направление сдвига

Согласно результатам данных РСА исследований, для всех этапов эволюции кри-
сталлографической текстуры в Си характерно формирование текстур аксиального
типа. При этом нужно отметить, что в ходе данного эксперимента была получена ин-
формация о преимущественной ориентировке практически всех зерен, принадлежа-
щих плоскости кручения образцов, подвергнутых ИПД кручением. Использование
более локального метода анализа распределения кристаллографических ориентиро-
вок, а именно метода обратного рассеяния электронов, позволило сделать вывод о
том, что для Си, подвергнутой ИПД кручением, характерны текстуры, подобные
формирующимся при простом сдвиге (рис. 4.22, а-4.24, а). Аксиальный тип ПФ, по-
лученных методом РСА, обусловлен осевой симметрией используемой схемы дефор-
мации и тем, что в плоскости кручения направление сдвига ориентировано по каса-
тельной к окружности, центр которой совпадает с центром образца. Таким образом,
представленные на рис. 4.21, а ПФ являются результатом суперпозиции множества
подобных локальных текстур сдвига (см. рис. 4.24, а) с произвольным направлением
сдвига.

Эволюция кристаллографической текстуры, изученная методом обратного рассе-
яния электронов для локальных участков с размерами 10 х 10 мкм2, находящихся на
расстоянии К = 2,5 мм от оси образцов Си, подвергнутой ИПД кручением, проиллю-
стрирована на рис. 4.22, а—4.24, а. Для удобства сопоставления параметров текстуры
и микроструктуры на этих же рисунках приведены соответствующие карты распреде-
ления кристаллографических ориентировок (рис. 4.22, 6-4.24, б). На данных картах
различные тональные оттенки соответствуют определенным кристаллографическим
направлениям, параллельным нормали к поверхности образца (рис. 4.22, 6, 7).
(0 0 1)

о С (001) [1—10]

О А* (111) [2—1—1]

д В {112} <111>

2 мкм = 10 шагов

Рис. 4.23. Прямые полюсные фигуры (а) и карта распределения кристаллографических ориен-
тировок (б) в Си, подвергнутой ИПД кручением с ТУ = 0,5

Судя по характеру распределения кристаллографических ориентировок на ПФ и
картах распределения ориентировок меди, деформированной при е = 7 (см. рис. 4.22, а),
процесс фрагментации исходных зерен сопровождается формированием двух основ-
ных текстурных компонент: {001}<110> и {111}<112>, являющихся характерными
идеальными ориентировками текстур сдвига в ГЦК металлах и традиционно обозна-
чающихся как Си Л* компоненты [40]. Недавно в [5] было показано, что появление
данных компонент на ПФ деформированного сдвигом монокристалла Си связано с
формированием полос сдвига. Эти наблюдения подтверждаются результатами насто-
ящих исследований: признаки формирования полосовой структуры в Си, подвергну-
той ИПД кручением, видны как на фотографиях, полученных методом оптической
микроскопии (см. рис. 4.3), так и на ориентационных картах Си (см. рис. 4.22, б), по-
лученных методом обратного рассеяния электронов. Однако в последнем случае фор-
мирование полос переориентации кристаллической решетки кажется на первый
взгляд не столь очевидным, что обусловлено развитием внутри полос субструктуры
(см. рис. 4.4, 4.22, б) и последующим разворотом структурных элементов относитель-
но друг друга в процессе деформации.

Формирование текстурных компонент Си Л* происходит скорее всего в результа-
те локальных поворотов соседних областей кристаллической решетки относительно
общего кристаллографического направления < 110> (см. рис. 4.22, а), сопровождае-
мых зарождением серии дипольных границ. В данном эксперименте в пользу поворо-
та относительно данного направления свидетельствует присутствие слабой компо-
ненты {112}<111>, занимающей промежуточное положение между компонентами
{001 }< 110> и {111}<112> (см. рис. 4.22, а).

Увеличение степени деформации способствует ослаблению описанных текстур-
ных компонент и последовательному появлению двух новых компонент, описывае-
мых идеальными ориентировками текстур сдвига: {112}<110> и {111}<110>
В {112} <11О>
о А (001)[110]
□ Д* (111) [211]
о С (001) [110]
★ (001) [110]

(О 1 1)

2 мкм = 10 шагов

Рис. 4.24. Прямые полюсные фигуры (а) и карта распределения кристаллографических
ориентировок (б) в Си, подвергнутой ИПД кручением с 7У= 5

(см. рис. 4.23, а, 4.24, а) и названных компонентами Ви А соответственно [40]. Вме-
сте с этим происходит увеличение доли большеугловых границ, что приводит к зна-
чительному уменьшению размеров зерен и изменению их формы на более равноос-
ную (см. рис. 4.23, б; 4.24, 6). Увеличение числа текстурных компонент с ростом
степени деформации, очевидно, связано с разворотом кристаллической решетки
субзерен в направлении наиболее стабильных при сдвиге кристаллографических
ориентировок. При этом соседние структурные элементы в зависимости от началь-
ной ориентации могут поворачиваться к различным конечным идеальным ориен-
тировкам, а их поворот должен происходить с различной скоростью, определяемой
типом окружающих их границ и ориентировкой соседних кристаллитов. Это неиз-
бежно должно приводить к увеличению разориентировок между структурными эле-
ментами вдоль разделяющих их границ. Согласно результатам теоретических расче-
тов и экспериментальных исследований эволюции микроструктуры и текстуры
чистых металлов под действием больших пластических деформаций [41], именно
текстурный механизм является ответственным за формирование большеугловых
границ с 0 > 30°.

Подводя итог, можно сказать, что под действием ИПД кручением в Си формиру-
ются все основные идеальные ориентировки текстур сдвига, и кристаллографическая
текстура может быть представлена в виде совокупности двух текстурных фибр
{111}<и™> и {Ьк1}<110>.

Эволюция микроструктуры при ИПД кручением металлических сплавов может
носить схожие черты с соответствующим процессом в чистых металлах. В частности,
процесс формирования наноструктур в однофазных сталях 13Х23Т и А181-316Е при
ИПД кручением, так же как и в армко-Ре, носит выраженный стадийный характер.
Однако при этом на третьей стадии размер структурных элементов в сталях несколь-
ко ниже, чем в армко-Ре [2].
В то же время ПЭМ исследования, проведенные в работе [1], показали, что в мо-
нокристалле сплава ХН77ТЮР формирование наноструктурного состояния проис-
ходит иным путем, чем в таких чистых металлах, как М1 и Си. Низкая энергия дефек-
та упаковки (ЭДУ) препятствует образованию разориентированной ячеистой
структуры даже при больших степенях деформации, поэтому формирование сетки
большеугловых границ происходит преимущественно за счет возникновения и рас-
пространения полос сдвига. При этом данный сплав в наноструктурном состоянии
характеризуется наименьшим среди исследованных материалов размером зерен.

В процессе ИПД кручением сплавов, помимо формирования УМЗ структуры,
происходит и ряд других явлений. В частности, может происходить повышение их
метастабильности вследствие изменения фазового состава, обусловленного раство-
рением фаз, формированием пересыщенных твердых растворов или разупорядоче-
ния [42].

Недавно в работе [43] подробно исследовали изменения фазового состава в пер-
литной стали 1ЛС 860У [Ре, 0,6-0,8 вес. % С, 0,8—1,3 вес. % Мп, 0,1-0,5 вес. %, 0,04
вес. % Р (макс.), 0,04 вес. % 8 (макс.)] в ходе кручения под высоким давлением при
комнатной температуре. При этом прикладывалось давление 7 ГПа, а деформация
продолжалась до степени сдвиговой деформации усдвиг = 430 (число оборотов У = 7).

В исходном состоянии данная сталь имела двухфазное строение и состояла из
феррита и цементита. По данным оптической металлографии структура образца харак-
теризовалась равноосными перлитными колониями со средним размером 14,2 мкм
(рис. 4.25, а). ИПД привела к вытягиванию колоний параллельно плоскостям сдвига
(рис. 4.25, 6).

Рис. 4.25. Оптико-металлографические изображения поверхности образцов стали 1ЛС 860У в
исходном состоянии и после ИПД кручения [43]:

а — у= 0, 0;б—у= 200, 1У=3;в — у = 300, 7У= 5; г —у = 430, IV— 7. Стрелками показано направление

сдвига
Структура образца после деформации со степенью у = 300 (число оборотов ^= 5)
характеризуется двумя зонами с очень резкой границей, располагающейся на рассто-
янии, равном 2,5 мм от оси кручения (рис. 4.25, в). В зоне, располагающейся ближе к
оси кручения, наблюдаются вытянутые перлитные зерна. Для зоны, располагающей-
ся дальше от оси кручения, характерна волокнистая структура с волокнами, парал-
лельными плоскостям сдвига. Механическая шлифовка образцов ясно указывает на
то, что последняя область тверже, чем перлит. Ее травление происходит труднее, и в
результате последнего она становится блестящей (белые области травления). В то же
время перлитная зона становится темной (темные области травления) и для нее ха-
рактерны цементитные ламели. Характер поведения блестящей зоны похож на тот,
который проявляют мартенсит, полученный в результате закалки углеродистых ста-
лей [44], а также белый слой, формирующийся на поверхности железнодорожных
рельсов [45, 46]. После деформации со степенью у = 430 (число оборотов = 7) вся
структура становится волокнистой (рис. 4.25, г). На внешнем крае образца волокна
завихряются.

Более детальная информация о ламельной структуре была получена в результате
исследований, проведенных методом сканирующей электронной микроскопии
(рис. 4.26). В исходном состоянии (рис. 4.26, а) среднее расстояние между ламелями
равнялось (250 ±3,1) нм, а толщина ферритных ($) и цементитных (Гс) ламелей — 210 нм
и 40 нм соответственно.

Эволюция микроструктуры при увеличении степени деформации зависит от ори-
ентации колоний ламелей по отношению к плоскости сдвига: чем меньше угол на-

Рис. 4.26. Эволюция морфо-
логии цементита в зависимос-
ти от степени деформации по
данным исследований мето-
дом сканирующей электрон-
ной микроскопии:

а — у = 0, М= 0; б— у = 62, 7У= 1;
в — у = 125, ТУ = 2; г — у = 200,
7У=3; д —у=200, 7У=3; е-у =
300, //= 5. На рис. е изображена
граница между темной и белой
областями травления
Таблица 4.2. Среднее расстояние между ламелями в
зависимости от степени деформации (числа оборотов)
(для области, находящейся в 3 мм от оси вращения)

Степень деформации (число оборотов) Расстояние между ламелями, мкм
|| направлению сдвига ± плоскости сдвига
у=62СУ=Р___ 0,194 ±0,03 0,346 ± 0,07
у = 125 0У = 2) __ 0,187 ±0,03 0,556 ±0,1
у = 200 ^=3) 0,118 ±0,02 0,707 ±0,1

клона ламелей по отношению к направлению сдвига, тем сильнее они деформируют-
ся (рис. 4.26, б—г). В то же время расстояние между ламелями в колониях, ориентиро-
ванных параллельно плоскости сдвига, уменьшается, а в колониях, перпендикуляр-
ных плоскости сдвига, увеличивается (табл. 4.2). Ламели с исходно неблагоприятными
ориентациями становятся изогнутыми и волнистыми (см. рис. 4.26, б, в). На изображе-
ниях, соответствующих степени деформации у = 125 (7У = 2), можно распознать бе-
лые травленые области (см. рис. 4.26, в). Внутренняя структура этих областей, кото-
рые можно найти в колониях, ориентированных параллельно направлению сдвига,
не выявляется (на рис. 4.26, в — область, помеченная маркером А). Для степени де-
формации у = 200 (М = 3) характерно наличие двух типов колоний: с ламелями, па-
раллельными и перпендикулярными направлению сдвига (см. рис. 4.26, г). Белые
травленые области занимают примерно 40% области, располагающейся на поверхно-
сти образца в 3 мм от его центра (см. рис. 4.26, г). Область, соответствующая границе
между перлитом и белой травленой областью, показана на рис. 4.26, д.

Так же как и в случае оптико-металлографических исследований, исследования,
проведенные методом сканирующей электронной микроскопии, показали, что
структура образцов, деформированных со степенями деформации у > 300, характери-
зуется волокнистой структурой, слабо подверженной травлению. Как видно на изоб-
ражениях, полученных при больших увеличениях, для данной микроструктуры ха-
рактерны очень гладкие однородные поверхности волокон (рис. 4.26, е). При этом
ламели цементита в микроструктуре не наблюдаются.

Исследования, проведенные методом ПЭМ, показали, что образцы, подвергну-
тые ИПД кручением в интервале степеней деформации 62 < у < 94, характеризуются
типичной ячеистой структурой феррита и ламельной структурой цементита
(рис. 4.27, а, б). Диффузный контраст на феррито-цементитной поверхности раздела
вызван высокой плотностью дислокаций вблизи нее. Картины микродифракции (см.
рис. 4.27, а) характеризуются отдельными рефлексами ос-Ре с азимутальным размы-
тием в 2—3°. Это указывает на малоугловые разориентировки в феррите. Соответст-
вующие цементиту рефлексы, располагающиеся на дифракционном кольце (110)
ос-Ре, также отражают формирование малоугловых разориентировок.

Для случая степени деформации у = 200 (#= 3) структура ферритной фазы очень
неоднородна. В ней наблюдаются области с ячеистой структурой (рис. 4.27, в) и на-
ноструктурные области с удлиненными зернами (рис. 4.27, г) диаметром 20—50 нм и
длиной 100—150 нм. Зерна разделены плотными дислокационными стенками, отме-
ченными стрелками на рис. 4.27, г, которые очень напоминают границы ламельного
Рис. 4.27. ПЭМ изображения структуры
стали 1ЛС 860У в зависимости от степени
деформации при ИПД кручением:

а, б— у = 125, И = 2: формирование ячеистой
структуры в ферритной фазе, светлопольное и
темнопольное изображения и соответствую-
щая дифракционная картина; б — ферритная
область между двумя ламелями цементита;
в, г —у = 200, ^=3: светлопольные изображе-
ния структуры и соответствующие дифракци-
онные картины; в — ячеистая структура;
г — зеренная структура (стрелки указывают на
границы зерен); д — у = 300, ^= 5: нанокрис-
таллическая структура; е — светлопольное
изображение и соответствующая дифракци-
онная картина

типа, наблюдавшиеся в деформированных до больших степеней деформации метал-
лах [47—49]. На картинах микродифрации видны расположенные на концентричес-
ких окружностях рефлексы. Данный факт отражает наличие большеугловых разори-
ентировок между зернами. Рефлексы от частиц цементита не наблюдаются. Можно
предположить, что области с ячеистой структурой соответствуют перлиту, обнару-
женному при оптико-металлографических исследованиях и исследованиях методом
сканирующей электронной микроскопии. В то же время наноструктурные области
соответствуют сильнодеформированным колониям с волокнистой структурой.

Деформации с у = 300 (Л/'= 5) соответствует однородная наноструктура (рис. 4.27, д)
со средним размером 10 нм (рис. 4.27, е). Картины микродифракции, полученные с
областей размером 0,5 мкм2, представляют собой кольца, характерные для поликри-
сталлических структур с очень маленькими размерами кристаллитов. При этом це-
ментитные ламели не обнаруживаются, на что указывает отсутствие характерных для
цементита рефлексов (112) и (120) на кольце (Н0)а. Структура, сформировавшаяся
после деформации с у = 430 (7У= 7), подобна структуре, характерной для у = 300 (7У= 5).

Результаты проведенных исследований указывают на трехстадийный характер
формирования наноструктурных состояний в стали 1ЛС 860У [43]. Однако оказалось,
что схема эволюции микроструктуры при ИПД рассматриваемого материала отлича-
ется от таковой в случае чистых металлов. Одним из основных отличий является не-
однородность деформации, вызванная наличием двух фаз в структуре.

Первая стадия этого процесса завершается при достижении степени деформации
у = 100. При этом формируется ячеистая структура, растворяется 40% цементита и по
данным сканирующей электронной микроскопии в структуре все еще наблюдаются
ламели (см. рис. 4.26, б).

На второй стадии формирования наноструктуры, соответствующей 100 < у < 200,
происходит распространение белых травленых областей волокнистого типа от границ
образца в направлении к его центру (см. рис. 4.27, в, г). Деформация происходит не-
однородно не только вдоль радиуса образца, но также и в конкретной рассматривае-
мой области. Колонии ламелей, ориентированные параллельно плоскости сдвига,
становятся значительно более вытянутыми, чем те, которые перпендикулярны на-
правлению сдвига. Это может быть проиллюстрировано изменением формы ламелей
(рис. 4.27, в, г) и расстояния между ламелями (см. табл. 4.2). Концентрация углерода
ниже в областях, которые до растворения цементита располагались между ламелями,
чем в самих ламелях.

На третьей стадии при степенях деформации 200 < у < 300 происходит гомогени-
зация микроструктуры, которая к завершению этой стадии становится нанострукту-
рой со средним размером зерен 10 нм. При этом происходит ускоренное растворение
оставшегося цементита, сопровождающееся (по данным рентгеноструктурного ана-
лиза) ростом микронапряжений, которые со временем стабилизируются.

Таким образом, существенным отличием эволюции структуры в перлитной стали
по сравнению с чистыми металлами является растворение цементита в результате
ИПД. Возможны два объяснения данного процесса. Первое основано на рассмотре-
нии термодинамического равновесия в метастабильных фазах [50—52]. Второе осно-
вывается на анализе движения материала под действием внешних факторов в рамках
баллистических моделей [53]. Согласно первому приближению ИПД приводит к
утончению и фрагментации цементитной фазы. Релаксация поверхностных энергии
[50—54] и напряжений [51, 55—57] обеспечивают появление высокой движущей силы
для ее растворения.

Вклад поверхностных напряжений в увеличение энергии фазы может возрасти,
если поверхность находится в неравновесном состоянии благодаря высокой концен-
трации ступенек и захваченных в процессе деформации дислокаций, как случайных,
так и геометрически необходимых [50, 51, 57]. Более того, существуют низкоэнерге-
тические места для атомов углерода в непосредственной близости от цементита, а
именно в ядрах дислокаций, располагающихся вблизи его поверхности [58, 59].
Энергия связи атома углерода с ядром дислокации 0,5 эВ. Эта величина примерно
равна энергии связи между атомами в цементите, поэтому атомы углерода могут за-
нимать низкоэнергетические места в ферритной матрице. Данное утверждение соот-
ветствует экспериментальным наблюдениям, указывающим на возможность распо-
ложения растворенного углерода в ядрах дислокаций или границах зерен.

Дополнительно к сказанному отметим, что, как показано в работах [43, 60], высо-
кая степень термодинамического неравновесия карбидов в результате ИПД сильно
возрастает. Причиной этого может быть механическое трение на поверхности разде-
ла между цементитом и ферритом при обтекании карбидов ферритной фазой. При
этом трение приводит к появлению высоких внутренних напряжений в цементите.

Растворение карбидов при ИПД связано также с увеличением диффузии углерода
в ферритной матрице даже при комнатной температуре. Известно, что коэффициент
диффузии углерода в а-Ре в области температур 25... 100 °С изменяется от 5 х 10-‘7 до
5 х 10~14 см2/с [61]. В случае высокой плотности дислокаций, границ зерен и вакан-
сий в наноструктуре это значение может оказаться значительно выше [62] и термоди-
намические движущие силы могут активизировать процесс растворения, связанный
с зернограничной диффузией.

Представленные выше результаты, а также данные ряда других исследований, на-
пример [42], свидетельствуют о том, что ИПД кручением может приводить к форми-
рованию УМЗ структур с неравновесными твердыми растворами в металлических
сплавах.

РКУ прессование. Уже в первых работах по использованию РКУ прессования для
получения УМЗ структур [63] было установлено, что сильное измельчение структуры
наблюдается даже после 1—2 проходов. Однако получаемые ячеистые структуры име-
ли в основном малоугловые границы. Формирование преимущественно большеугло-
вых границ наблюдали при увеличении числа проходов до 8 и более. Недавно подроб-
ное электронно-микроскопическое исследование эволюции структуры в А1 в ходе
РКУ прессования по маршрутам А, В, С (см. п. 1.3) в зависимости от числа проходов
при комнатной температуре было проведено в работах [64—66]. Авторы наблюдали,
что при 1-м проходе в заготовке формируются деформационные полосы с малоугло-
выми ячейками внутри них (рис. 4.28). Если принять, что плоскости X, У, 2 соответ-
ствуют поперечному вертикальному, продольному вертикальному и горизонтальному
сечениям образца, то можно наблюдать следующие закономерности.

Рис. 4.28. Микроструктура и
дифракционные картины чисто-
го А1 после одного прохода РКУ
прессования. Электронная мик-
роскопия [64]
Рис. 4.29. Микроструктура
и дифракционная картина
чистого А1 после четырех
проходов РКУ прессования
по маршруту В. Электрон-
ная микроскопия [64]

В сечении У деформационные полосы располагаются под углом 45° к направле-
нию оси образца (см. рис. 4.28). В сечениях X и 2 ориентация их перпендикулярна
направлению оси образца. Анализ дифракционных картин указывает на формирова-
ние малоугловых поверхностей раздела. Таким образом, можно считать, что в процес-
се 1-го прохода при РКУ прессовании чистого А1 формируется вытянутая субзерен-
ная структура с малоугловыми границами. Увеличение числа проходов вплоть до 4
обеспечивает постепенное превращение субзеренных границ в большеугловые зерен-
ные границы, но это происходит только при маршруте В (рис. 4.29), а при маршруте
А (рис. 4.30) и С (рис. 4.31) структура остается преимущественно субзеренной.

В случае реализации любого из указанных маршрутов после 4 проходов размер
субзерен или зерен в А1 оказался равным 0,5—1,5 мкм.

Полученные результаты убедительно демонстрируют тот факт, что в целом как
маршрут движения заготовок, так и число проходов при РКУ прессовании сущест-
венным образом влияют на эволюцию микроструктуры в чистом А1.

Помимо маршрута и числа проходов, существует целый ряд других параметров,
определяющих характер формирующейся УМЗ структуры при РКУ прессовании.
К таким параметрам, в частности, относятся угол пересечения каналов оснастки Ф,
угол кривизны, или внешний угол оснастки V (см. рис. 1.7), скорость и температура
Рис. 4.30. Микроструктура
и дифракционные картины
чистого А1 после четырех
проходов РКУ прессования
по маршруту А. Электрон-
ная микроскопия [64]

РКУ прессования, повышение температуры деформируемого материала в ходе РКУ
прессования, приложенное противодавление.

В работе [67] представлены результаты экспериментальных исследований влия-
ния угла пересечения каналов оснастки Ф на микроструктуру, формирующуюся в чи-
стом А1 в результате РКУ прессования. При этом РКУ прессование проводилось с ис-
пользованием нескольких оснасток с различными значениями угла пересечения
каналов, изменяющимися от 90° до 157,5°. Позже подобные исследования были вы-
полнены применительно к чистой Си, подвергнутой РКУ прессованию в оснастках с
углом пересечения каналов, равным 90° и 120° [68].

Для того чтобы провести имеющее смысл сравнение результатов, полученных для
различных значений угла пересечения каналов, в каждом конкретном случае в рабо-
те [67] выбирали число проходов, соответствующее общей накопленной деформа-
ции, примерно равной 4. При этом общее число проходов равнялось 4, 6, 9 и 19, что
соответствовало общей накопленной пластической деформации, равной 4,22, 4,27,
4,21 и 4,33 для оснасток со значениями угла пересечения каналов, равными 90°,
112,5°, 135° и 157,5° соответственно.

На рис. 4.32 [67] представлены соответствующие указанным значениям ПЭМ ми-
кроструктуры и картины микродифракции, полученные для областей диаметром
Рис. 4.31. Микроструктура
и дифракционные картины
чистого А1 после четырех
проходов РКУ прессования
по маршруту С Электрон-
ная микроскопия [64]

12,3 мкм. Общий вид микрофотографий явно свидетельствует о том, что угол пересе-
чения каналов оснастки Ф, равный 90°, наиболее благоприятен с точки зрения фор-
мирования УМЗ структуры с равноосными зернами. Более того, картина микроди-
фракции, соответствующая этому состоянию, указывает на формирование
высокоугловых разориентировок между соседними зернами. Увеличение угла пересе-
чения каналов оснастки до значений более 90° приводит к формированию менее упо-
рядоченных структур с повышенной долей малоугловых границ.

Полученные результаты свидетельствуют о том, что, по крайней мере, в случае чи-
стого А1, общая степень накопленной деформации не является параметром, опреде-
ляющим характер микроструктуры, формирующейся в результате РКУ прессования.
Более важно, чтобы очень высокая степень деформации обеспечивалась при каждом
проходе РКУ прессования. С практической точки зрения это означает, что УМЗ
структуры с высокоугловыми границами не могут быть сформированы при использо-
вании традиционных способов обработки металлов давлением, таких как, например,
экструзия, даже в результате применения очень большого числа проходов. Это огра-
ничение связано с относительно небольшими приращениями деформации на каж-
дом этапе такой деформации.

Степень деформации, накапливаемая в деформируемом материале за один проход
РКУ прессования, возрастает также при уменьшении угла пересечения каналов в ос-
Рис. 4.32. Микроструктуры и картины микродифракции А1 при угле пересечения каналов
Ф = 112,58° после 1-го (л), 2-го (ф, 4-го (в) и 5-го (г) проходов РКУ прессования [67]

настке Ф до значений менее 90°. Исследования, описывающие результаты РКУ прес-
сования чистого А1 и сплава А1—М§—8с в оснастке с углом Ф, равным 60°, были вы-
полнены в работе [69]. Показано, что в результате такого РКУ прессования можно
сформировать микроструктуры со средним размером зерен несколько меньшим, чем
в случае оснастки с углом Ф = 90°. Так, в случае чистого А1 средний размер зерен ока-
зался равным -1,1 мкм при угле 60° и -1,2 мкм при угле 90°. В случае сплава А1—М&—$с
средний размер зерен меньше и равен -0,30 мкм и -0,36 мкм соответственно [69].

В то же время следует отметить, что, несмотря на указанные преимущества осна-
стки с углом Ф < 90°, при ее применении для получения заготовок без трещин требу-
ется прикладывать большие давления.

Как будет показано ниже в данном подразделе, увеличение угла пересечения ка-
налов в оснастке Ф до значений более 90° позволяет решить проблему формирования
УМЗ структур в труднодеформируемых и малопластичных металлических материа-
лах. При этом, как показали проведенные экспериментальные исследования [70],
РКУ прессование XV в оснастке с углом пересечения каналов 90° при температуре
-1273 К не позволило получить целостные заготовки из-за образования трещин. В то
же время увеличение угла пересечения каналов до 110° позволило успешно решить
эту проблему и сформировать в XV УМЗ структуры.

Угол кривизны, или внешний угол оснастки, ц/ соответствует внешней дуге, опи-
сываемой каналами в месте их пересечения (см. рис. 1.7). Как следует из уравнения
(1.7), данный угол играет незначительную роль при оценке величины деформации,
накапливаемой в заготовке при РКУ прессовании. В то же время он определяет гео-
метрию каналов в оснастке и поэтому важно исследовать его влияние на процессы,
сопровождающие формировании УМЗ структур при РКУ прессовании.

Важность внешнего угла связана также с конструкционными особенностями тра-
диционно изготовляемых оснасток для РКУ прессования. Если в случае разборной
оснастки, состоящей из двух симметричных половин, соединяемых болтами, угол у
может быть легко сделан равным 0°, то в случае массивной оснастки, изготовленной
из единого куска металла, этот угол всегда больше 0°.

Роль внешнего угла оснастки исследовалось в работах [71, 72] на примере чистого
А1 и двух различных оснасток. Составная оснастка была изготовлена с углами Ф = 90°
и \|/ = 0°, а также каналами с квадратным сечением размерами 10 х 10 мм2. В случае
массивной оснастки углы Ф = 90° и у = 20°, а каналы имели круглое сечение диаме-
тром 10 х 10 мм2. РКУ прессование в обоих случаях производилось при комнатной
температуре вплоть до 4 проходов и степеней деформации -4,6 и -4,2 для разборной
и массивной оснасток соответственно. Полученные образцы были разрезаны пер-
пендикулярно их продольной оси. На полученных поверхностях была измерена мик-
ротвердость по Виккерсу в узлах сетки с ребром ячейки -0,5 мм.

Полученные результаты продемонстрировали очень хорошее соответствие между
собой [72]. При этом средние значения микротвердости оказались равными -42,1 и
-43,2 для разборной и массивной оснасток соответственно. Совпадение значений
микротвердости косвенно указывает на подобный характер эволюции структур в хо-
де РКУ прессования чистого А1 в указанных оснастках с различным углом \|/.

Процесс РКУ прессования обычно производится на мощных гидравлических
прессах, обеспечивающих относительно высокие скорости перемещения пуансона.
Как правило, это скорости порядка -1—20 мм/с. Обычные лабораторные установки
для механических испытаний позволяют существенно расширить диапазон скоро-
стей РКУ прессования.

Первые детальные исследования влияния скорости прессования на характер
структурообразования при РКУ прессовании были выполнены применительно к чи-
стому А1 и сплаву А1—1%М§ при скоростях перемещения пуансона 10“2-10 мм/с [73].
Эти результаты продемонстрировали тот факт, что скорость РКУ прессования не
имеет значительного влияния на средний размер сформировавшихся структур. В то
же время при меньших скоростях РКУ прессования формируются структуры с при-
знаками протекания возврата.

Подобное заключение было сделано и в результате исследования чистого А1 и А1
сплавов, подвергнутых РКУ прессованию при скоростях 18 и 0,18 мм/с, [74]. При
этом был обнаружен резкий разогрев заготовок при большей скорости и отсутствие
такового при меньшей скорости РКУ прессования.

Исследования И, подвергнутого РКУ прессованию при скоростях 0,2 и 2,8 мм/с,
выявили лишь незначительные различия в микроструктуре заготовок, подвергнутых
1-му проходу РКУ прессования [75].

Температура является ключевым и легко контролируемым фактором РКУ прессо-
вания. Первые детальные исследования влияния температуры проводились на при-
мере чистого А1 и сплавов А1—3%М§ и А1—3%М§—0,2%8с в интервале температур от
комнатной до 573 К [76]. Для точного (в пределах ±5 К) контроля температуры при
каждом проходе РКУ прессования в оснастке приблизительно в 5 мм от плоскости
сдвига размещалась термопара. Тщательные измерения продемонстрировали, что
требуемая температура устанавливается в оснастке примерно через 1 ч. Примерно де-
сять дополнительных минут требуется для ее стабилизации.

В результате проведенных исследований было установлено, что повышение тем-
пературы РКУ прессования приводит к увеличению среднего размера зерен
(рис. 4.33). В то же время анализ картин микродифракции указал на рост доли мало-
угловых границ зерен с ростом температуры РКУ прессования. Было Выдвинуто
предположение о том, что последний факт обусловлен повышенными скоростями
возврата при более высоких температурах. При этом увеличиваются скорости анни-
гиляции дислокаций в теле зерен, и в результате число дислокаций, поглощенных
стенками субзерен, уменьшается.

Была установлена зависимость интенсивности протекания возврата от химичес-
кого состава деформируемого материала. В частности, в чистом А1 превращение
большой части границ зерен в малоугловые границы наблюдалось при температуре
473 К, а в сплаве А1-3%М§ — при 573 К. Более того, в сплаве А1-3%Мё-0,2%8с такое
превращение вообще не наблюдалось [76].

о Чистый А1
О А1—ЗМд
△ А1—ЗМд—0,28с

Рис. 4.33. Зависимость размера зерна после РКУ
прессования от температуры прессования чистого
А1, А1—3% Мё и А1—3% М^—0,2% 8с сплавов [76]

0,1

0 100 200 300 400 500 600 700

Температура прессования, К
В нескольких более поздних исследованиях тенденция к формированию зерен
или субзерен бульшего размера при более высоких температурах РКУ прессования
подтвердилась [77—82]. Детальный анализ Кикучи-линий также подтвердил тенден-
цию к формированию преимущественно высокоугловых границ зерен при более низ-
ких температурах РКУ прессования [77, 78, 81, 82]. При этом в случае чистого Т1 уве-
личение температуры РКУ прессования от 473 до 523 К привело к изменению
механизма деформации, и вместо формирования параллельных полос сдвига стали
формироваться деформационные полосы с двойниковой ориентацией [83].

Полученные результаты свидетельствуют о том, что, хотя процесс РКУ прессова-
ния легче осуществить при высоких температурах, однако оптимальные УМЗ струк-
туры могут быть сформированы в случае самой низкой из возможных температур.
При этом в результате РКУ прессования не должно появиться каких-либо значитель-
ных трещин в деформируемых заготовках. Низкая температура РКУ прессования
обеспечивает достижение размера зерен минимального из возможных, а также фор-
мирование структур с максимальной долей высокоугловых границ зерен.

В процессе РКУ прессования часть затрачиваемой механической энергии превра-
щается во внутреннюю энергию деформируемой заготовки. В результате ее темпера-
тура повышается на величину Л Г. В случае если величина АГ для рассматриваемого
конкретного материала достаточно велика, то можно ожидать активизации термоак-
тивируемых процессов в микроструктуре деформируемых заготовок. В связи с этим
важно оценить возможные значения роста температуры заготовок в процессе РКУ
прессования.

К настоящему времени такие оценки были сделаны в двух экспериментальных ра-
ботах [74, 84]. В работе [74] измерения величины АГпроводились с помощью термо-
пары, установленной в сделанном в оснастке горизонтальном канале в 30 мм от хво-
стовой части заготовок. РКУ прессование заготовок из чистого А1, промышленного
сплава А1—1100 и сплавов А1— 1%М§ и А1—3%М§ на основе твердого раствора осуще-
ствлялось при комнатной температуре. В другой работе [84] для проведения анало-
гичных измерений термопара устанавливалась со стороны головной части заготовок.
При этом РКУ прессованию подвергались заготовки из А1 сплавов А1—81—М§,
А1—7075 и сплава А291 при 573 К, а также композита А1—6061 при 673 К.

В случае чистого А1 резкий рост температуры наблюдался в момент прохождения
заготовкой плоскости пересечения каналов в оснастке (плоскости сдвига) со скоро-
стью 18 мм/с. Он составил ~40 °С при температуре РКУ прессования, равной 11 °С.
Однако уже в течение ~10 с температура заготовок упала ниже 15 °С. В случае сплава
А1—3%М§ увеличение температуры составило ~85 °С при температуре РКУ прессова-
ния, равной 13 °С. При этом в течение —10с температура упала ниже 20 °С. В каждом
случае измерения проводились для трех идентичных заготовок и показали отличную
повторяемость.

Выполненные с помощью метода конечных элементов теоретические расчеты
роста температуры в ходе РКУ прессования заготовок из сплавов А1— 1%М§ и
А1—3%М§ [85] оказались в полном согласии с полученными экспериментальными
результатами.

Анализ полученных результатов указывает на корреляцию между величиной АГ и
условным пределом прочности при растяжении заготовок из исследованных материа-
лов. При этом рост температуры более значителен в случае более прочных материалов.
Таким образом, установлено, что рост температуры заготовок в процессе РКУ
прессования может быть довольно значительным и на него следует обращать внима-
ние, поскольку он может стимулировать процессы динамического возврата и влиять
на характер структуры, формирующейся в результате РКУ прессования.

Использование противодавления приводит к существенному повышению способ-
ности деформируемых заготовок подвергаться РКУ прессованию. При этом, во-пер-
вых, уменьшается вероятность образования трещин в теле заготовок [например, 86,
89]. Во-вторых, повышается однородность течения материала.

Как уже указывалось выше, в процессе РКУ прессования образуется незаполняе-
мая материалом мертвая зона, прилегающая к внешнему углу пересечения каналов.
Величина этой зоны особенно велика в случае деформационно-упрочняемых мате-
риалов. В результате форма очага деформации изменяется от идеальной плоскости
сдвига при простом сдвиге до веерообразной деформационной зоны [88]. В результа-
те измельчение микроструктуры становится менее однородным, особенно в зоне,
прилегающей к нижней поверхности заготовки. С другой стороны, применение про-
тиводавления приводит к заполнению мертвой зоны независимо от способности ма-
териала к упрочнению. Очаг деформации становится похожим на полосу локализо-
ванного сдвига, типичную для абсолютно пластичного твердого тела [89, 90].

Исследования влияния противодавления на интенсивность измельчения микро-
структуры при РКУ прессовании чистой Си проводились в работе [86]. Было показа-
но, что в результате приложения противодавления, равного 400 МПа, средний размер
зерен уменьшился с 0,24 мкм до 0,18 мкм. В то же время неясно, является ли обнару-
женное уменьшение среднего размера зерен результатом изменения характера тече-
ния материала в ходе РКУ прессования или приложенное давление непосредственно
влияет на характер эволюции микроструктуры.

Как показано в работе [91], наиболее однородную структуру в А1 удается получить,
используя режим Вс. Однако РКУ прессование XV по маршруту 1?сне обеспечило не-
обходимую технологическую пластичность, и РКУ прессование с восемью прохода-
ми было успешно реализовано только при использовании маршрута С.

Как известно из работ по РКУ прессованию Си, А1, № [41, 91, 92], процесс фор-
мирования УМЗ структуры связан с образованием ячеистой дислокационной суб-
структуры, которая последовательно трансформируется в микроструктуру зеренного
типа, имеющую большеугловые разориентировки соседних зерен. Подобную эволю-
цию структуры удается наблюдать и в XV при РКУ прессовании (см. п. 9.3), где после
2—4 проходов формируется преимущественно дислокационная субструктура, а после
8 проходов наблюдается УМЗ структура с преимущественно большеугловыми грани-
цами зерен. Обычно после РКУ прессования Си, А1 и 141 средний размер зерен со-
ставляет 0,2—0,3 мкм, но в XV полученный средний размер зерен составил примерно
1 мкм. Считается [93], что конечный размер зерен при ИПД определяется балансом
между накоплением дефектов и их возвратом. В этой связи больший размер зерен по-
сле РКУ прессования XV может быть объяснен уменьшением интенсивности сдвиговой
деформации, благодаря использованию оснастки с углом пересечения каналов 110°, и
относительно высокой гомологической температурой прессования Тпр = 1100 °С
(Гпр = 0,357^ для XV в сравнении с Тпр = 0,21Тпл для Си).

Пример успешного измельчения структуры в Та, обладающем, так же как и XV, вы-
сокой температурой плавления, представлен в статье [94]. В отличие от XV, Та обладает

5 Валиев Р. 3., И. В. Александров
достаточной пластичностью при комнатной температуре. В связи с этим процесс РКУ
прессования Та осуществлялся без предварительного нагрева оснастки и заготовки.

Процесс формирования наноструктуры в ходе РКУ прессования также широко
исследовали методом РСА [39]. В частности, в работе [14] показано, что рентгено-
граммы Си, полученной РКУ прессованием с различным числом проходов, сущест-
венно отличаются друг от друга относительной максимальной интенсивностью рент-
геновских пиков. При этом во всех рассмотренных случаях максимальная
интенсивность рентгеновских пиков ниже, чем в случае рентгенограммы крупнокри-
сталлической Си.

Увеличение числа проходов приводит к уширению рентгеновских пиков. В ре-
зультате дублеты, наблюдавшиеся на рентгенограмме крупнокристаллической Си,
перестают разрешаться.

Доля лоренцевой компоненты д в зависимости от величины вектора рассеяния т
для случая Си, подвергнутой РКУ прессованию, в сравнении с крупнокристалличес-
кой Си представлена на рис. 4.34.

Обнаружено, что основная часть профиля рентгеновских пиков (111) и (200), а
именно 78%, в наноструктурной Си принадлежит лоренцевой компоненте. Форма
других пиков более чем на 90% лоренцева. Следовательно, рентгеновские пики на
рентгенограмме наноструктурной Си в основном описываются функцией Лоренца.
В то же время доля лоренцевой компоненты при описании профилей рентгеновских
пиков в исходной крупнокристаллической Си составила менее 60%. Таким образом,
как и в случае ИПД кручением, РКУ прессование значительно увеличивает долю ло-
ренцевой компоненты в форме рентгеновских пиков, что свидетельствует о форми-
ровании специфической дефектной структуры.

Как указывалось выше, пластическая деформация приводит к измельчению
структуры и введению дефектов в кристаллическую решетку. В результате пики на
рентгенограммах исследуемых деформированных материалов уширяются. Анализ
уширения пиков позволяет оценить размер областей когерентного рассеяния (кристал-
литов) и величину упругих микроискажений, связанных с дефектностью структуры.

дк

0,04-

0,03-

0,02-

0,01 -

Рис. 4.34. Доля лоренцевой компоненты т| (•)
в форме профиля рентгеновских пиков Си,
подвергнутой РКУ прессованию, и крупнокри-
сталлической Си (о) в зависимости от вектора
рассеяния т

□

□ п □

□
311 400

111 200 220 222

0 -I------------т----------т--------т--------,------т---,----,-----,-----.

2 4 6 8 10 К нм-1

Рис. 4.35. График зависимости полуширины
&К рентгеновских пиков (йк!) от величины
вектора рассеяния К в обратном простран-
стве, построенный с использованием клас-
сического уравнения Вильямсона—Холла.
Образец Си после 2 проходов при РКУ
прессовании
На рис. 4.35 представлен типичный график Вильямсона-Холла, описывающий в
обратном пространстве зависимость полуширины рентгеновских пиков ЛК от вели-
чины вектора рассеяния рентгеновских лучей К [95]. Данный график построен для
образца Си, подвергнутого 2 проходам РКУ прессования. Видно, что в значениях ЛК
наблюдается разброс по отношению к предполагаемой в методе Вильямсона—Холла
монотонной зависимости. Учет фактора дислокационного контраста # при проведе-
нии расчетов с использованием модифицированного уравнения Вильямсона—Холла
приводит к получению ожидаемой монотонной зависимости Л^Гот /Г(рис. 4.36). По-
лученный результат свидетельствует об обоснованности модернизации используемых
подходов.

Проведенный с помощью модернизированных подходов анализ эволюции раз-
мерных структурных параметров на примере Си показал [96], что увеличение числа
проходов РКУ прессования приводит к уменьшению среднего размера зерен-крис-
таллитов, а характер их распределения Дх) по размерам х становится существенно бо-
лее узким (рис. 4.37). Этот факт соответствует результатам ПЭМ исследований эво-
люции размера зерен при РКУ прессовании Си [97, 98].

Анализ физического уширения рентгеновских пиков и их относительных интег-
ральных интенсивностей для поперечных сечений XV заготовок, подвергнутых РКУ
прессованию, показал, что уже после 1-го и 2-го проходов РКУ прессования при темпе-
ратурах, близких к 1000 °С, физическое уширение большинства рентгеновских пиков
существенно увеличилось (табл. 4.3) [70]. Результаты прецизионного анализа рентге-
новских пиков по расчету упругих микроискажений кристаллической решетки и облас-
тей когерентного рассеяния (ОКР) в направлении < 110>, приведенные в табл. 4.4, под-
тверждают данные электронно-микроскопического анализа об интенсивной
фрагментации микроструктуры в процессе РКУ прессования. В то же время относи-
тельные интегральные интенсивности рентгеновских пиков существенно изменяют-
ся, что свидетельствует об эволюции кристаллографической текстуры в XV при РКУ
прессовании.

Рис. 4.36. График зависимости полу-
ширины ЛК рентгеновских пиков (Ьк1)
от вектора рассеяния К в обратном
пространстве, построенный с исполь-
зованием модифицированного уравне-
ния Вильямсона—Холла. Образец Си
после 2 проходов РКУ прессования

Рис. 4.37. Зависимость доли субзерен-зерен
от их размера в различных структурных со-
стояниях Си:

7 - исходное экструдированное состояние; 2 —
РКУ прессование, 2 прохода; 3 — РКУ прессова-
ние, 12 проходов [96]
Таблица 4.3. Характеристики рентгеновских пиков для поперечных сечений XV
заготовок в исходном состоянии и после РКУ прессования

Ьк1 Исходное состояние РКУ прессование (1 проход) РКУ прессование (2 прохода)
Физическое уширение, град Относительная интенсивность, % Физическое уширение, град Относительная интенсивность, % Физическое уширение, град Относительная интенсивность, %
НО 0,066 100 0,160 61,8 0,222 98,9
200 0,053 5,6 0,112 31,0 0Ц66 _ 23,6
211_ 0,259 20’8 0,234 _ 68,2 2,294 А1’8 _
220 0,158 17,0 0,338 7,8 _ 0,505 _ 10,1
310 0,174 8,9 0,241 54,4 0,322 43,2
222_ 0,855 ЦЗ _ 0,787 100 0,793 58,2
321 0,697 14,8 0,595 95,9 0.653 100

Таблица 4.4. Размер кристаллитов и упругие микроискажения решетки в XV
(направление <110>)

Показатель Исходное состояние РКУ прессование (1 проход) РКУ прессование (2 прохода)
Размер кристаллитов, нм 416 ± 31 _ 118 ±23 91 ± 8
Упругие микроискажения, % 0,056 ± 0,002 0,113 ± 0,015 0,172 ±0,020

Основываясь на величинах параметров профилей рентгеновских пиков, можно
рассчитать плотность дислокаций р, дислокационный контрастный фактор д и пара-
метры а и т логнормального распределенияДх) областей когерентного рассеяния по
размерам. В табл. 4.5 приведены результаты таких расчетов для различных состояний
деформированной Си [96].

При анализе результатов, приведенных в табл. 4.5, следует учитывать тот факт, что
значения д для винтовых и краевых дислокаций в Си равны соответственно 2,37 и
1,68 [99]. При одинаковом вкладе винтовых и краевых дислокаций в формирование
контраста на дислокациях д = 2,02. Экспериментальное значение д. меньшее или
большее этого значения, соответствует преимущественно краевому или винтовому
характеру дислокаций в структуре соответственно. Как видно из табл. 4.5, состояни-
ям после экструзии и осадки, так же как и состояниям после 12 проходов РКУ прес-
сования и осадки после 12 проходов РКУ прессования (образцы 2-й, 5-й и 6-й соот-
ветственно), соответствует преимущественно краевой характер дислокаций.

Таким образом, можно констатировать, что с увеличением степени деформации в
среднем характер дислокаций в структуре становится все более краевым за счет
уменьшения доли винтовых дислокаций. По-видимому, это связано с более легкой
аннигиляцией винтовых дислокаций в структуре. С другой стороны, увеличение до-
ли краевых дислокаций, располагающихся преимущественно в границах фрагментов.
Таблица 4.5. Плотность дислокаций р и параметров сит логнормального
распределения Дх)

Образец р, 1014 м~2 я а т, нм
1. Исходное (экструдированное) состояние 4,4 2,1 0,62 169
2. Осадка, 20% 7,2 1,7 0,43 62
3. РКУ прессования, 2 прохода 11,1 2,1 0,81 79
4. РКУ прессования, 2 прохода + осадка, 20% 9,4 1,95 0,74 92
5. РКУ прессования, 12 проходов 4,3 1,75 0,37 65
6. РКУ прессования, 12 проходов + осадка, 20% 12,8 1,7 0,61 ПО

коррелирует с другими экспериментальными данными, свидетельствующими о росте
угла разориентировок и формировании большеугловых разориентировок между со-
седними областями в кристалле по мере роста степени деформации [100].

На рис. 4.38 сопоставлены друг другу плотность дислокаций и средний размер
ОКР в деформированной Си. Как видно, с уменьшением размера ОКР плотность
дислокаций уменьшается до очень низких значений. Данный факт указывает на про-
текание процессов динамического возврата при достижении достаточно больших
степеней пластической деформации. С другой стороны, результаты, представленные
на рис. 4.39, указывают на стремление к нулю безразмерной величины дир1/2 при
уменьшении размера ОКР т вплоть до примерно 50 нм. Данный факт коррелирует с
обнаруженным уменьшением плотности дислокаций, свидетельствующим об умень-
шении активности источников дислокаций при достижении размера зерен менее 100 нм.
В результате проведенного анализа можно высказать предположение о существова-

/Пр172-,

25-

100 200

----1
т, нм

ние. 4.38. Зависимость плотности дис-
локаций р от размера фрагментов
структуры т. Помечены точки, соот-
ветствующие трем конкретным струк-
турным состояниям. Данные об ос-
тальных состояниях представлены в
табл. 4.5

Рис. 4.39. Зависимость безразмерной вели-
чины лир1/2 от размера фрагментов структу-
ры т. Помечены точки, соответствующие
двум конкретным структурным состояниям.
Данные об остальных состояниях представ-
лены в табл. 4.5:

1 и 2 — соответственно 8 и 12 проходов РКУ
прессования
134 Глава 4. ФОРМИРОВАНИЕ НАНОСТРУКТУР ПРИ ИНТЕНСИВНОЙ ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ
нии некоего предельного минимального размера фрагментов структуры при ее из-
мельчении в ходе развития пластической деформации.

Результаты РСА Си, подвергнутой различному числу проходов при РКУ прессова-
нии, согласуются с рассмотренными выше результатами электронно-микроскопиче-
ских исследований, свидетельствующими о том, что эволюция структуры в ходе ин-
тенсивной пластической деформации связана прежде всего не с дальнейшим
измельчением микроструктуры, а с трансформацией дислокационной ячеистой
структуры в ультрамелкозернистую с преимущественно большеугловыми границами
зерен.

Это положение согласуется с модельными представлениями об эволюции микро-
структуры при интенсивной пластической деформации, рассмотренной в работе [2].
Предложенная схема (рис. 4.40) основана на результатах прямых электронно-микро-
скопических исследований армко-Ре, подвергнутого ИПД кручению, но включает
также известные представления о структурообразовании при больших пластических
деформациях [47, 101].

Данная схема рассматривает переход в процессе интенсивной пластической де-
формации от ячеистой структуры к зеренной, характеризующейся преимущественно
большеугловыми границами зерен, следующим образом. Сформировавшиеся на на-
чальных стадиях холодной деформации ячеистые структуры в процессе ИПД транс-
формируются. При этом стенки ячеек становятся более узкими и упорядоченными
(рис. 4.40, б). Такой тип трансформации, как указывалось ранее, характерен и для
больших пластических деформаций, осуществляемых при низких температурах [47,
102]. Однако при дальнейшей деформации происходит уменьшение толщины стенок
и плотность дислокаций в них становится выше критической [103], что приводит к
развитию возврата, заключающегося в аннигиляции дислокаций противоположного
знака. В результате в стенках ячеек остаются избыточные внесенные дислокации двух
типов (рис. 4.40, в), которые играют разную роль. Дислокации с вектором Бюргерса,
перпендикулярным границе, обеспечивают при дальнейшей деформации увеличение
разориентировок и превращение ячеек в зерна. В то же время скользящие дислока-
ции ответственны за формирование дальнодействующих полей напряжений. При
этом границы зерен являются сильно неравновесными. Вокруг границ зерен сущест-
вуют области значительных искажений кристаллической решетки, вызванных поля-
ми дальнодействующих упругих напряжений внесенных зернограничных дислока-

Рис. 4.40. Схема эволюции микроструктуры в ходе ИПД (см. детали в тексте)
ций (ЗГД). Это проявляется в росте упругих микроискажений и атомных смещений
из узлов кристаллической решетки (см. п. 5.1). Более того, скользящие ЗГД с векто-
ром Бюргерса, лежащим в плоскости границы, при своем движении приводят к зер-
нограничному проскальзыванию и относительному смещению зерен друг относи-
тельно друга.

Представленная схема хорошо согласуется со многими экспериментальными
фактами, обнаруженными методами электронной микроскопии и РСА в чистых ме-
таллах, подвергнутых интенсивной пластической деформации: равноосной формой
зерен, значительными искажениями кристаллической решетки, наличием дислока-
ций высокой плотности в границах зерен и т.д. Вместе с тем закономерности струк-
турных изменений и механизм формирования наноструктур в различных сплавах при
интенсивных пластических деформациях остаются еще мало изученными, и их выяв-
ление остается актуальной проблемой, требующей дальнейших исследований.

Понимание механизмов ИПД, обеспечивающих заданное формоизменение заго-
товок, измельчение структуры, а также формирование повышенных структурно-чув-
ствительных свойств и их анизотропии в полученных объемных наноструктурных за-
готовках невозможно без анализа процессов текстурообразования при РКУ
прессовании.

Одними из первых экспериментальных работ, посвященных данной проблеме,
являются работы [104, 105]. Проведенные исследования позволили установить, что
кристаллографические текстуры, формирующиеся в чистой Си при комнатной тем-
пературе в процессе РКУ прессования по маршруту Вс с углом пересечения каналов
в оснастке Ф = 90°, довольно сложны, несимметричны и их вид обусловлен реализа-
цией деформации простым сдвигом.

На полученных полюсных фигурах центр симметрии не совпадает с осью заготов-
ки и наклонен на угол около 20°. Интенсивность преимущественных ориентировок
не изменяется для числа проходов 2, 10 и 14. Подобие в характере кристаллографиче-
ской текстуры после разного числа проходов может указывать на то, что ее вид опре-
деляется последним проходом заготовки через оснастку.

Анализ полученных полюсных фигур сложен, однако существенно облегчается,
если придать им симметричный вид. В связи с этим было предложено производить
наклон текстурных максимумов на полюсных фигурах на некоторый угол относи-
тельно горизонтальной оси. В результате симметризированные полюсные фигуры
приняли вид, соответствующий виду полюсных фигур, формирующихся при прокат-
ке, и довольно просто анализировались.

Авторы [105] проанализировали вид полюсных фигур, характеризующих кристал-
лографическую текстуру, сформировавшуюся при комнатной температуре в чистой
Си в процессе РКУ прессования по маршруту Сс углом пересечения каналов в осна-
стке Ф = 120° и числом проходов 16 и 14. Для полученных полюсных фигур также ха-
рактерны отсутствие зеркальной симметрии относительно горизонтальной оси и
асимметрия в интенсивностях предположительно однотипных максимумов в верхней
и нижней частях полюсных фигур как следствие примененной схемы деформации.

Было обнаружено, что для заготовок из разных металлов, подвергнутых РКУ
прессованию, характерно формирование сложной кристаллографической структуры
(рис. 4.41). Для меди типична кристаллографическая текстура, сходная с таковой для
случая плоской холодной прокатки (рис. 4.41, а). Данная текстура характеризуется
тах = 5,99

5,00

3,82

2,92

2,24

1,71

1,31

1,00

0,76

тах = 4,11

4,00

3,17

2,52

2,00

1,59

1,26

1,00

0,79

тах - 5,93

5,00

3,82

2,92

2,24

1,71

1,31

1,00

0,76

Рис. 4.41. Полюсные фигуры различных металлов, подвергнутых РКУ прессованию:

а — Си. Поперечное сечение. Маршрут Вс. Ф = 90°, Т= 20 °С; б — XV. Поперечное сечение. Маршрут С,
Ф = 110°, Т — 1000 °С; в — Т1. Продольное горизонтальное сечение. Маршрут Вс> Ф = 90°, 4 прохода,
Г= 450 °С

повышенной ориентационной плотностью, простирающейся от ориентировки
С{ 112}< 111> через ориентировку 8{ 124}<211 > к ориентировке В{011 }<211 >.

Согласно [39], кристаллографическая текстура, формирующаяся в Си в результа-
те РКУ прессования, описывается идеальными кристаллографическими ориентиров-
ками {11 1}<1ппу> и {Ьк1}<110>, типичными для текстур простого сдвига в металлах с
ГЦК решеткой. Отличительной особенностью полюсных фигур Си после РКУ прес-
сования является асимметрия в расположении текстурных максимумов по отноше-
нию к горизонтальной оси полюсных фигур (см. рис. 4.41, а). В частности, верхний
текстурный максимум на полюсной фигуре (111) и нижний — на полюсной фигуре
(220) смещены относительно центров соответствующих полюсных фигур на угол 45°.
Данный факт, скорее всего, обусловлен наклоном плоскости сдвига, по которой осу-
ществляется деформация, на угол 45° относительно плоскости поперечного сечения
деформируемой заготовки. Увеличение степени деформации с ростом числа прохо-
дов практически не изменяет тип текстуры, формирующейся в Си при РКУ прессо-
вании. Однако при этом острота текстурных максимумов растет.

Авторы [107] проанализировали экспериментальные полюсные фигуры Си после
1-го прохода РКУ прессования при комнатной температуре в оснастках с углами пе-
ресечения каналов Ф = 90° и 120°. При анализе полученных полюсных фигур была
проведена их симметризация путем наклона плоскости полюсной фигуры относи-
тельно ее горизонтальной оси. При этом в случае угла пересечения каналов в оснаст-
ке Ф = 120° наклон производился на угол 30°, а в случае угла Ф = 90° — на 45°. Дан-
ные углы наклона соответствуют углам наклона плоскости сдвига по отношению к
поперечному сечению деформируемой заготовки.

Симметризованные полюсные фигуры могут быть охарактеризованы с помощью
идеальных ориентировок {111 }< 110>, {111 }< 112>, {112}< 110> и {001 }< 110>, идентич-
ных идеальным ориентировкам кристаллографических текстур сдвига.

Наиболее подробно вопросы текстурообразования при РКУ прессовании Си при
комнатной температуре исследовались в работах [108, 109]. При этом проводилось
сопоставление полученных экспериментальных результатов с результатами модели-
рования, выполненного в рамках теории Тейлора. При больших степенях пластичес-
кой деформации было достигнуто хорошее качественное совпадение с эксперимен-
тальными результатами для идеальных компонент текстуры. Однако моделирование
не смогло описать экспериментально наблюдаемое изменение интенсивности текс-
турных максимумов с ростом степени деформации количественно.

В работе [ПО] были проведены экспериментальные исследования и моделирова-
ние процессов текстурообразования в чистом А1, подвергнутом РКУ прессованию по
маршруту А с углами пересечения каналов 90° и 120°. Был сделан вывод о том, что
сформировавшиеся в результате РКУ прессования текстуры подобны текстурам, ха-
рактерным для деформации сдвигом [111]. При этом основными компонентами тек-
стуры, сформировавшейся в результате РКУ прессования, являются компоненты
{001}<110> и {112}<110>. Данные компоненты оказались повернутыми на угол
-15—20° относительно поперечного направления по сравнению с их положением на
полюсной фигуре (111) в случае деформации сдвигом. В результате моделирования,
проведенного в рамках классической теории Тейлора с полными ограничениями, по-
явление данного поворота было обосновано формированием сжимающих напряже-
ний в процессе РКУ прессования.

Экспериментальные исследования и моделирование процессов текстурообразо-
вания при 1-м проходе РКУ прессования А1 и ЬН проводились в работе [112]. При
этом было обнаружено, что экспериментальная полюсная фигура (111) в случае М1
характеризуется компонентами текстуры простого сдвига ГЦК металлов. Экспери-
ментальная полюсная фигура (111) в случае А1 после 1 -го прохода РКУ прессования до-
вольно похожа на соответствующую полюсную фигуру (111) №, однако менее симмет-
рична. Авторы отмечают, что данный факт может быть связан с влиянием исходной
текстуры. Результаты компьютерного моделирования соответствующих текстур в рам-
ках вязкостно-пластической самосогласованной (ВПСС) модели оказались в хорошем
качественном согласии с экспериментальными результатами. При этом количествен-
ное совпадение было достигнуто при учете парного взаимодействия между зернами.

Сложная схема течения материала в ходе РКУ прессования приводит к измене-
нию ориентации первоначальной плоскости сдвига по отношению к осям каналов
установки для РКУ прессования при увеличении числа проходов. Проведенный в ра-
боте [113] анализ показал, что существует определенная корреляция между выбором
маршрута РКУ прессования и углом между направлением удлинения зерен и про-
дольной осью прессования X. Плоскость сдвига при угле пересечения каналов, рав-
ном 90°, ориентирована под углом 45° к оси каналов. Сдвиг в ГЦК А1 происходит по
наиболее плотноупакованным плоскостям {111}. В связи с этим можно было бы ожи-
дать, что после 1-го прохода ориентация плоскостей {111} должна совпадать с плос-
костью сдвига. Однако, как отмечается в [113], ограничения, накладываемые в ре-
зультате жесткого поворота материала в зоне пересечения каналов в оснастке,
уменьшает угол со между ориентацией плоскостей {111} и осью выходного канала и
его значение находится в интервале углов 26,6—45°. Таким образом, было высказано
предположение, что увеличение числа проходов должно приводить к постепенному
монотонному уменьшению данного угла при маршруте А. Аналогичная ситуация
должна складываться при маршруте ВЛ. В ходе маршрутов Вси Сдолжно происходить
циклическое изменение угла со.

На основе анализа процессов текстурообразования с помощью указанных подхо-
дов были высказаны предположения о характере измельчения зерен при использова-
нии различных маршрутов и углов пересечения каналов в оснастке для РКУ прессо-
вания [113]. В результате указывается на то, что маршрут А неэффективен для
измельчения зерен при угле пересечения каналов в оснастке Ф = 90°, а маршрут ВА
менее эффективен, чем маршрут Вс Маршруты Вл и Вс— менее эффективны, чем
маршрут А при измельчении зерен в случае угла Ф = 120°.

В результате исследования эволюции кристаллографической текстуры при РКУ
прессовании чистого А1 было обнаружено, что первый проход приводит к сильной
преимущественной ориентации кристаллитов (рис. 4.42, а). С увеличением степени
накопленной деформации интенсивность текстурообразования падает в несколько
раз (рис. 4.42, б—г). Несмотря на высокое число эквивалентных систем скольжения в
ГЦК решетке, характер кристаллографической текстуры, получаемой в результате
РКУ прессования А1, зависит от выбранного маршрута прессования (рис. 4.42). При
этом наиболее сложным является тип текстуры, формирующийся при реализации
маршрутов Вл и Вс.

Проведенные исследования показали, что процессы текстурообразования при
РКУ прессовании различных металлов с ГЦК решеткой существенным образом от-
личаются. Так, интенсивность кристаллографических текстур в чистой Си усиливает-
ся по мере увеличения числа проходов при РКУ прессовании. В случае А1 наблюдает-
ся обратная картина. По-видимому, это связано с протеканием динамического
возврата в А1 в ходе РКУ прессования при комнатной температуре.
тах= 4,67

тах= 5,63

5,00

3.82

2,92

2,24

1.71

.1,31

Рис. 4.42. Полюсные фигуры (111) А1, подвергнутого РКУ прессованию:

а — 1-й проход; б—г — 4 прохода по маршрутам соответственно С, ВА, Вс Продольное
вертикальное сечение

1,00

0,76
В настоящее время идет накопление экспериментальных данных о характере тек-
стурообразования и изменении формы зерен и субзерен в ходе реализации различных
маршрутов и различного числа проходов при РКУ прессовании.

Характер кристаллографической текстуры, формирующейся в тугоплавких метал-
лах с ОЦК решеткой, зависит не только от схемы деформации. На него также оказы-
вает влияние повышенная температура, при которой реализуются деформационные
процессы в данных металлах. Например, установлено, что при РКУ прессовании XV
промышленной чистоты, выполненном при температуре 1000 °С, формируется мик-
роструктура со средним размером зерен менее 1 мкм [70]. Анализ полюсных фигур
исследуемого XV выявил текстурные максимумы, соответствующие идеальным ори-
ентировкам {111 }< 121 >, {001 }< 110> (рис. 4.41, б) [114], которые в общем случае нети-
пичны для ОЦК металлов [115].

Анализ кристаллографической текстуры, сформировавшейся в Т1 промышленной
чистоты в результате РКУ прессования, указывает на активизацию дислокационного
скольжения по базисным и пирамидальным системам скольжения, приводящего к
преимущественной ориентации нормалей кристаллографических плоскостей (0001)
параллельно оси цилиндрической заготовки (рис. 4.41, в) [116]. Тип и интенсивность
кристаллографической текстуры, сформировавшейся в результате РКУ прессования
Т1, практически не меняются при изменении числа проходов и маршрута РКУ прес-
сования. Очевидно, этот факт может быть объяснен ограниченным числом систем
скольжения в ГПУ металлах [117].

Как указывалось выше, экспериментальные кристаллографические текстуры,
формирующиеся в результате ИПД, интерпретируются как текстуры простого сдви-
га. Действительно, сравнение ПФ (111) двух образцов Си, подвергнутых 1-му прохо-
ду РКУ прессования с углом пересечения каналов 90° (рис. 4.43, а) и простому сдви-
гу (рис. 4.43, б), позволяет прийти к такому заключению с учетом направления
сдвига, которое в случае РКУ прессования повернуто против часовой стрелки на угол
45° по сравнению со случаем простого сдвига.

Направление
сдвига

Рис. 4.43. Экспериментальные ПФ (111) Си после 1-го прохода РКУ прессования (геометри-
ческий центр, вертикальное продольное сечение заготовки) (а) и после простого сдвига (у = 3,5)
[111] (б)
Рис. 4.44. Экспериментальные ПФ (100) Т1, подвергнутого РКУ прессованию с 8 проходами по
маршруту Вс. Т= 450...400 °С. Поперечное сечение круглой заготовки [118]

С другой стороны, более тщательные измерения преимущественной ориентации
нормалей к кристаллографическим плоскостям в разных зонах объемных заготовок,
прошедших через каналы установок для РКУ прессования, указывают на неоднород-
ность формирующейся кристаллографической текстуры. Этот факт отражает неодно-
родность течения материала при РКУ прессовании и появление отличных от сдвиго-
вых (растягивающих и сжимающих) компонент тензора напряжений в разных зонах
заготовок, подвергнутых РКУ прессованию. В результате происходит искажение ха-
рактера распределения преимущественных ориентировок по объему заготовок
(рис. 4.44) [118].

Интерпретация полученных экспериментальных кристаллографических текстур
представляет собой значительные сложности. В связи с этим в последнее время очень
большое внимание уделяется анализу процессов текстурообразования при РКУ прес-
совании методом компьютерного моделирования [например, 120].

Первые попытки моделирования процессов текстурообразования основывались
на предположении о реализации простого сдвига при РКУ прессовании. В работе
[119] с использованием ВПСС модели [111] в рамках данного приближения было
продемонстрировано, что вид сформировавшейся кристаллографической текстуры в
Си очень сильно зависит от маршрута РКУ прессования и числа проходов (рис. 4.45).
При этом моделирование проводилось для первых четырех проходов. После 1-го про-
хода текстура соответствует типичной текстуре простого сдвига с максимальной ин-
тенсивностью, равной 7. В случае маршрута А увеличение числа проходов не приво-
дит к значительным изменениям в характере и интенсивности сформировавшихся
текстурных максимумов. Маршрут С приводит к разупорядочению преимуществен-
ных ориентировок после четного числа проходов, что связано с изменением направ-
Маршрут А

Проход 2

Проход 1

Проход 3

Проход 4

Маршрут В

Рис. 4.45. Модельные ПФ (111) Си. РКУ прессование. Вертикальное продольное сечение
заготовки. Значения интенсивности на ПФ 1, 2, 4, 7, 11, 16 [119]

ления сдвига на прямо противоположное при каждом последующем проходе. В ре-
зультате формируется очень слабая текстура с максимальной интенсивностью около 2.
В случае маршрутов ВЛ и Вс вращение на 90° после каждого прохода РКУ прессова-
ния приводит к «смешанному» типу кристаллографической текстуры с растущей ин-
тенсивностью после каждого прохода, величина которой значительно выше, чем в
случае маршрутов Л и С.

Похожие результаты были получены в работе [120], однако для большего числа
проходов. Отметим, однако, что при моделировании в рамках предположения о реа-
лизации деформации простым сдвигом не учитывается история деформации и осо-
бенности течения материала, связанные с реальной геометрией оснастки и наличием
трения между заготовкой и оснасткой.

Следующим шагом в развитии моделирования процессов текстурообразования
при РКУ прессовании явились разработка аналитических моделей и попытки учесть
особенности течения материала, смоделированные с использованием метода конеч-
ных элементов (МКЭ) и вариационно-разностного метода (ВРМ).
Наиболее известными аналитическими моделями, применяемыми при моделиро-
вании кристаллографической текстуры являются модели, предложенные Л. Тотом
[121,123] и И. Бейерлейн [122, 124].

Л. Тот предложил учитывать при моделировании характер течения материала с по-
мощью аналитической функции [123], которая описывает экспериментально обнару-
женные особенности течения материала при РКУ прессовании. Параметрами функ-
ции являются только геометрические размеры оснастки, а также некий коэффициент
л, который контролирует форму линий течения. Данная модель получила название
модели линий течения. Варьируя данный коэффициент можно рассмотреть предель-
ные ситуации от случая п = 2, когда линии течения в области пересечения каналов
имеют форму дуги окружности, до случая п = соответствующего локализованной
деформации простым сдвигом в плоскости пересечения каналов.

Аналитический подход к анализу процессов текстурообразования при РКУ прес-
совании получил свое развитие в работах И. Бейерлейн и ее коллег [125, 126]. Было
обнаружено, что характер формирующейся кристаллографической текстуры зависит
от положения изучаемой области в заготовке, числа проходов, маршрута РКУ прес-
сования Си заготовки. Результаты моделирования довольно хорошо согласуются с
экспериментальными наблюдениями.

Детальную информацию о характере течения материала при РКУ прессовании
можно также получить, анализируя результаты моделирования, полученные МКЭ
[127, 128, 130, 131] или ВРМ [128].

На рис. 4.46 представлены результаты моделирования процессов текстурообразо-
вания в рамках модели Тейлора. При этом характер напряженно-деформированного
состояния рассчитывался путем 20 МКЭ моделирования течения материала [123].

Рис. 4.46. Модельные ПФ (111) Си вдоль центральной линии течения материала при
прохождении заготовкой угла пересечения каналов оснастки:

а — 77°; б — 36°; в — 21°; г — 0°; д — 18°; е - 90°; ж — положение исследуемых точек в оснастке.
Интенсивность изолиний 1 / 1,4 / 2 / 2,8 / 4 / 5,6 /8/11/16/22. НЭ — направление экструзии;
НН— направление нормали к НЭ [123]

НН

нэ
Рис. 4.47. Схема вырезки образца для исследований (а) и расположение исследуемых точек 1—7
в заготовке (б)

Результаты моделирования показывают, что формирование основных текстурных
максимумов наблюдается в зоне пересечения каналов оснастки. При этом наблюда-
ется их поворот против часовой стрелки относительно центра ПФ по мере прохожде-
ния исследуемой области через оснастку. Подобные результаты получены также при
моделировании процессов текстурообразования в рамках ВПСС модели, совмещен-
ном с результатами расчетов напряженно-деформированного состояния ВРМ в 30
приближении [120].

Экспериментальные исследования подтверждают справедливость выводов, сде-
ланных в результате компьютерного моделирования. На рис. 4.47 представлена схема
разрезки и расположение исследуемых точек в Си заготовке, имеющей квадратное
поперечное сечение и частично прошедшей через каналы установки для РКУ прессо-
вания.

В результате проведенных экспериментальных рентгеноструктурных исследова-
ний с помощью пучка диаметром всего 0,6 мм показано, что процесс формирования
преимущественных ориентировок происходит в основном в области, прилегающей к
плоскости пересечения каналов. Сформировавшиеся экспериментальные текстуры
имеют вид текстур простого сдвига. Результаты моделирования и экспериментальных
исследований находятся в хорошем согласии (рис. 4.48).

В последнее время большое внимание уделяется исследованию неоднородности
процессов текстурообразования в теле заготовок после разного числа проходов РКУ
прессования [120, 127—131].

Полученные экспериментальные результаты, так же как и результаты компьютер-
ного моделирования, указывают на изменение характера кристаллографической тек-
стуры по объему заготовки. При этом текстуры, сформировавшиеся в результате 1-го
прохода РКУ прессования в разных точках той части заготовки, которая прилегает к
внутреннему углу пересечения каналов, вполне подобны и соответствуют текстуре
простого сдвига. В центральной части заготовки формируется аналогичная, но более
интенсивная текстура. В нижней половине продольного вертикального сечения заго-
товки наблюдается усиливающийся по мере продвижения сверху вниз поворот текс-
турных максимумов относительно центра ПФ против часовой стрелки. В части заго-
12,9

9,4

6,0

3,4

0.9

Рис. 4.48. Экспериментальные / и модельные Я ПФ (111) для точек 7-7 в Си заготовке,
частично прошедшей через установку для РКУ прессования при комнатной температуре. Рас-
положение точек см. на рис. 1.47
Л/= 1 А/ = 2 Л/= 4 Л/ = 8 Л/=12 Л/=16

Рис. 4.49. Модельные ПФ (111) Си (модель Тейлора + 2Э МКЭ) для 1,2,4, 8,12 и 16 проходов

РКУ прессования по маршруту А:

а — середина заготовки; б — нижняя зона заготовки. Интенсивность 1 / 1,4 / 2 / 2,8 / 4 / 5,6 / 8 / 11 / 16 / 22

товки, прилегающей к внешнему радиусу закругления каналов, наблюдается размы-
тие кристаллографической текстуры.

В настоящее время особое внимание уделяется анализу однородности процессов
текстурообразования при РКУ прессовании в зависимости от величины трения, осо-
бенностей геометрии оснастки (радиусов закругления каналов), характера деформа-
ционного упрочнения материала и т.д. Анализ, проведенный в работе [120] путем
компьютерного моделирования кристаллографических текстур с учетом напряжен-
но-деформированного состояния, рассчитанного с использованием 30 ВРМ, пока-
зал, что как увеличение коэффициента трения, так и увеличение внешнего радиуса
закругления каналов при 1-м проходе РКУ прессования изменяет характер процессов
текстурообразования в зоне заготовки, прилегающей к внешнему углу пересечения
каналов.

Результаты исследования однородности процессов текстурообразования при
большем числе проходов после разных маршрутов РКУ прессования и в том числе с
учетом с результатов расчетов МКЭ в 20 приближении представлены в работах [126,
127]. Показано, что в случае маршрута А (рис. 4.49) текстуры в верхней и средней ча-

Рис. 4.50. Зависимость значений тек-
стурного индекса от числа проходов,
полученная из результатов моделиро-
вания по модели Тейлора совместно с
результатами расчетов МКЭ для
верхней, средней и нижней зон заго-
товки. Показатель 5 характеризует
положение исследуемой области в
поперечном сечении заготовки (5=0
соответствует верхней поверхности
заготовки, 5=1 — нижней)
/У=1

Л/=2

Л/= 4

Л/= 15

Л/=16

Рис. 4.51. Модельные ПФ (111) Си (модель Тейлора + 2В МКЭ) для 1-4, 15 и 16 проходов

РКУ прессования по маршруту С:

а — середина заготовки; б — нижняя зона заготовки. Интенсивность 1 /1,4 / 2 / 2,8 / 4 / 5,6 / 8 / 11 / 16 / 22

стях заготовки являются подобными для всех проходов РКУ прессования (рис. 4.50)
и намного сильнее развиты, чем в нижней области заготовки. Для средней области
заготовки с увеличением числа проходов наблюдаются усиление интенсивности тек-
стурных максимумов и развитие вращающейся компоненты {112}< 110>. Неоднород-
ность по толщине заготовки с увеличением числа проходов изменяется циклическим
образом, при этом общий характер неоднородности сохраняется.

При маршруте Стекстура в верхней и нижней частях заготовки является подобной
после 2 и большего числа проходов, но в то же время она отличается от текстуры в
средней области заготовки (рис. 4.51). Эта текстурная неоднородность уменьшается с
увеличением числа проходов. При четном числе проходов предпочтительно форми-
руется слабо развитая текстура, в то время как нечетное число проходов приводит к
более развитой текстуре с меньшей неоднородностью по толщине заготовки.

При маршруте Вс результаты моделирования кристаллографической текстуры
совместно с результатами моделирования МКЭ показывают цикличность формиро-
вания текстуры после 1, 4, 8 и 16 проходов (рис. 4.52). При этом интенсивность текс-
турных максимумов при моделировании выше, чем экспериментальные значения.

Анализ эволюции микроструктуры в ходе реализации различного числа проходов
по оптимальному маршруту в чистом А1 и сплавах на его основе, содержащих 1 и 3
вес.% М$, проведен в работе [132]. Было показано, что легирование приводит к необ-
ходимости увеличения числа проходов при РКУ прессовании для достижения одно-
родной равноосной структуры. По мнению авторов [132], это связано с уменьшени-
ем подвижности дислокаций и соответственно понижением скоростей возврата в
твердых растворах М$ в А1.

В работе [132] приведен также сравнительный анализ эволюции микроструктуры
в ходе реализации различного числа проходов по оптимальному маршруту в чистом
/7=1 /7 = 2 /7 = 4 /7 = 8 /7=16

Рис. 4.52. ПФ (111) Си после разного числа проходов по маршруту Вс:
а - эксперимент; б - модель Тейлора; с - модель Тейлора + 20 МКЭ.

Интенсивность 1 / 1,4 / 2 / 2.8 / 4 / 5.6 / 8 / 11/16/22

А1 и сплавах на его основе, содержащих 1 и 3 вес.% [132]. Показано, что легиро-
вание приводит к необходимости увеличения числа проходов при РКУ прессовании
для достижения однородной равноосной структуры.

4.2 ВИДЫ НАНОСТРУКТУР В МАТЕРИАЛАХ, ПОДВЕРГНУТЫХ ИПД

К настоящему времени с использованием методов ИПД получены нано-
структуры в объемных образцах из разных чистых металлов, многих сплавов и сталей
(включая интерметаллиды), а также некоторых полупроводников и композитов. Ха-
рактер формирующихся наноструктур зависит не только от вида исследуемого мате-
риала, но и от выбранного метода ИПД и режимов обработки, использованных для
получения образцов. Рассмотрим типичные наноструктуры, которые были сформи-
рованы в различных материалах с использованием прежде всего основных методов
ИПД, к которым относятся, как указывалось в п. 1.3, кручение под высоким давле-
нием и РКУ прессование.

В чистых металлах ИПД кручением обычно позволяет формировать равноосную
структуру, средний размер зерен в которой составляет около 100 нм, а РКУ прессова-
ние обеспечивает размер зерен, равный 200—300 нм. На рис. 4.53 показана типичная
микроструктура Си, подвергнутой ИПД кручением, при давлении 6 ГПа и числе обо-
ротов, равном 5, наблюдаемая в просвечивающем электронном микроскопе в светло-
польном и темнопольном изображениях, вместе с соответствующей дифракционной
картиной [133]. Видно, что интенсивная пластическая деформация приводит к фор-
мированию в Си однородной ультрамелкозернистой структуры уже при комнатной
Рис. 4.53. Структуры в Си, под-
вергнутой ИПД кручением,
наблюдаемые в электронном мик-
роскопе:

а — светлопольное изображение сов-
местно с дифракционной картиной;
б — темнопольное изображение

температуре. Многочисленные рефлексы на кольцах электронограммы указывают на
большеугловые разориентировки соседних зерен. Присутствие преимущественно
большеугловых границ в структуре металлов после ИПД кручением с числом оборо-
тов 5 и более было подтверждено также прямыми измерениями разориентировок ин-
дивидуальных границ зерен [134], и это является важной особенностью полученных
наноматериалов [133, 135—137].

На изображениях структуры Си многие границы зерен видны отчетливо, но они,
как правило, не являются прямыми, а искривлены и неровны. Вместе с тем много
также границ, изображения которых плохо определены, а дифракционный контраст
в зернах неоднороден и часто изменяется сложным путем, указывая на высокий уро-
вень внутренних напряжений и упругие искажения кристаллической решетки. Такой
сложный контраст присутствует как в зернах, содержащих решеточные дислокации,
так и в бездефектных зернах, свидетельствуя, что источниками внутренних напряже-
ний являются границы зерен.
Рис. 4.54. Электронно-микроскопические изображения и картина микродифракции образца XV,
подвергнутого кручению под высоким давлением:
а — светлопольная картина; б — темнопольная картина

Близкий вид структуры формируется в №, подвергнутом ИПД кручению при ком-
натной температуре [138]. В то же время вармко-Ее [2] иТ1 [139] был получен еще бо-
лее мелкий размер зерен — менее 100 нм, при этом увеличился и уровень искажений
многих зерен вследствие появления микродвойников и других дефектов решетки.
В этом случае контуры границ становятся настолько размытыми, что размер зерен
можно измерить только по темнопольным изображениям. Использование высоко-
разрешающей ПЭМ дало доказательства также присутствия зернограничных дисло-
каций и даже дисклинаций [140].

В результате ИПД кручением при температурах —196 °С в Рс1 была сформирована
наноструктура с размером зерен менее 100 нм, внутри которых содержатся малоугло-
вые фрагменты размером 15—20 нм [141]. Интересным представляется обнаружен-
ный в данной работе эффект влияния наводороживания на процесс измельчения.
Оказалось, что в этом случае размер зерен в Рб был заметно меньше и составил менее
20 нм.

На рис. 4.54 представлены электронно-микроскопические изображения структу-
ры труднодеформируемого и хрупкого при комнатной температуре XV (ОЦК решет-
ка), подвергнутого ИПД кручением с 5 оборотами под высоким давлением в 6 ГПа
при температуре 500 °С [114]. Анализ темнопольного изображения указывает на то,
что интенсивная пластическая деформация при указанных условиях приводит к фор-
мированию структуры со средним размером зерна примерно 100—200 нм (рис. 4.54, 6).

УМЗ структура, формирующаяся в тугоплавком труднодеформируемом Та про-
мышленной чистоты с высокой температурой плавления и ОЦК решеткой, при ИПД
кручением при комнатной температуре (р = 6 ГПа, /V = 5 оборотов), представлены на
рис. 4.55. Видно, что зерна имеют слегка удлиненную форму в направлении сдвига.
При этом по результатам анализа темнопольных изображений их средний размер со-
ставляет около 150 нм. Таким образом, несмотря на очень низкую гомологическую
температуру интенсивной пластической деформации ОЦК XV и Та (менее 0,1 Тпл), их
предельный размер зерен близок к размеру зерен ГЦК Си и МГ
Рис. 4.55. Электрон но-микроскопические светлопольное (а) и темнопольное (б) изображения
микроструктуры технически чистого Та после кручения под высоким давлением (периферийная
часть заготовки)

Как уже отмечалось ранее, РКУ прессование также позволяет сформировать в Си
и М1 равноосную ультрамелкозернистую структуру [63, 142, 143]. В Си после 12 про-
ходов по маршруту ^средний размер зерен был равен 210 нм (рис. 4.56), а распреде-
ление зерен по размерам было подобно логнормальному. Электронно-микроскопи-
ческие исследования выявили присутствие трех типов зерен. В малых зернах
(<100 нм) решеточные дислокации практически отсутствовали, в зернах среднего
размера (200-300 нм) наблюдали отдельные, хаотически расположенные дислока-
ции, а в больших зернах (400—500 нм) происходило формирование субзерен. Средняя
плотность дислокаций внутри зерен составила 5 х 1014 м-2. Вместе с тем вид структу-
ры после РКУ прессования очень сильно зависит от режимов деформирования. На-
пример, при том же количестве проходов (12) изменение маршрута прохождения за-
готовок при РКУ прессовании Си от Вск С (см. п. 1.3) приводит к формированию
принципиально другого типа микроструктуры — полосовой структуры, имеющей
много малоугловых границ (рис. 4.56, б).

Этот вопрос подробно исследовался при РКУ прессовании А1 в работах (см. также
п. 4.1) [65, 66, 132, 144], где показано, что однородность формирующейся структуры,
удлинение зерен, доля большеугловых границ зерен определяются не только степе-
нью деформации, но и в значительной степени геометрией оснастки и режимами
прессования. Необходимо также учитывать возможный саморазогрев образцов при
РКУ прессовании [145], что также оказывает существенное влияние на формирова-
ние микроструктуры. В этой связи получение массивных заготовок с однородной
мелкозернистой структурой РКУ прессованием является специальной научно-техни-
ческой задачей.

Для успешного решения данной задачи применяются различные современные
экспериментальные методы, используемые в обработке металлов давлением (напри-
мер, метод сеток и штифтов) и при аттестации структур, а также компьютерное моде-
лирование процессов, сопровождающих пластическую деформацию, на различных
масштабных уровнях. Полученные результаты позволяют определить оптимальные
Рис. 4.56. Типичная структура Си,
подвергнутой РКУ прессованию:
а — маршрут /?с(см. п. 1.3); б — марш-
рут С

условия РКУ прессования, соответствующие наиболее однородному течению дефор-
мируемого материала заготовки (макроуровень). Результаты макромоделирования
используются для расчета кристаллографических текстур в рамках той или иной тео-
рии пластической деформации (мезоуровень) и предсказания измельчения зерен с
использованием того или иного критерия их измельчения (микроуровень).

В сплавах, подвергнутых интенсивной пластической деформации, формирование
наноструктур определяется не только условиями обработки, но и исходной микро-
структурой, а также фазовым составом. В однофазных твердых растворах эволюция
структуры происходит аналогично чистым металлам, но получаемый размер зерен,
как правило, значительно меньше. Например, в закаленных А1 сплавах после ИПД
кручением средний размер зерен обычно составляет 70-80 нм [146, 147]. Добавка в
чистый А1 1—3 вес.%М§ приводит к уменьшению размера зерен в результате РКУ
прессования примерно в 3 раза [132]. В многофазных сплавах существенную роль при
измельчении структуры играют природа и морфология вторых фаз. Так, при интен-
сивной пластической деформации двухфазного сплава Хп—22%А1 наблюдали измель-
чение обеих фаз и после ИПД кручением (5 оборотов) уже при комнатной темпера-
Рис. 4.57. Двухфазная структура
сплава 2п—22%А1, подвергнутого
ИПД кручением при комнатной
температуре

туре сформировалась дуплексная наноструктура с размером зерен обеих а- и 0-фаз
менее 100 нм [148] (рис. 4.57). При наличии в исходной структуре сплава частиц вто-
рых фаз, более прочных, чем матрица, при интенсивной пластической деформации
могут происходить их дробление, а также растворение вследствие механического ле-
гирования, приводящего к образованию пересыщенного твердого раствора.

Интересным примером формирования таких метастабильных состояний является
ИПД высокоуглеродистой перлитной стали У12 [149] (см. также п. 4.1). Исследован-
ная сталь находилась в нормализованном состоянии (рис. 4.58, а), имела перлитную
структуру, а также содержала избыточный цементит. После ИПД кручением (давле-
ние р == 6 ГПа, истиннная деформация е = 7) произошло формирование чрезвычайно
дисперсной структуры с размером зерен только 20 нм (рис. 4.58, б) при полном рас-
творении цементита. Полученная наноструктура представляла собой весьма пересы-
щенный твердый раствор С в а-Ре.

Образование твердых растворов было обнаружено также при ИПД ряда сплавов
систем без взаимной растворимости: Си—50%А1 [150], А1—Ре [151], Ре—Си [152, 153],
Ре—В1 [153] и др. Сплав А1—7,5%Ре, исследованный в [151], был в литом состоянии и
имел дендритную структуру, содержащую ГЦК А1 (матрица) и моноклинную А113Ре4
фазы (рис. 4.59, а) размерами более 10 мкм. Сплав А1—16%Ре имеет дендритную
структуру еще более крупного размера (рис. 4.59, 6). После ИПД кручением в обоих
сплавах сформировалась ультрамелкозернистая структура в матрице со средним раз-
мером зерен около 100 нм (рис. 4.60).

При этом, как показала энергодисперсионная спектроскопия, А1 фаза представ-
ляла собой твердый раствор, содержащий 1,34-2,24 вес.% (0,65-1,10 ат.%) Ге [151]
(рис. 4.61). В то же время дендриты фазы А113Ре4 частично трансформировались в ок-
руглые частицы размером около микрона, а частично растворились, образуя твердый
раствор.

Метастабильные наноструктурные состояния, связанные с образованием пересы-
щенных растворов после ИПД, весьма интересны тем, что после нагрева происходит
их распад, приводящий к новым необычным свойствам материалов (см. гл. 8).
Рис. 4.58. Структура стали У12 в
исходном, нормализованном со-
стоянии (а) и после ИПД круче-
нием при комнатной температуре
(р = 6 ГПа, е = 7) (б)

Еще одной особенностью интенсивной пластической деформации в сплавах явля-
ется возможность развития двойникования. Например, после ИПД кручением в
сплаве МА8 [154] было обнаружено, наряду с сильным измельчением структуры, по-
явление большого количества микродвойников.

В интерметаллидных соединениях после интенсивной пластической деформации
наблюдали не только формирование наноструктуры, но и атомное разупорядочение
и даже аморфизацию. Подробно этот вопрос исследовался в интерметал л идах М13А1
[155, 156], Т1А1 [157] и недавно Т11Ч1 (см. п. 9.2). В 1М13А1, как показали электронно-ми-
кроскопические наблюдения, после ИПД кручением (р = 8 ГПа, е = 7) формируется
наноструктура со средним размером зерен около 30 нм (рис. 4.62), которая также со-
держит много дисперсных микродвойников толщиной всего 1—2 нм. В то же время
методом рентгеноструктурного анализа с использованием соотношения между инте-
гральными интенсивностями пиков (100) или (НО) сверхрешетки и (200) или (220)
основной решетки соответственно была оценена степень упорядочения. Эти измере-
ния показали полное разупорядочение атомной структуры в интерметаллиде 1Ч13А1
после интенсивной деформации, однако при нагреве уже при 350 °С наблюдали час-
тичное восстановление дальнего порядка (см. также п. 6.1). В интерметаллиде Т1А1 по-
Рис. 4.59. Микроструктура сплава
А1-7,5%Ге (л) и А1-16%Ге (б) в
исходном, литом состояниях (све-
товая микроскопия)

еле ИПД кручением также было достигнуто разупорядочение со степенью порядка 0,1
[157], но здесь использовали еще более высокое приложенное давление (р = 10 ГПа).

В сплавах ТПМ1 ИПД кручением приводит к полной аморфизации, а затем нано-
кристаллизации, обусловливающей формирование однородной наноструктуры. По-
следнее весьма благоприятно для повышения свойств этих перспективных материа-
лов, обладающих эффектом памяти формы (см. п. 9.2).

В полупроводниковых материалах — германии и кремнии, имеющих кристалличес-
кую решетку типа алмаза, применение метода ИПД позволило сформировать очень
дисперсную структуру (рис. 4.63) [158, 159]. При этом анализ темнопольных изобра-
жений показал, что наноструктуры в бе и 81 характеризуются нормальным распреде-
лением по размерам зерен со средним размером 24 нм и 17 нм соответственно.

Изучение электронограмм, снятых с площади 2 мкм2, выявило концентрические
кольца, состоящие из многочисленных точечных рефлексов. В то же время в Ое и 81
Число импульсов в 1 с

Рис. 4.61. Энергодисперсионные спектры для определения химического состава А1 матрицы (а)
и интерметаллидных частиц (б)

Рис. 4.60. Микроструктура сплава
А1—7,5%Ре после ИПД кручением при ком-
наткой температуре (электронная микроско-
пия) А1 фаза:

а — светлопольное изображение; 6 — темнополь-
ное изображение; в — дифракционная картина
Рис. 4.62. Светло- (а), темнопольное (б) изображения и
дифракционная картина (в), полученные для образца М13А1,
подвергнутого ИПД кручением

при интенсивной пластической деформации кручением под давлением 7 ГПа проис-
ходили полиморфные превращения. Так, в Ое наблюдали появление тетрагональной
фазы с кристаллической решеткой типа Р43212 [158], а в 81 — кубической фазы с кри-
сталлической решеткой типа 1аЗ [159].

Рис. 4.63. Микрофотография структуры 81 после ИПД:

а — светлопольное изображение и картина микродифракции; б — темнопольное изображение
Рис. 4.64. Микроструктура композита
А16061+10% А12О3 после деформации кру-
чением

Методы ИПД использовали также для формирования УМЗ структур в монолит-
ных образцах металлокерамических композитов, в которых керамические частицы
были равномерно распределены в металлической матрице [160—162]. Например, в
композитах А16061 + Ю%А12О3 [160] и А12009+15%$1С [161] интенсивная пластичес-
кая деформация кручением привела к формированию однородной структуры со
средним размером зерен матрицы около 70 нм (рис. 4.64). Однако керамические час-
тицы не изменили при деформации свою исходную форму и размеры и имели в ком-
позите А16061 + 10%А12О3 глобулярную форму и размер 0,2—5 мкм, а в композите
А12009+15%81С пластинчатую форму и размер более 10 мкм в длину и до 0,5 мкм в
поперечном сечении.

Аналогичные закономерности формирования УМЗ структур в композитах были
обнаружены и при их РКУ прессовании, но степень измельчения микроструктуры в
этом случае была заметно меньшей.

Суммируя представленные в данном и предыдущем подразделах результаты и
примеры, следует подчеркнуть, что многочисленные исследования демонстрируют
возможность получения наноструктур методами интенсивной деформации в различ-
ных металлических материалах, а также некоторых полупроводниках и композитах
как результат последовательного измельчения микроструктуры. При этом характер
формирующейся наноструктуры определяется как самими материалами (исходной
микроструктурой, фазовым составом, типом кристаллической решетки), так и усло-
виями интенсивной деформации (температура, скорость, метод деформации и т.д.).
Как правило, снижение температуры, увеличение приложенного давления, степень
легирования способствуют измельчению структуры и достижению наименьшего раз-
мера зерен. Вместе с тем получаемые ИПД наноструктуры представляют собой слож-
ное структурное состояние, которое характеризуется не только очень малым разме-
ром зерен, но и высоким уровнем напряжений и искажений кристаллической
решетки, наличием субструктуры и может варьироваться разориентировками границ,
типом кристаллографической текстуры и фазовым составом.
4.3 НАНОСТРУКТУРЫ, ПОЛУЧЕННЫЕ
КОНСОЛИДАЦИЕЙ ПОРОШКОВ МЕТОДАМИ ИПД

Как уже отмечалось в п. 1.3, интенсивная пластическая деформация может
быть также успешно использована для консолидации порошков. К настоящему вре-
мени выполнен целый ряд исследований, где с использованием ИПД были получены
массивные наноструктурные образцы с высокой плотностью [149,163 и др.]. При этом
в качестве исходных порошков использовали порошки металлов, а также их смеси с
керамикой при содержании последней не более 20 об.%. Было показано, что тип по-
лученных наноструктур существенно зависит от размера исходных порошинок, кото-
рый варьировался от нано- до микронных размеров, а также способа их получения.

Рассмотрим некоторые примеры наноструктур в массивных образцах, получен-
ных в результате консолидации порошков методами ИПД. Особое внимание будем
уделять характеристикам исходных порошков.

Ультрадисперсные порошки Бе. В работе [170] порошок Ре получали методом элек-
трического взрыва проволоки в вакууме [172]. Он представлял собой ультрадисперс-
ные сферические частицы диаметром 0,05—0,1 мкм. В результате контакта с атмосфе-
рой происходило окисление поверхности порошинок. При этом, согласно
результатам РСА [170], объемная доля РеО и Ре3О4 в поверхностном слое составила
18%. Консолидация порошков была проведена ИПД кручением при комнатной тем-
пературе (р = 7 ГПа, ^= 5). На рис. 4.65, а показана типичная электронно-микроско-
пическая структура полученного образца. Отсутствие видимых пор указывает на его
высокую плотность. Структура чрезвычайно дисперсна, что было подтверждено тем-
нопольными электронно-микроскопическими исследованиями. Границы зерен не-
совершенны и насыщены дефектами, причем отдельные дислокации наблюдать не
удается. Очевидно, что плотность дислокаций в границах зерен значительно выше,
чем в теле зерен.

В структуре не наблюдали фрагментов окисной пленки. Тем не менее вполне ве-
роятно, что они не видны из-за большого количества дефектов в структуре. Дифрак-

Рис. 4.65. Электронно-микроскопическая структура (а) и дифракционная картина (б)
нанокристаллического Ее, полученного консолидацией ИПД частично окисленного порошка Ее

б
ционная картина, полученная с участка размером 0,5 мкм2 (рис. 4.65, 6), представля-
ет собой размытые концентрические окружности. Это свидетельствует о большеугло-
вых разориентировках в сильнодеформированной структуре и значительных внут-
ренних напряжениях. Рефлексы на окружностях связаны с дифракцией на
кристаллической решетке Ре.

Методом РСА установлено, что фазовый состав сконсолидированного массивно-
го образца и исходного порошка различаются. Уменьшение интенсивности пиков,
соответствующих Ре3О4 и РеО, так же как и увеличение параметра решетки Ре от
2,860 А до 2,865 А, свидетельствуют о частичном растворении окислов. Микротвер-
дость полученного образца Ре чрезвычайно высока (4500 МПа). Эти и многие другие
результаты [149, 170] показывают, что во время консолидации ИПД может происхо-
дить полное или частичное растворение частиц второй фазы. В результате формиру-
ется пересыщенный твердый раствор, что приводит к очень высокой твердости.

В работе [153] методом РСА исследовано влияние степени ИПД кручением на
формирование твердого раствора в несмешиваемых системах Ре—Си и Ре—В1 при
консолидации интенсивной деформацией порошков Ре, Си и В1. Исследование фазо-
вого состояния и параметров решетки позволило установить, что при логарифмичес-
ких степенях ИПД вплоть до 6,4 в сплаве Ре—20 ат.%Си формируется смесь двух не-
равновесных неоднородных твердых растворов на основе ОЦК Ре и ГЦК Си.
Методом просвечивающей электронной микроскопии установлено, что распределе-
ние зерен по размерам носит бимодальный характер с максимумами, соответствую-
щими 15 нм и 40 нм. Увеличение степени ИПД до значения 7,2 в данном сплаве при-
вело к формированию пересыщенного неоднородного твердого раствора Си в Ре с
одномодальным распределением зерен по размерам. Средний размер зерен составил
10 нм.

Металлические и керамические порошки. В работе [171] исследовано формирова-
ние наноструктур при консолидации порошков 141 и керамики. Порошок 141 (99,85%)
получали методом газовой атомизации (размер порошинок 6 мкм), а аморфный на-
нопорошок $Ю2 со средним размером частиц 4,4 нм методом испарения—конденса-
ции [173]. Для удаления поглощенных паров воды перед консолидацией порошок от-
жигали при 150 °С в течение 30 мин.

На рис. 4.66, а представлено электронно-микроскопическое светлопольное изоб-
ражение структуры образца 141—3 об.%$Ю2, сконсолидированного ИПД кручением
из смеси этих порошков. Для данной структуры характерен средний размер зерен ма-
трицы около 100 нм (рис. 4.66, б). Границы зерен часто плохо определены и искрив-
лены подобно тому, что наблюдалось в 141 и Ре после ИПД [170, 174]. Сложный ди-
фракционный контраст в зернах отражает присутствие высоких внутренних
напряжений в исследуемой структуре.

Типичная картина электронной дифракции, полученная с участка диаметром
0,7 мкм (рис. 4.67), представляет собой большое количество рефлексов от 141 матри-
цы и частиц 81О2. Эти рефлексы распределены по окружностям, и их расположение
свидетельствует о существовании большеугловых границ между зернами 141, имею-
щими размер 100 нм. Из темнопольного изображения (рис. 4.67, б) следует, что сред-
ний размер частиц $Ю2 не превышает 10 нм.

Аналогичную структуру наблюдали после ИПД консолидации Си и А1 порошков
с керамическими частицами в работах [166—168]. Было показано, что сконсолидиро-
Рис. 4.66. Светло- (а) и темнопольные
(б) изображения наноструктуры ком-
позита М-З об.% 81О2, полученного
консолидацией ИПД

Рис. 4.67. Дифракционная картина (а) и темнопольное изображение частиц 8Ю2 (б) в структу-
ре М-3 об.% 81О2

6 Валиев Р. 3., И. В. Александров
б

Рис. 4.68. Тйпичные электронно-микро-
скопические фотографии структуры об-
разца Си—50%А§, полученного ИПД
консолидацией порошка после шарового
размола:

а, в — соответственно светло- и темнополь-
ное изображения; б — дифракционная кар-
тина

ванные ИПД нанокомпозиты на основе исходных наночастиц Си (50-70 нм) и А1
(50—60 нм) имеют размер зерен матрицы соответственно 20 нм и 25 нм при исполь-
зовании давления 8 ГПа, а на основе исходных микронных порошков Си (20 мкм) и
А1 (50 мкм) — размер зерен 150—300 нм при давлении 1,5 ГПа и 60 нм при давле-
нии 6 ГПа.

Наноструктурные порошки после шарового размола. Шаровой размол является ши-
роко известным методом получения наноструктур в порошковых материалах. Одна-
ко до сих пор не решенной является проблема компактирования таких наноструктур-
ных порошков с достижением полной плотности вследствие их высокой твердости и
низкой термостабильности [163]. В этой связи большой интерес представляет успеш-
Рис. 4.69. Рентгенограмма сплава
Си—А§, полученного консолидаци-
ей ИПД, после отжига при различ-
ных температурах. Пики, отмечен-
ные звездочкой (*), являются
артефактами, вызванными ди-
фракцией от подложки

ная ИПД консолидация порошков ряда чистых металлов и сплавов, подвергнутых
шаровому размолу [163—165, 169].

В работе [165] исследовали сплав Си—50%Аё, подвергнутый измельчению в шаро-
вой мельнице с последующей консолидацией ИПД кручением. Была достигнута пол-
ная плотность образцов, но на светлопольных электронно-микроскопических изоб-
ражениях (рис. 4.68, а) не было выявлено никакой зеренной структуры.
Наблюдаемый контраст подобен тому, что характерен для аморфной структуры. На
дифракционной картине (рис. 4.68, б) видно широкое интенсивное дифракционное
кольцо, отражающее формирование сильноискаженной кристаллической решетки и
ультрадисперсной структуры. Последняя была выявлена только на темнопольном
изображении (рис. 4.68, в), где видны фрагменты структуры со средним размером 15 нм.

Наличие широкого пика, расположенного между пиками (111) Си и (111) Аё на
рентгенограмме (рис. 4.69) вблизи угла 20 = 41°, и исчезновение пиков кристалличе-
ских фаз а-Си и а-Аё свидетельствуют о формировании твердого раствора, а значи-
тельное уширение основного пика и отсутствие пиков более высокого порядка отра-
жения указывают на сильные искажения кристаллической решетки твердого
раствора. При этом следует иметь в виду, что в обычном состоянии Си и Аё практиче-
ски нерастворимы друг в друге при комнатной температуре. В то же время РСА ука-
зывает на распад твердого раствора на Си- и Аё-фазу при нагреве до температур слег-
ка ниже 200 °С [165].

В другой работе [169] ПЭМ исследования показали, что для порошка № с исход-
ным размером около 1 мкм после размола в течение 3 ч в охлаждаемой каждые 15 мин
жидким азотом шаровой мельнице характерна структура, состоящая из индивидуаль-
ных частиц, примерно равных 20 нм (рис. 4.70, а), а также порошинок большого раз-
мера (рис. 4.70, б). Образование отдельных наночастиц произошло, очевидно, в ре-
зультате разрушения частиц большого размера во время измельчения при низкой
температуре.

Типичная микроструктура сконсолидированного ИПД кручением образца состо-
ит из равноосных зерен со средним размером около 20 нм (рис. 4.70, в). Дифракци-
онная картина (рис. 4.70, г), полученная с участка фольги диаметром 0,5 мкм, пред-
ставляет собой множество рефлексов, располагающихся на концентрических
в

Рис. 4.70. Электронно-микроскопические изображения структуры

а — наночастицы измельченного в шаровой мельнице порошка; б — частица порошка большого
размера, внутри которой видны зерна нанометрического размера; в — наноструктура в образце,
сконсолидированном ИПД кручением; г —дифракционная картина от образца, сконсолидированного
ИПД кручением

окружностях. Азимутальное размытие рефлексов указывает на наличие в зернах
очень высоких упругих напряжений.

Исследования методом электронной микроскопии не выявили никакой пористо-
сти. Отсюда можно заключить, что ЬИ, полученный консолидацией порошка ИПД
кручением, обладает плотностью массивного образца. Вместе с тем внутри зерен не
наблюдали внутризеренных дислокаций. Полосчатый контраст, типичный для на-
клонных границ зерен в крупнокристаллических металлах, отсутствовал в исследуе-
Рис. 4.71. Рентгенограммы №:
а — исходный порошок; б — по-
рошок после шарового размола;
в — сконсолидированный обра-
зец

мом сконсолидированном образце что указывало на неравновесное состояние
границ зерен.

Как показано в [169], рентгенограммы массивного образца №, полученного кон-
солидацией методом ИПД измельченного в шаровой мельнице порошка, характери-
зуются уменьшением относительной максимальной интенсивности рентгеновского
пика (200) в сравнении с соответствующей интенсивностью рентгеновского пика
(111) в такой последовательности: исходный порошок (~0,5) —> порошок, измельчен-
ный в шаровой мельнице, (~0,3) массивный наноструктурный образец №, полу-
ченный консолидацией порошка ИПД, (~0,1) (рис. 4.71). При этом стандартное зна-
чение для хаотической ориентации зерен равно 0,42.

Другой интересной особенностью является значительное уширение рентгенов-
ских пиков в данных образцах. Значения полуширины рентгеновских пиков для
сконсолидированного образца № выше, чем для исходного порошка. Это, в первую
очередь, обусловлено увеличением упругих микроискажений кристаллической ре-
шетки в процессе консолидации порошка, а не измельчением зерен. Уменьшение по-
луширины рентгеновских пиков при низкотемпературном отжиге сконсолидировдн-
ного образца ЬИ, когда размер зерна все еще остается неизменным, подтвердило этот
факт. С другой стороны, наблюдаемое различное уширение рентгеновских пиков мо-
жет быть связано с развитием разной дефектной структуры в зернах, принадлежащих
различным текстурным компонентам, а также формированием кристаллографичес-
кой текстуры.
Рис. 4.72. Рентгенограммы Си:

а - исходный порошок; б — порошок, измельченный в шаровой мельнице в течение 100 ч;
в — массивный образец, сконсолидированный ИПД, из порошка, измельченного в шаровой мельнице
в течение 100 ч

Близкие результаты были получены при исследовании Си, полученной ИПД кон-
солидацией порошков после шарового размола [168]. Было показано, что рентгено-
грамма порошка Си, подвергнутого измельчению в шаровой мельнице в течение 100 ч,
представляет собой набор характерных для исходного Си порошка рентгеновских пи-
ков (рис. 4.72, а, б). В то же время относительная интенсивность рентгеновских пи-
ков существенно отличается (табл. 4.6). Обращает на себя внимание существенное
уменьшение относительной максимальной интенсивности всех рентгеновских пиков
по сравнению с рентгеновским пиком (111). Все пики на рентгенограммах порошка
Си, измельченного в шаровой мельнице в течение 100 ч (см. рис. 4.72, б), и массивно-
го образца Си, сконсолидированного из этого порошка ИПД кручением под высоким
давлением (рис. 4.72, в), характеризуются значительным уширением.

Результаты анализа показывают, что усредненная форма профиля рентгеновских
пиков на рентгенограммах исходного порошка Си и порошка Си, подвергнутого из-
Таблица 4.6. Относительные максимальные интенсивности, %, рентгеновских пиков
в исследуемой Си

Состояние материала (111) (200) (220) (311) (222) (400) (331)
Табличные значения 100 46 20 17 5 3 9
Исходной порошок Си 100 34 17 14 7 4 8
Порошок Си, измельченный в шаровой мельнице (100 ч) 100 31 21 17 8 — 9
Сконсолидированный ИПД образец Си 100 5 5 4 4 — 2

мельчению в шаровой мельнице в течение 100 ч, в обоих случаях описывается пре-
имущественно функцией Лоренца, доля которой равна 82% и 80% соответственно,
т.е. практически не меняется. Консолидация ИПД кручением порошка Си, измель-
ченного в шаровой мельнице в течение 100 ч, приводит к росту доли лоренцевой ком-
поненты в форме профилей рентгеновских пиков до 87%.

В результате консолидации размер зерен-кристаллитов практически не меняется,
хотя уровень микроискажений в направлении <111> несколько падает (табл. 4.7)
[168]. Следует отметить, что в силу сильного ослабления интенсивности рентгенов-
ских пиков (200) и (400) в результате ИПД кручением определить размер зерен и ве-
личину микроискажений кристаллической решетки в направлении <200> не пред-
ставилось возможным.

Консолидация ИПД измельченного порошка привела к некоторому изменению
среднего параметра кристаллической решетки (табл. 4.8).

По данным, полученным от рентгеновских пиков (111) и (222), величина парамет-
ра Дебая—Уоллера в порошке, измельчавшемся в течение 100 ч, равна (0,66 ± 0,06) А2,
а после консолидации ИПД — (1,31 ± 0,05) А2. Последний результат близок к данным
для Си, полученной ИПД массивных заготовок, где усредненная величина параметра
Дебая—Уоллера при комнатной температуре оказалась равной (1,04 ± 0,05) А2 и
(1,29 ± 0,06) А2 в образцах, полученных кручением под высоким давлением и РКУ
прессованием, соответственно [12].

Таблица 4.7. Размер зерен и упругие микроискажения в Си, измельченной в шаровой
мельнице и сконсолидированной ИПД кручением

Параметры структуры Время измельчения, ч
0 100 100 + ИПД
Д нм <111> <200> 147 ± 15 98 ±9 13 + 2 8± 1 14 ±2
<е2>1/2, хЮ"4 <111> <200> 6±2 9±3 66 ±8 122 ± 15 27 ±5
Таблица 4.8. Параметр решетки Си, измельченной в шаровой мельнице
и сконсолидированной ИПД кручением

Время измельчения, ч 0 100 100 + ИПД
Параметр решетки, А 3,6152 ± 0,0006 3,6156 ± 0,0009 3,6171 ±0,0008

Анализ рентгенограмм (см. рис. 4.72 и табл. 4.8) показывает, что консолидация
ИПД порошка Си, так же как и в рассмотренном выше случае №, приводит к росту
отношения максимальных интенсивностей рентгеновских пиков (111) и (200), что
можно объяснить различным уширением, влиянием кристаллографической тексту-
ры, различной формой профиля рентгеновских пиков.

Полученные результаты свидетельствуют, что в целом наноструктурные состоя-
ния Си и М1, полученные консолидацией порошков ИПД кручением, имеют ряд вы-
раженных особенностей. На рентгенограммах, соответствующих данным состояни-
ям. наблюдается лишь один интенсивный рентгеновский пик (111). Среди
рассмотренных выше случаев наноструктура, полученная консолидацией порошка
ИПД, характеризуется минимальным средним размером зерен, максимальными ми-
кроискажениями кристаллической решетки, максимальным значением параметра
Дебая-Уоллера. Данное состояние приближается к нано-псевдоаморфному состоя-
нию, модель которого будет рассмотрена в п. 5.2.

Таким образом, представленные выше результаты свидетельствуют о том, что за
счет консолидации порошков (металлических или в смеси с керамикой) ИПД круче-
нием можно получать массивные образцы с нанокристаллической структурой и
плотностью, близкой к 100%. Получаемый средний размер зерен (50-80 нм) значи-
тельно меньше, чем в случае ИПД монолитных образцов. ИПД консолидация может
быть также использована для компактирования порошков, подвергнутых шаровому
размолу. В этом случае образцы имеют наиболее малый размер зерен (б/~ 15^-20 нм) и
их кристаллическая решетка весьма искажена, что характерно для нано-псевдо-
аморфного состояния (см. гл. 5).

4.4 НАНОКРИСТАЛЛИЗАЦИЯ АМОРФНЫХ СПЛАВОВ

Аморфные сплавы обычно получают в виде тонких порошков и лент быст-
рой закалкой из расплава [175], и для приготовления объемных образцов требуется их
консолидация. Используя отжиги аморфных сплавов при определенных режимах,
может быть получена и нанокристаллическая структура. Однако в большинстве слу-
чаев кинетика кристаллизации аморфных быстрозакаленных сплавов (БЗС) такова,
что нагревами не удается получить однородную наноструктуру, поскольку отдельные
зерна при отжиге сразу вырастают до микронных размеров [176]. Вместе с тем было
обнаружено, что в аморфных быстрозакаленных сплавах при различных деформаци-
онных воздействиях — интенсивном размоле [177], деформации прокаткой [178] или
растяжением [179] может происходить формирование в аморфной матрице первых
нанокристаллов уже при комнатной температуре. При этом при растяжении или про-
катке нанокристаллы формируются в полосах сдвига в узких локальных областях
[178, 179].
Как показали недавние исследования, используя ИПД, можно успешно консоли-
дировать порошки и ленты в объемные наноструктурные образцы [180], при этом ва-
рьируя кинетику кристаллизации аморфных сплавов при последующем отжиге [181,
182]. В работе [181] этот подход был впервые использован для получения объемных
нанокристаллических материалов из двух аморфных сплавов: сплава Т1—№—Си, об-
ладающего эффектом памяти формы, и сплава Мб—Ре—В, являющегося известным
магнитотвердым материалом.

В аморфном состоянии сплавы Т150Ы125Си25 и Ш^Ре^Вб (состав, эквивалентный
составу основной фазы Ыс^Ре^В) были приготовлены быстрой закалкой расплава со
скоростью охлаждения 106 К/с. ИПД кручением проводилось при комнатной темпе-
ратуре, давлении 6 ГПа и 6 оборотах наковален.

По данным ПЭМ и РСА, исходный БЗС Т150М125Си25 имеет аморфную структуру
(рис. 4.73, а и 4.74, а). Проведенные по различным режимам отжиги исходного быс-
трозакаленного сплава не позволили получить однородную наноструктуру. Отжиг
при 350 °С еще не приводит к кристаллизации. При повышении температуры отжига
аморфная фаза кристаллизуется с образованием в аморфной матрице отдельных
крупных зерен округлой формы — сферолитов (рис. 4.73, б), которые быстро растут до
нескольких микрон [181, 182]. В результате при завершении кристаллизации БЗС
^50^^25^и25 имеет сильно неоднородную структуру с образованием отдельных зерен
размером более 1 мкм (рис. 4.73, в) [181, 182]. Аналогичный вывод о неоднородной
кристаллизации БЗС 'П50М125Си25 был сделан в [176].

Рис. 4.73. ПЭМ изображения и картина мик-
родифракции БЗС Т150№25Си25:

а — исходное аморфное состояние; б — после от-
жига при 400 °С 10 мин; в — после отжига при
450 °С 10 мин
Рис. 4.74. Рентгенограммы БЗС Т150ГЧ125Си25:

а — до деформации: исходный (7); отжиг 300 °С, 5 мин (2); отжиг 550 °С (5); б — после ИПД: исходный
(7); отжиг 300 °С, 5 мин (2); отжиг 450 °С (2)

В БЗС, подвергнутом ИПД, в аморфной фазе наблюдаются очень мелкие нано-
кристаллы размером 2—3 нм (рис. 4.75, а). Это является результатом динамической
кристаллизации аморфного сплава уже при деформации при комнатной температу-
ре. Отметим, что данная температура почти на 400 °С ниже температуры кристалли-
зации исходного БЗС. Как указано выше, ранее ускоренную нанокристаллизацию
при деформации аморфных А1 сплавов уже наблюдали в [178], но только в зонах ло-
кализованного сдвига. Отжиг в течение 10 мин при 350 °С подвергнутых ИПД об-
разцов приводит к формированию наноструктуры со средним размером зерен око-
ло 50 нм (рис. 4.75, б), а отжиг в течение 10 мин при 450 °С — к формированию
однородной УМЗ структуры с размером зерен 200 нм (рис. 4.75, в). Таким образом,
используя ИПД с отжигами, удалось получить однородную УМЗ структуру в рассма-
триваемом сплаве.

БЗС Т150№25Си25 при комнатной температуре после кристаллизационного отжига
находится в мартенситной фазе В19, о чем свидетельствуют рентгенограммы (см. рис.
4.74, а), картины электронной микродифракции и наблюдение пакетной субмикро-
структуры мартенситных кристаллов внутри зерен на ПЭМ — фотографиях (см. рис.
4.74, в) [183]. В то же время в образце Т150М125Си25, подвергнутом ИПД и отжигу при
450 °С, основной кристаллической фазой при комнатной температуре является аус-
тенитная В2 фаза (рис. 4.74, б) [183], что указывает на подавление мартенситного пре-
вращения в УМЗ структуре. Дальнейшее увеличение длительности и температуры от-
жига приводит к росту зерен и повышению температуры мартенситного перехода
В2 —> В19 выше комнатной, и сплав после отжигов снова оказывается мартенситным.

Наблюдаемая картина изменения фазового состава в сплаве согласуется с резуль-
татами, известными в литературе. Так, в обычном поли кристаллическом сплаве
Т150М125Си25 мартенситное превращение В2 —> В19 происходит при температуре око-
Рис. 4.75. ПЭМ микроструктуры БЗС
Т150^25^и25’ подвергнутого ИПД
(темное поле):

а — после ИПД; б — ИПД и отжиг 350 °С,
10 мин; в — ИПД и отжиг 450 °С

ло 70 °С [184], поэтому при комнатной температуре сплав находится в мартенситном
состоянии. Исследования на бинарных сплавах Т1К1 показали [185], что формирова-
ние наноструктуры приводит к снижению температуры мартенситных превращений,
и существуют некие критические средние размеры нанозерен, при достижении кото-
рых подавляются мартенситные превращения в низкотемпературные фазы В19, В19'
[185]. Например, в сплаве Т149 4К150 6 с размером зерна менее 50 нм мартенситное пре-
вращение в фазу В19' не происходит даже при охлаждении до —196 °С [185]. Недефор-
мированный БЗС Т150Ы125Си25 при отжиге кристаллизуется с формированием отно-
сительно крупного зерна, и при комнатной температуре он оказывается в
мартенситном состоянии.

Микротвердость образцов, полученных ИПД кручением БЗС Т150К125Си25, дости-
гает 5500 МПа, и нагрев до 350 °С не приводит к ее снижению [184]. Получение этих
высоких значений твердости указывает на повышенные прочностные свойства мате-
риала в наноструктурном состоянии и позволяет ожидать повышения параметров
эффекта памяти формы.

Быстрозакаленный сплав Кд12Ре82В6, по данным ПЭМ, ТМА и РСА, имеет также
в основном аморфную структуру (рис. 4.76, а) [180, 181]. Отжиг аморфного сплава
при температуре 600 °С приводит к кристаллизации основной магнитотвердой фазы
Ыс12Ре14В со средним размером зерна около 40 нм (рис. 4.76, б). Вместе с тем воздей-
ствие ИПД уже при комнатной температуре ведет к появлению в аморфной матрице
зерен фазы а-Ре размером около 10 нм (рис. 4.77, а). Объем этой закристаллизован-
ной фазы составляет до 30%, о чем свидетельствуют данные термомагнитного анали-
за [180]. Следует отметить, что поданным [186—189] при действии ИПД кручением на
крупнозернистые сплавы системы Кд—Ре—В происходит распад основной фазы
Рис. 4.76. Микроструктура БЗС 1Ч(!]2Ее82В6:

а — исходное состояние; б — отжиг 600 °С, 10 мин

Мф>Ре14В на композит из аморфной фазы и нанокристаллов ос-Ре размером около
10 нм (рис. 4.77, б), т.е. формируется структура, близкая к структуре БЗС №—Ре—В,
подвергнутого ИПД. После отжига при 600 °С фаза Кк12Ре|4В в стехиометрическом
сплаве восстанавливается почти полностью, причем размер зерен не превышает
50 нм (рис. 4.77, в).

В табл. 4.9 представлены магнитные гистерезисные свойства быстрозакаленного
сплава Мс112Ре82В6 до и после ИПД с отжигом, и для сравнения также приведены
свойства подвергнутого ИПД и отжигу литого крупнозернистого сплава Ыс112Ре82В6
[180]. Как видно из данных табл. 4.9, после ИПД и отжига БЗС Мо12Ре82В6 имеет на-

Рис. 4.77. Микроструктура сплава
ГЧ(112Ге82В6, темнопольный снимок в
рефлексах ос-Ге БЗС после ИПД (а);
БЗС после ИПД отжиг 600 °С 10 мин
(6), подвергнутого ИПД крупнозер-
нистого сплава Ж12Ге82В6 (в)
Таблица 4.9. Коэрцитивная сила Нс и удельная остаточная намагниченность ог
сплава Ш12Ге82В6 в различных состояниях (отжиг при 600 °С, 10 мин)

Состояние сплава Нс, кА/м аг, Ам2/кг
БЗС + отжиг 336 72
БЗС + ИПД + отжиг 528 86,5
Крупнозернистый + ИПД + отжиг 369 87

иболее высокие значения коэрцитивной силы Нс и остаточной удельной намагничен-
ности ог по сравнению с соответствующими значениями отожженного исходного
БЗС [180] и отожженного после ИПД крупнозернистого сплава.

Как известно, коэрцитивная сила нанокристаллических сплавов 1Чс1—Ре—В, полу-
ченных отжигом из аморфного состояния, зависит как от размера зерен фазы
1Чс12Ге14В, так и от конкретного фазового состава сплавов. Сплавы системы Ыс1—Ее—В
стехиометрического и достехиометрического составов имеют наиболее высокие зна-
чения коэрцитивной силы Нс и остаточной удельной намагниченности <5Г при фор-
мировании микроструктуры с размером зерна фазы 1Чс!2Ге14В около 50 нм, а фазы а-
Ре с размером зерна около 20 нм [190]. Данные размеры близки к удвоенной толщине
доменной границы соответствующих фаз — толщина доменной границы 8 в фазе
а-Ре ~ 15 нм, фазе Мд2Ре14В — 5,2 нм [175]. В этом случае становится эффективным
межзеренное обменное взаимодействие, подавляющее размагничивающее действие
фазы а-Ре и увеличивающее значение <зг [190]. Таким образом, меньшие размеры зе-
рен фазы Нб2Ре14В, достигаемые ИПД и отжигом, по-видимому, обеспечивают более
высокие значения Нс и Кроме того, как показали исследования [191], в отожжен-
ных БЗС Ш-Ре-В могут присутствовать остатки аморфной фазы, а также появлять-
ся новые неравновесные магнитомягкие фазы, такие как 1Чс1Ре7 переменного состава
и Мс12Ре23В3, ранее выявленные в [192, 193]. Данные фазы снижают коэрцитивную
силу магнитов. Тот факт, что в БЗС, подвергнутом ИПД и отжигу, даже при большем
размере зерен коэрцитивная сила достигает высоких значений, свидетельствует о
том, что возникновение неблагоприятных магнитомягких фаз в этом случае подавля-
ется, но это предположение требует дополнительных экспериментальных свиде-
тельств. В то же время повышенные значения образцов БЗС и крупнозернистого
сплава, подвергнутых ИПД и отжигу, по сравнению с отожженным БСЗ без предва-
рительной деформации могут быть объяснены формированием текстуры в плоскости
образца, наводимой ИПД и отжигом, как это было обнаружено в [188, 189].

Таким образом, проведенные исследования показывают, что интенсивная пласти-
ческая деформация аморфных быстрозакаленных сплавов И—141—Си и Ш—Ге—В
контролирует кинетику их кристаллизации. Вместе с тем ИПД нанокристаллизация
БЗС Т1—141—Си и Кб—Ее—В имеет некоторые различия, связанные с тем, что в случае
аморфного сплава ТьМ-Си после ИПД по механизму полиморфной кристаллизации
образуются нанокристаллы фазы В2, имеющей такой же химический состав, как и
аморфная матрица. В то же время в случае сплава Кд—Ее—В происходит первичная
нанокристаллизация фазы а-Ге, а в аморфной фазе повышается концентрация ато-
мов Ыд. Образование нанокристаллов а-Ее в аморфном сплаве Т4с1—Ее—В требует ло-
кального перераспределения элементов. Возможные механизмы локального перерас-
пределения элементов в сплавах при деформации были описаны, в частности, в ра-
боте [193]. По-видимому, в аморфном сплаве Мб-Ре-В при деформации происходит
формирование кластеров с повышенной концентрацией атомов Ре, которые и явля-
ются центрами нанокристаллизации фазы ос-Ре. Аналогично развивается нанокрис-
таллизация при деформации аморфных быстрозакаленных сплавов на основе А1, в
которых образуются нанокристаллы А1, а окружающая аморфная матрица обогаща-
ется легирующими элементами [178, 179].

Как уже было указано выше, деформация растяжением или прокаткой при ком-
натной температуре приводит к нанокристаллизации аморфных сплавов в узких зо-
нах вдоль полос сдвига или зонах разрушения [178, 179]. После ИПД нанокристаллы
равномерно образуются во всем объеме образца [181]. Причиной такой кристаллиза-
ции при ИПД не является деформационный разогрев материала, поскольку комнат-
ная температура, при которой осуществляется ИПД кручением, на сотни градусов
ниже температур кристаллизации этих сплавов при отжиге.

Авторами [178] высказано предположение о том, что ускоренная деформацией на-
нокристаллизация — результат увеличения свободного объема аморфной фазы при
деформации и соответственно — повышения мобильности атомов. Это предположе-
ние согласуется с данными работы [194], где показано, что при деформации свобод-
ный объем в аморфном сплаве на основе 7г увеличился на 37%.

Применение ИПД позволяет ввести в аморфный материал значительно большую
деформацию, чем, например, обычная прокатка или растяжение, поэтому трансфор-
мация структуры в этом случае происходит однородно во всем объеме деформируе-
мого материала. Еще одно преимущество ИПД введенной нанокристаллизации —
возможность получения очень мелкого зерна в структуре (часто менее 10—20 нм), что
обычно невозможно достичь при отжиге недеформированного сплава [195].

Формирование однородной НК структуры при отжиге аморфных БЗС, предвари-
тельно подвергнутых ИПД, можно объяснить следующим образом. Известно, что ве-
личина зерна /), формирующегося при кристаллизации в результате нагрева, опреде-
ляется числом зародышей кристаллизации и скоростью роста зерна. При этом
7) ~ Проста/4,3- (здесь Проста “ ск°Р°сть роста зерен; ч.з. — число зародышей) [ 196]. ИПД
приводит к формированию в аморфном материале большого числа мелких, однород-
но распределенных нанокластеров. Эти нанокластеры служат центрами последую-
щей кристаллизации при нагревах, что приводит к формированию при отжиге более
однородной и мелкой наноструктуры и, соответственно, к повышению таких важных
свойств, как прочность или коэрцитивная сила. Таким образом, ИПД может приво-
дить к формированию более однородной структуры и повышенным свойствам при
отжиге.

Итак, ИПД, изменяя кинетику кристаллизации БЗС при отжиге, позволяет фор-
мировать однородную наноструктуру и, как результат, достигать наиболее высоких
свойств.
Список используемой литературы

1. Смирнова Н.А., Левит В.И., Пилюгин В.И. и др. // ФММ. 1986, Т. 61. С. 1170.

2. УаПеу К.Х., 1уап18епко Уи.У., ВаисИ Е.Е., Ваис1е1е1 В. // Ас(а Ма1ег., 1996. V. 44.

Р. 4705.

3. А1ехапс1гоу ГУ., ИиЬгаута А.А., К1т Н.8. // ЭеГес! апд ПШизюп Еогит, 2002.
V. 208-209. Р. 229.

4. Александров И.В., Дубравина А.А., Жилина М.В. Исследование процессов текс-
турообразования, протекающих в меди под действием интенсивной пластиче-
ской деформации // Металлы, 2005. № 6. С. 3—13.

5. М1уато1о Н., ЕгЬ V., Коуата Т. е! а1. // РЫ1. Ма§. ЬеПегз, 2004. V. 84. № 4. Р. 235.

6. 8е&а1 У.М. Ц Ма1ег. 8с1. Еп§., 2002. V. А 338. Р. 331.

7. НеЬезЬег^ег Т., 81й\уе Н.Р., УогИаиегА. е1 а1. // АсГа Магег., 2005. V. 53. Р. 393.

8. Полухин П.И., Горелик С. С., Воронцов В.К. Физические основы пластической

деформации. — М.: Металлургия, 1982. 584 с.

9. ХеИеПхшег МД., 8Ш\уе Н.Р., УогИаиегА. е! а1. //Абуап. Еп§т. Ма!ег., 2003. V. 5.
№ 5. Р. 330.

10. 8аиуа$е X., \Уе18сИег Е., Рагере Р. // Ас1а Ма!ег., 2005. V. 53. № 7. Р. 2127.

11. ХИИуаеуА.Р., ИипДатоуа О.У., К1т В.-К. е! а1. // Ас1а Ма!ег., 2003. V. 51. Р. 753.

12. ХИап% К., А1ехапдгоу ГУ., Ьи К., УаПеу В. 7. Ц 1. Арр1. РЬуз., 1996. V. 80(10).

Р. 5617.

13. ХИап% К., А1ехапс1гоу ГУ., КИтатеЮу А.В. е! а1. // 3. РЬуз. В.: Арр1. РЬуз., 1997.
V. 30. Р. 3008.

14. 7Иап% К., А1ехапс1гоу Г У., Ей К. // Капо81гис1:игес1 Ма1епа1з, 1997. V. 9. Р. 347.

15. ЕаДтап Г.А., РПхДттопз М.К., ТИотрзоп ЕД. // РЫ1. Ма§. В., 1992. V. 66.

Р. 667.

16. ЕНхДттопз М.К., ЕаМтап Г.А., Мй11ег-81асИ М., \Уа11пег С. // РЬуз1са1 Веу1е\у В,
1991. V. 44. Р. 2452.

17. Еа$1тап Г.А., ГП^иптопх М.В., ТИотрюп ЕД. е1 а1. // Капо81гисШге<1 Ма!епа1з,
1992. V. 1. Р. 465.

18. Еа$1тап ГА., РП:&йптоп8 М.К., МйПег-81асИ М. е! а1. // Капо81гисШгес1 Ма1епа1з,
1992. V. 1.Р.47.

19. Уманский Я.С., Скаков Ю.С., Иванов А.Н., Расторгуев Л.Н. Кристаллография,
рентгенография и электронная микроскопия. М.: Металлургия, 1982. 632 с.

20. ]Уаггеп В.Е. Х-гау (ШГгасНоп. №\у Уогк: Боуег РиЫ., 1пс. 1990. Р. 251.

21. Уманский Я.С. Рентгенография металлов. М.: Металлургия, 1967. 235 с.

22. АуегЬасИ В.Е., \Уаггеп В.Е. // 3. Арр1. РЬуз., 1949. V. 20. Р. 885.

23. Еап&огПЕЕ Ц 3. Арр1. Сгуз!., 1978. V. 11. Р. 10.

24. Ие КеузегТИ.Н., Еап^огдГЕ, МШетеуег ЕД., Уо^еЕ А.В.Р. // 3. Арр1. Сгуз!., 1982.

V. 15. Р. 308.

25. ПапГП К.К., Кио Н.К., 8сИ1о8Ьег% \У.Н. еГ а1. Ц 3. Арр1. СгузГ., 1984. V. 17. Р. 22.

26. 8сИ1о8Ьег8 1У.Н., СоИеп ГВ. Ц 3. Арр1. Сгуз!., 1983. V. 16. Р. 304.

27. Ие1Ие1 К., де Кеу8ег ТН.Н., МШетеуег ЕД. // Ггезепшз 7. Апа1. СИет., 1982.
V. 312. Р. 1.

28. КгШ С.Е., В1тп^егК. // РЫ1оз. Ма^ах. А, 1998. V. 77 (3). Р. 621.
29. Еп$аг Т., ВогЬё1уА., 6огеп-Ми$1п81е1п (З.К. е1 а1. // Ыапо81гисШгес! Ма(епа18, 1999.
V. 11. Р. 103.

30. Еп&г Т„ ВогЬё1у А. // Арр1. Рйуз. ЬеК, 1996. V. 69 (21). Р. 3173.

31. А1ехап(1гоу 1.У., КИтатеЮУ А.В., Еп1кееу Ы.А. е1 а!. // РгосеесНпё$ оГ 2002 ТМ8
Аппиа! МееНп& т 8еаИ1е, ХУазЫп&юп, РеЬгиагу 17—21, 2002. Р. 623.

32. ОиЬгаута А.А., 2еИе1Ьаиег МН., 8сИа/1ег Е., А1ехапдгоу /. У. // Ма(ег. 8сЕ Еп§. А,
2004. V. 387-389. Р. 817.

33. Ми&ггаЫ Н., Еп^аг Т., К1еп1е ИС, \УИкеп8 М. // РЫ1. Ма$. А, 1986. V. 53. № 6.
Р. 793.

34. ХеИетЬаиег М. — I п: Ргос. оГШе 2п0 1пЕ 8утро81ит оп СИгаГте (Згатес! Ма1епа18,
2002 ТМ8 МееГт§, 8еаН1е, С8А, РеЬ. 17—21, 2002, ТНе М1пега18, Ме1а18 апс!
Ма1епа1$ 8ос1егу, \Уаггепс!а1е 2002. Р. 669.

35. 2еНе(Ьаиег М., Копош 3. — 1п: Ргос. ОГ ГЬе 9Н1 1п(. 8утр. Р1а8Йсйу апс! Сиггепг
Арр1. «Р1а8Йсйу ’02», АгиЬа, №1йег1апс18, Зап. 3—8, 2002 (Ес18: А.8. КИап,
О. Еорех-Рат1е8), ИЕАТ Рге88, Магу1ап<3 2002. Р. 543.

36. Еп^аг Т., СиЫс^а 3., К1Ьаг1к 6., ВогЬё1у А. // 3. Арр!. Сгу81., 2001. V. 34. Р. 298.

37. 2еИе1Ьаиег Л/. // Ас1а МаГег.. 1993. V. 41. Р. 589.

38. Ье8 Р., ХеИмЬаиег М. // Кеу Еп§. Ма1ег., 1994. V. 97-98. Р. 335.

39. А1ехапс1гоу 1.У., ОиЬгаута А.А., КИтатеЮУ А.В. е! а!. // Ме1а1з ап<3 Ма!епа18 1пЕ,
2003. V. 9. №2. Р.151.

40. Бородина М.М., Спектор Э.Н. Рентгеноструктурный анализ текстуры металлов
и сплавов. — М.: Металлургия, 1981. 272 с.

41. Ни^Иез О.А., Напзеп Ы. // АсГа Масег., 1997. V. 45. Ыо. 9, Р. 387.

42. Валиев Р.З., Александров И.В. Наноструктурные материалы, полученные ин-
тенсивной пластической деформацией. — М.: Логос, 2000. 272 с.

43. 1уап'18епко Уи., 1хцко\У8к1 ИС, УаНеу В.Х., ЕесМ Н.-З. // Асга Магег., 2003. V. 51.
Р. 5555.

44. РсЦоуу 6. Ае1хеп. 81иП§аП: ОеЬгиедег Вогп1гае§ег. ВегНп, 1994.

45. ^аИапЬакИзИ М., Ео]ко\У8к1 ИС, Вигк1е Е е! а!. // Ма1ег. 8с1. Рогит, 2001.
V. 360-362. Р. 175.

46. Ьо]ко\У8к1 ИС, ЩаИапдакИзИ М., Вигк1е С., ЕесИ( Н.-З. // Ма1ег. 8с1. Еп§., 2001. V.
АЗОЗ. Р. 197.

47. Рыбин В.В. Большие пластические деформации и разрушение металлов. — М.:
Металлургия, 1986. 279 с.

48. Ни&ез О.А., Нап8еп М // Ас1а МаГег., 2000. V. 11. Р. 2985.

49. ЕескП Н.-З. — 1п: ЕсЗезГет А.8., Саттага1а КС., есЗйогз. №пота(епа18: 8упШе818,
ргоре111е8, апс! аррНсайоп. — Вп8(о1: 1п81йи(е оГ Рйузюз, 3.\У. Агго\У8Ш1Гй ЬиЗ.,
1996.

50. Ьап^иИаитте 3., Карекк! С., Ваиде1е1 В. // Ас1а МаТег., 1997. V. 45. Р. 1201.

51. Бигуапагауапа С. // Рго§ге88 т Ма1. 8сЕ, 2001. V. 40. Р. 1.

52. ВадтозА. У., ВИадезЫа Н.К.О.Н. // Ме1а11иг§1са1 апс! МаГепа! Тгапзасйоп А, 1997.
V. 28. Р. 2189.

53. МагНп С., Ве11оп Р. Ц 8ойс1 8(аГе Рйу81С8., 1996. V. 50. Р. 189.

54. Баиуа^е X., СоргеаихЗ., Оапо1х Е., В1ауеПе О. // РЫ1. Ма§., 2000. V. 4. Р. 781.

55. ВИаЛез/иа Н.К.О.Н. // Ма(епа18 8с1епсе апс! Тесйпо1о§у, 2000. V. 16. Р. 1404.

56. Уауап А.К., Ое8ге РН., Вепатеиг Т. // Рйуз. Кеу. ЬеП., 1992. V. 68. Р. 2235.
57. \Уе!88тй11ег/., Сакп /IV. //Ас1а Ма1епаПа, 1997. V. 45. Р. 1899.

58. СпНпеу У. И., СаугПуик У.С. // РЬуз. Ме1ак, 1982. V. 4. Р. 531.

59. СаугПуик У.С. // Ма1ег. 8с1. Еп§., 2003. V А 345. Р 81.

60. [уатзепко Уи.У., Ьо/комкк! ИС, УаНеу К.Х., Реек! Н.-/. - 1п: РгосеесНпез оГШе

Е-МВ8 РаП Меейпё, 15—19 8ергетЬег 2002. — \Уагза\у, Ро1апс1, 2002.

61. Мее! А. — 1п: Е18епййаеп1еиге Уегет Веи1сЬег, едйог. НапдЬоок Гог пШепак
гезеагсЬ ап<1 епетееппё. Уо1. 1. — Вег1т: 8рппеег-Уег1ае, 1992. Р. 54.

62. Колобов Ю.Р., Валиев Р.З. и др. Зернограничные диффузии и свойства наност-
руктурных материалов / Под. ред. Ю.Р. Колобова и Р.З. Валиева. - Новоси-
бирск: Наука, 2001. 232 с.

63. Ахмадеев НА., Валиев Р.З., Копылов В.И., Мулюков Р.Р. // Известия РАН. Ме-
таллы, 1992. № 5. С. 96.

64. 1\иака8к! У, НогПа X., ИетоЮ М., Ьап&оп Т.С. // Ас1а Ма1ег., 1997. У. 45. Р. 4733.

65. 1\уака8к! У, Ригикамга М., НогПа X. е! а1. // Ме1. Тгапз. А., 1998. У. 29А. Р. 2245.

66. Вуака8к! К, НогПа X., Нетою М., Ьап^Поп Т.С. // Ас1а Ма1ег., 1998. У. 46. Р. 3317.

67. Иака8к!та К, НогПа X., ИетоЮ М., Ьап^доп Т.С. // Ас1а Ма1ег., 1998. У. 46.

Р. 1589.

68. Ниап% ТУН, Скап% Ь., Као РАУ., Скап% С.Р. Ц МаСег. 8с1. Еп^., 2001. У. А307.
Р. 113.

69. Ригипо К, АкатаКи Н, Ок-18к! К. е( а1. / Ас1а Ма!ег., 2004. V 52. Р. 2497.

70. Александров И.В., Рааб Г.И., Шестакова Л.О. и др. // ФММ, 2002. Т. 93. № 5.

С. 105-112.

71. Хи С., Ьап^доп Т.С. // 8спр1а Ма1ег., 2003. У. 48. Р. 1.

72. Хи С., Ьап^Поп Т.С. — 1п: Но1 ЭеГогтабоп оГ А1иттит АПоуз III (Лп 2.,
Веаийот А., В1е1ег Т.А., ВадЬакпзЬпап В., еск.) (ТЬе Мтегак, Ме1ак апс!
Ма1епак 8ос1е1у, \Уаггепс1а1е РА, 2003). Р. 373.

73. ВегЬоп Р.В., Ригикамга М., НогПа X. е! а1. // Ме!а11. МаГег. Тгапз., 1999. У 30А Р.
1989.

74. Уата&иск! И., НогПа X., ИетоЮ М., Ьап&Поп Т.С. //8спр1а Ма1ег., 1999. У 41. Р.
791.

75. К!т I. У, К!т /. У, 8к!п Б.Н., Рагк /. Т. Ме1а11. Ма1ег. Тгап8., 2003 У. 34А. Р. 1555.

76. Уата8кПаА., Уата^иск! О., НогПа X, Ьап&оп Т.С. Ма1ег. 8с1. Еп^., 2000. V. А287.

Р. 100.

77. 8кт Б.Н., Рак /./., К!т УК. е1 а1. Ц Ма1ег. 8сЕ Еп§., 2002. У. А325. Р. 31.

78. Скеп У.С., Ниап% У. У., Скап& С.Р., Као Р. \У. // Ас1а Ма1ег., 2003. У. 51. Р. 2005.

79. Ниапк \У.Н, Уи С. У, Као Р. ИС, Скапв С.Р. // Ма1ег. 8с1. Еп^., 2004. У. А366. Р. 221.

80. Ма!ек Р., С!е81аг М., Шат^аПеу К.К. // Л. АНоуз Сотроипск, 2004. У 378. Р. 237.

81. Со!оЬогос1ко А., ЗПсНкоу О., Ка!Ьу8кеу В. е! а1. //Ма1ег. 8сь Еп&., 2004. У. А381.
Р. 121.

82. \Уап& У. У., 8ип Р.Ь., Као Р. ИС, Скап% С.Р. //8спр1а Ма1ег., 2004. V. 50. Р. 613.

83. К!т I., К!т /, 8кт И.Н., Ьее С.5., Нмащ 8.К. Ц Ма1ег. 8сь Еп^., 2003. У. А342.

Р. 302.

84. Н!8Ша У, АпПо Т., Иа&а8е М. е! а1. // 8спр1а Ма1ег., 2002. У. 46. Р. 211.

85. Ре! 0.Х, Ни В.Н., Ьи С., ]Уап% У. У // 8спр1а Ма1ег., 2003. У. 49. Р. 303.

86. Красильников Н.Я. //. Известия РАН. Металлы, 2005. Т. 3. С. 35.

87. УаПеу В.Х., А1ехапПгоу I. V., Ьоъе Т.С., Хки У. Т. ЦI. Ма(ег Кез., 2002. У. 17. Р. 5.
88. 8ет1аПп 8.Е., ОеЬо В.Р., 8ке11 Е.В. Ц Аси Ма1ег., 2000. V. 48. Р. 1841.

89. Ьароуок В.Е. Ки881ап Меи11 (МеиПу), 2004. V. 1. Р. 44.

90. 8е%а1 У.М. // Ма1ег. Бс!. Еп§. А., 1995. V. 197. Р. 157.

91. Лаптоп Т.Н., Еигикауш М., НогПа X., НетоЮ М. М!сго81гисшга1 Еуо1Шюп дипп§

Ргосе881п§ Ьу Беуеге Р1а8Г1с ОеГогтаПоп, 1пуе8Н§а1юп8 апд АррПса(!оп8 оГ Беуеге
Р1а8Нс ОеГогтаНоп. — ОогдгесЫ: К1и\уег Асадегтс, 2000. Р. 149.

92. 1пуе80§а0оп8 апд АррПса1юп8 оГ Беуеге Р1а811с ОеГогтаНоп. — ОогдгесЫ: К1и\уег
Асадет!с, (ед8. Ьэ\уе Т.С., УаПеу В.Х.), 2000.

93. Хкап$ X., Коек С.С. — 1п: СШгаГте Сггахпес! Ма1епа18 (ед8. М18Ьга К.Б.,
БегтаГт Б.Ь., Бигуапгауапа С., ТЬадЬат 14.М., 1_о\уе ТС.). \Уаггепда1е. Ра: ТЬе
Мтегак, Меик апд Магепак Бос!е1у, 2000. Р. 289.

94. 0., Лао Т., МаПгаиШги 5.А. е1 а1. // Магег. БЫ. Еп§., 2003. V. А 358. Р. 266.

95. Епуаг Т., А1ехапс1гоу /., Напак Р. — 1п: 1пуе811§айоп8 апд АррПсайогь оГ Беуеге
Р1а8Мс ОеГогтаНоп (едЕ Ьу ТС. Ьо\уе апс! К.2. УаПеу), 2000. Р. 133.

96. Нп§аг Т. - 1п: 1пуе8Н§аНоп8 апс! АррПсайопз оГ Беуеге Р1а8Ис ОеГогтайоп (едг. Ьу
ТС. Ьо\уе апс! К.7. УаПеу), 2000. Р. 93.

97. М1$кга А., В1скагс1 У., Сге^оп Е. е! а!. // МаТег. БЫ. Еогит, 2006. V. 503—504. Р. 25.

98. Тогге В.Е., Еароуок К., 8апс1ПпуЛ е( а1. // Аси Ма1ег., 2004. У. 52. Р. 4819.

99. Нп§аг Т., Вга&от1г I., Вёуё^А., ВогЬё1у А. ЦУ. Арр!. Сгу81., 1999. V. 32. Р. 992.

100. ХкПуаеу А.Р., 8?рипаг ЛА., Ваго М.В., ГапуНоп Т. — 1п: СЕС III (едГ. Ьу УТ 7Ни,

ТС. Ьап§доп, К.7. УаПеу, Б.С Бегтайп, О.Н. БЫп апд ТС. Ьо\уе). ТМБ, 2004.
Р. 125. .

101. Виууап В.Л, Лее С.8. — 1п: Ргосеедт§8 оГШе Е1еуепШ 1п(егпа11опа1 СопГегепсе оп
Техшге8 т МаГепак, Вецт§: 1п(егп. Асад. РиЫ., 1996. У. 1. Р. 225.

102. 8еуП1апо Л6., АегпоиЛ Е. Ц МаГег. БЫ. Еп§., 1987. V. А 86. Р. 35.

103. Корзников А. В., Корзникова Г.Ф., Мышляев М.М. и др. //ФММ. 1997. Т. 84. V. В4.
С. 133.

104. А1ехапс1гоу I. У., 1Уапу У В., Хкапу К. е! а1. — 1п: ТехШге8 оГ МаГепак, Ргосеедт§8
оГ 1СОТОМ 11 (едг. Ву Ыап§ 7Ыде, 7ио 1лап§, СЬи Уоиу!), 1996. V. 2. Р. 929.

105. ТМи А., \Уа&пег Е, СгозсВШег Т. ег а1. // Ргос. оГ 1Ье 12Ш 1п1егпа1юпа1 сопГегепсе
оп 1ех1иге8 оГта1епа18. 1СОТОМ-12, 1999. У. 1. Р. 694.

106. А1ехапс1гоу 1.У., ОиЬгау1па А.А., КИтате1оу А.В. е1 а1. // Меи18 апд Ма1епа18 1пЕ,
2003. У.9. №2. Р. 151.

107. Ниап% У/.Н„ СИап^Ь., Као Р.УУ., СИап^С.Р. Ц Ма1ег. БЫ. Еп§., 2001. У. 307. Р. 113.

108. Тд1к Ь.8., МазХюп В., бегтат Ь. е! а1. //Аси Ма1ег., 2004. У. 52. Р. 1885.

109. Корас?, I., ХеПеЛкшег М., Торг Е.8. е! а1. — 1п: Ргосеедт^з оГ (Ье 22пд К18О 1п1.
Бутр. оп Масег. Бс!.: БЫепсе оГ теизиЫе апд папосгу8и1Ппе а11оу8 8(гисШге,
ргорег1!е8 апд тоде11т§. К18О ЫаТ ЬаЬ. — КозкПде, Оептагк, 2001. Р. 285.

110. СИоПта А., Ва1е Р., РгащпеИ Р.В. //Аси Магег. 2002. У. 50. Р. 2121.

111. Коскз НЕ, Тотё С.Ы., \Уепк Н.В. ТехШге апд ап18о!гору: РгеПегед опепидопз т
ро1усгу8и18 апд Шеи еГГес! / СатЬпд&е Ытуегаку Рге88. — СатЬпд§е: 13К, 1998.
676 р.

112. Уо$е1 8.С., ВеуеНет 1Н., Воигке М.А.М., е! а1. // Ма1ег. Бс!. Еогит, 2002,
У. 408-412. Р. 673.

113. Тб1к Е.8., Корасъ I., ХекеФаиег М., А1ехап<1гоу I. Ргос. 1п1. СопГ. оп Ргосе88т§ апд
МапиГасШпп§ оГ Адуапсед МаШпак «ТНЕКМЕС’2000». — Ьа8 Уе§а8, ОБА,
СВКОМ, 8есНоп 04, Уо1. 117/3. 8рес1а1 1$$ие оГ Л. оГ Ма1ег. Ргосе88т& ТесИпо!.
(Екеутег 8с1епсе, ОК, 2001).

114. А1ехапс1гоу 1. И, КааЬ 0.1., УаНеу К.7. е! а1. // Тип^еп, Нагс! Ме1ак, апс! КеГгас!огу
АПоуз, 2000. У. 5. Р. 27.

115. Вас?уп8к1 Т., <1опа$ Тех1иге8 т МаГепак (еск.: 7Ь. Ыапе, Ь. 7ио апс! V. СЬи). —
Веуте: 1п1егп. Асад. РиЫ., 1996. Р. 248.

116. Рег1оу1сН Уи., каепкоуа М., Еезепко V. — 1п: №потагепак Ьу 8еуеге Р1а8дс
ВеГогтаНоп, 2005. Р. 859.

117. УаНеу К.7., Ыат^аНеу К.К., А1ехапс1гоу 1.У. // Рго^г. Ма(ег. 8с1., 2000. V. 45.
Р. 103.

118. Вопагзк1 Т., А1ехапс1гоу 1.У.— 1п: Ыапота1епакЬу 8еуеге Р1а8Йс ВеГогтайоп (есК.
Ьу М. 7еЬе±аиег апд К.7. УаНеу), 2002. Р. 309.

119. Веуег1е1п 1.Т., ЬеЬепзоНп К.А., Тоте С.1У. // Ма!ег. 8с1. Еп$. А, 2003. У. 345. Р. 112.

120. А1ехапНгоу 1.У., 7НШпа М.У., 8сНегЬакоу А.У. е! а1. // Ма1ег. 8с1. Еогит, 2005.
У. 495-497. Р. 785.

121. ТдНг Ь.8. // Адуапсед Епётеепп§ Ма!ег., 2003. У. 5. № 5. Р. 308.

122. ВеуеНет 1.Т., Тоте С.18 // МаГег. 8с1. Еп§. А, 2004. У. 380. Р. 171.

123. ТдНг Ь.8., Маззюп К.А., Сегтап Ь. е( а1. Ас!а Ма1ег. У. 52, 2004. Р. 1885.

124. Уо%е18., Веуег1е1п Ш., Воигке М.А.М. е! а1. // МаГег. 8сь Рогит, 2003. У. 426—432.

Р. 2661.

125. Ы 8, ВеуеНет Ы., Иескег С. Т. Ц Ас1а Ма1ег., 2004. У 52. Р. 4859.

126. Ы 8, ВеуеНет 1.Т., А1ехапНег Р.Т., Уо%е18.С. // Ас1а Ма!ег., 2005. У. 53. Р. 2111.

127. Кип Н.8. // Ма1епак 8с1епсе апс! Еп^пепп^, 2002. У. А 328. Р. 317.

128. ВшШоу 1.И. - 1п: ВНгаГте Огатед Ма1епак III (Едк. У.Т. 7Ьи, Т.С. Ьапедоп,
К.7. УаНеу, 8.Ь. 8ет!айп, В.Н. 8Ып, Т.С. Ьо\уе), 2004. Р. 193.

129. РеНоугск Уи., каепкоуа М., Резепко У. с( а1. // МаГег. 8с1. Рогит, 2006. У. 503—504.
Р. 853.

130. А1ехапНгоу I. У., 7НШпа М. У., 8скегЬакоу А. У. е! а1. // АгсЫуез оГ Ме^аПиг^у апс!
Ма1епа18. У. 50.188ие 2, 2005. Р. 281.

131. А1ехапс1гоу 1.У., 7НШпа М.У., 8сНегЬакоу А.У., Вопаг$к13.Т. // Ма1ег. 8с1. Еп^. А
410-411,2005. Р. 332.

132. 1ууака$1й У., НогНа 7., Ието1о М., Ьап^Ноп Т.6. // Ме!а11. Тгапз. А. 1998. У. 29 А.
Р. 2503.

133. УаНеу К.7., КогуПкоуА. У., Ми1уикоу К.П. // Ма1ег. 8с1 Еп$., 1993. У. А 186. Р. 141.

134. МюИт О.У., бегКтап У.Уи., УаНеу К.7., СоИзТет 6. // 8спр1а МаГег., 1996. У. 35.
Р. 873.

135. иИгаГте-ёгатес! тагепак ргерагес! Ьу 8еуеге р1а8Нс деГогтаНоп (ес1. Ьу
К.7. УаНеу), Аппа1е8 де СЫгте. 8с1епсе де8 Ма1епаих, 1996. У. 21. Р. 369.

136. Мот8 И. 6. // МесИатса! ЬеЬауюиг оГ папо81гис1игеё та^епак. — 8\уйгег1апс1:
Тгапз. ТесЬ. РиЬНсаНоп ЕГВ, 1998. Р. 85.

137. 1ууаНа8Н1 У. Ц 8спр1а Ма1ег., 1996. У. 35. Р. 143.

138. Ми1уикоу КН.Уа., КкарЫюу 8.В., УаНеу К.7. // РЬу8. 81а1. 8о1. (а), 1992. У. 133.

Р. 447.

139. Ророу А.А. Ц 8спр1а Ма1ег., 1997. У. 37. Р. 1089.

140. УаНеу К.7., 8ег%иееуа А.У., МикНегуее А.К. // 8спрга Магег., 2003. У. 48, ТЧо. 7.
Р. 669.
141. Теплое В. А., Пилюгин В.Н., Гавико В.С. и др. // ФММ, 1997. Т. 84. С. 96.

142. НогПа X., ЗтПк ОП., Еигикаша М. е( а1. / / 3. МаГег. Вез., 1996. V. 11. Р. 1880.

143. УаПеу К.Х., КоДоу Е.У., Напоу Уи.Е. ег а1. // АсГа Ме(а11. Ма(ег., 1994. V. 42.

Р. 2467.

144. 1шакаМ У., НогПа X., Нето1о М., ЕапуЗоп Т.П. //Ас(а Магег., 1998. V. 46. Р. 1589.

145. (Луаькеу Е.Х., Еп1кееу Е13., Ьа1у$к У.У. // Апп. СЫт. Ег., 1996. V. 21. Р. 379.

146. 31о1уагоу У.У., Ьа^уьк У.У., Зкипс1а1оу У.А. ег а1. // МаГег. 8с1. Еп§., 1997.

V. А 234-236. Р. 339.

147. Исламгалиев Р.К., Салимоненко Д.А., Шестакова Л.О., Валиев Р.З. // Изв. вузов.
Цветная металлургия, 1997. № 6. С. 52.

148. Еигикаша М., Ма У., НогПа X., Петого М. е! а1. — 1п: Ргос. 1п1. СопГ. Оп
ТЬегтотескатса! Ргосеззт§ оГ 8тее1з & ОШег Ма(епа1з (едй. Т. Сйапдга,
Т. 8ака1), 1997. Р. 1875.

149. Когуикоу А. У., Натзепко Уи. У., ЕарПопок О. У. е1 а1. // №по8ггисшгед Ма!епа1з,
1994. V. 4. Р. 159.

150. Зкеп Н., ЫX., СиеШкег В., Ког&икоу А.У., УаПеу В.Х. // Напо81гис1игед Ма1епа1з,
1995. V. 6. Р. 385.

151. Зепкоу О.Н., Егое$ ЕН., 3(о1уагоу У. У. е1 а1. // 8спр1а Ма1ег., 1998. V. 38. Р. 1511.

152. Тер1оу У.А., РИуи&п У.Р., 6ау1ко У.З., Скетузкоу Е.6. // РЫ1. Ма§. В, 1993. V. 68.

Р. 877.

153. Тер1оу У.А., РИуи&п У.Р., Скетухкоу Е.6. еГ а1. // Рйуз. Ме1. Ме1а11., 1997. V. 84.
Р. 256.

154. АЬНи1оу К.Х., УаПеу В.Х., КгаШткоу И.А. // МаГег. 8с1. ЬеП., 1990. № 9. Р. 1445.

155. Ьап^шПаите 3., СктеПк Е., КареЕк! 6. е( а1. // Асга МегаП. МаГег., 1993. V. 41.

Р.2953.

156. Когуикоу А.. О1тПгоу О., <2и/уу А. е! а1. // Зоигпа! де Рйузгдие IV. Со11. С7, зирр. Д.
де Ркуз. III. 1995. V. 5. Р. С7.

157. КогцйкоуА., О1тПгоу О., Когцикоуа 6. //Апп. СЫт. Ег., 1996. V 21. Р. 443.

158. !$1ат&аПеу К.К., Ки^е1 К., ОЬга^Еоча Е.О. е! а1. // МаГег. 8с1. Еп§., 1998. V. А 249.
Р. 152.

159. Шат^аПеу К.К., Ки%е1 В., М1коу З.Ы. е1 а1. // МаСег. 8с1. Еп&. 1999. V. 266. Р. 205.

160. УаПеу К.Х., Ыат^аПеу К.К., Ки&тпа /У.Е. е! а1. // 8спри МаГег., 1999. V. 40. Р. 117.

161. М1$кга К.8., УаПеу К.Х., МсЕасШеп 8.Х. е1 а1. // 8спрГа Ма!ег., 1999. V. 40. Р. 1151.

162. Зоо К.Н., Скап& К.1., К1т Н.З., Ноп§ 3.1. // Ма1ег. 8с1. Еогит. V. 503—504. 2000.
Р. 71-76.

163. УаПеу В.Х. — 1п: 8упШез1з апд ргосеззт^ оГ папосгузиШпе ро\удег (ед. Ъу Оау1д Ь.
ВоигеП). ТЪе Мтега1з, Ме(а1з апд Ма1епа1з 8ос!е1у, 1996. Р. 153.

164. ХПзкга К.З., УаПеу К.Х., Миккеуее А.К. // МаГег. 8с1. Еогит, 1996. V. 225—227.
Р. 605.

165. Зкеп Н. Ы X., СиеШкег В. е! а1. // №по8(гис(игед Ма1епа1з, 1995. V. 6. Р. 385.

166. А1ехапЗгоу 1.У., Хки У.Т., Ьоше Т.С. е1 а1. // Капо81гис(игед Магепа1з, 1998. V. 10.
Р. 45.

167. А1ехапЗгоу 1. У., Хки У. Т., Ьоше Т.С. е1 а1. // Ме1а11. Тгапз. А, 1998. V. 29А. Р. 2253.

168. А1ехапЗгоу I. У., Хки У. Т, Тоше Т.С., УаПеу В.Х. // Ро\удег МеГаПиг^у, 1998. V. 41. Р. 11.

169. УаПеу К.Х., МЕкга К.З., Сго^а 3., МиккегЗее А.К. // 8спр(а Ма1ег., 1996. V. 34.

Р. 1443.
170. Когцйкоу Л. И, 8а/агоу 1.М., ЬарПопок В. И, УаПеу К.7. // Ас1а Ме1а1. тагег., 1991.
V. 39. Р. 3193.

171. КопткоуА. И, СиеШНегВ., 8Неп Н., УаПеу К.7. //Апп. СЫт. Рг., 1996. V. 21. Р. 391.

172. Котов Ю.А., Яворский НА. // Физическая химия материалов. 1978. № 4. С. 24.

173. Китртапп А., СиепПгегВ., Кип%е Н.-В. // Ма!ег. 8с1. Еп^., 1993. V. А 168. Р. 165.

174. Ми1уикоу КП. Уа., Когуикоуа О.Е, АЬсНПоу К.7., УаПеу К.7. // Зоигп. оГ Ма§п. апд
Ма§п. Ма1ег., 1990. V. 89. Р. 207.

175. Ковнеристый Ю.К., Осипов Э.К., Трофимова Е.А. Физико-химические основы
создания аморфных металлических сплавов. — М.: Наука, 1983. 145 с.

176. 8сИ1о$тасИег Р, ВоисПагаШ., КдзпегН. еГ а1. //Зоигпа1де РЬуз1дие, 2003. IV, 112,
рай 2. Р. 731.

177. Не У, 8ЫДе1 СЛ, Рооп 8Л. Ц Ас1а Ме1а11. Ма1ег., 1995. V. 43. Р. 83.

178. Лап% \У.Н., Р1пкег1оп ЕЕ., Актоп М. // 3. Ма1ег. Кез., 2005. V. 20. Ыо. 3.

179. Лап& УУ.Н, РткеЯоп ЕЕ., А^топ М. // 8спр1а Ма!ег., 2003. V. 48. Р. 1195.

180. Гундеров Д.В., Попов А.Г., Щеголева Н.Н. и др. Сборник «Проблемы нанокрис-
таллических материалов» / Под ред. В.В. Устинова, Н.И. Носковой. — Екате-
ринбург: УрО РАН, 2002. С. 358.

181. Валиев Р.З., Пушин В.Г., Гундеров Д.В., Попов А.Г. // Доклады Академии наук,
2004. Т. 398. № 1. С. 1.

182. УаПеу К.7., Сипдегоу В.У., 7ИПуаеу А.Р. е! а1. // Зоигпа! оГ Ме!аз1аЫе апд
МапосгузиШпе Ма!епа1з, 2004. V. 22. Р. 21.

183. РиМп У.О., Оипдегоу В.У., УаПеу К.7, е! а1. // Ргос. оГ X 1п!ег. 8еттаг
«О1з1осаНоп 81гис!иге апд МасЬатса! ргорейлез оГ Ме!а1з апд АПоуз». —
Ека1:еппЬигё, Арп! 18-22, 2005. Р. 21.

184. Пушин В.Г., Кондратьев В.В., Хачин В.Н. Предпереходные явления и мартен-
ситные превращения. — Екатеринбург: УрО РАН. 1998. 368 с.

185. РиЛйп У.6., Сипдегоу В.У., Коигоу ИЛ. еГ а1. — 1п: Окгайпе Огатед МаГепак III
(ед. Ьу У.Т. 7Ьи, Т.С. Ьап^доп, К.2. УаПеу, 8.Ь. Зепйадп, О.Н. 8Ып, Т.С. Ьо\уе).
ТМ8 (ТЬе Мтега1з, Ме!а1з & Ма!епа1з 8ос1е1у), 2004. Р. 481.

186. Гавико В.С., Попов А.Г., Ермоленко А.С. и др. // ФММ, 2001. Т. 92. № 2. С. 58.

187. Ророу А.С., Оипдегоу В.У., 8ю1уагоу У.У. //ЗМММ, 1996. V. 157-158. Р. 33.

188. Ророу А.О., Егто1епко А.8., Сау1ко У.8. е! а1. - 1п: Ргос. оГ Ше XVI 1п1егпадопа1
У/огкзЬор оп Каге-ЕайЬ Ма^пе^з апд ТЬей АррЬсаНопз (едз. Н. Капеко,
М. Нотта, М. Окада). ТЬе Зарап 1пз!йи1е оГМе1а1з, 2000. Р. 621.

189. Попов А.Г., Гавико В. С., Ермоленко А. С. и др. // Структура и свойства нанокри-
сталлических материалов. Екатеринбург: УрО РАН, 1999. С. 243.

190. ПсПегЛ, 8сНгеД Т. Ц 3. Арр1. РЬуз., 1996. V. 79. Р. 5029.

191. 7Иап%Х. У, Оиап У, 7Нап& Г. Ж Ц Арр1. РЬуз. Ьей., 2002. V. 80. Р. 1966.

192. СаЬауА.М., РороуА. О., Оау1ко У.8. е! а1. // 3. АПоуз апд Сотроипдз, 1996. V. 245. Р. 119.

193. Гапонцев В.Л., Кесарев А.Г., Кондратьев В.В., Ермаков А.Е. // ФММ, 2000. Т. 89.
№ 5. С. 430.

194. НаДаош К, Вепатеиг Т., Уаи^Иап С., УауапА.К. // 8спр1а Ма1ег., 2004. V. 51. Р. 843.

195. Носкова Н.И., Вильданова Н.Ф., Потапов А.П, Глезер А.А. // ФММ, 1992. Т. 73.
№ 2. С. 102.

196. Хесснер Ф. Рекристаллизация металлических материалов. — М.: Металлургия,
1982. С. 352.
ИССЛЕДОВАНИЕ АТОМНОЙ СТРУКТУРЫ

И РАЗРАБОТКА СТРУКТУРНОЙ МОДЕЛИ НАНОМАТЕРИАЛОВ

Наноструктурные материалы вследствие очень малого размера зерен со-
держат в структуре большое количество границ зерен, которые играют определяю-
щую роль в формировании их необычных физических и механических свойств.
Неудивительно, что в проводимых экспериментальных исследованиях и разрабаты-
ваемых структурных моделях наноматериалов границы зерен занимают центральное
место.

Уже в первых работах, выполненных Гляйтером и его сотрудниками [1,2], был ус-
тановлен ряд особенностей структуры нанокристаллических материалов, получен-
ных газовой конденсацией атомных кластеров с последующим их компактировани-
ем. Это, прежде всего, пониженная плотность полученных нанокристаллов и
присутствие специфической «зернограничной фазы», обнаруженное по появлению
дополнительных пиков при мессбауэровских исследованиях. На основании прове-
денных экспериментов, включая компьютерное моделирование, была предложена
структурная модель нанокристаллического материала, состоящего из атомов одного
сорта (рис. 5.1) [1, 3]. В согласии с этой моделью такой нанокристалл состоит из двух
структурных компонент: кристаллитов-зерен (атомы представлены светлыми круж-
ками); зернограничных областей (черные кружки), смещение которых превышает
10% межатомных расстояний. Атомная структура всех кристаллитов совершенна и
определяется только их кристаллографической ориентацией. В то же время зерногра-
ничные области, где соединяются соседние кристаллиты, характеризуются понижен-
ной атомной плотностью и измененными межатомными расстояниями.

Модель Гляйтера дала мощный толчок исследованиям структуры нанокристаллов
и поиску их необычных свойств. Вместе с тем в последующих исследованиях были
выявлены и ее важные недостатки. Во-первых, в согласии с высокоразрешающей
электронной микроскопией [4, 5] границы зерен являются значительно более узки-
ми, чем это предсказывается моделью, изображенной на рис. 5.1, и их ширина обыч-
но не превышает 1—2 межатомных расстояний. Во-вторых, решетка кристаллов не
является совершенной и обычно, как в случае наноматериалов, полученных метода-
ми ИПД, сильно упруго искажена (см. п. 4.1). Более того, в настоящее время стано-
вится очевидным, что метод получения играет весьма важную роль в формировании
структуры и свойств наноструктурных материалов.

В наноструктурных ИПД металлах и сплавах, как будет показано в п. 5.1, экспе-
риментальные исследования, проведенные с использованием различных, часто вза-
имно дополняющих методов (каковыми являются просвечивающая, включая высо-
коразрешающую, электронная микроскопия, рентгеноструктурный анализ,
мессбауэровская спектроскопия, дифференциальная сканирующая калориметрия),
Рис. 5.1. Смоделированная с
использованием потенциала
Морзе атомная модель нано-
структурного материала [3]

свидетельствуют, что границы зерен носят неравновесный характер, обусловленный
присутствием зернограничных дефектов с высокой плотностью.

Представления о неравновесных границах были введены в научную литературу в
70—80-х годах [6, 7] на основе исследований взаимодействия решеточных дислокаций
и границ зерен. Следуя [7, 8], образование неравновесного состояния границ зерен
характеризуется двумя основными особенностями — избыточной энергией границ
зерен (при заданных кристаллографических параметрах границ) и наличием дально-
действующих упругих напряжений. Полагая, что границы зерен имеют кристаллогра-
фически упорядоченное строение, в качестве источников упругих полей рассматри-
вают дискретные нарушения этого строения — зернограничные дислокации и их
комплексы.

В настоящей главе изложены основные результаты экспериментальных исследо-
ваний, направленных на выяснение дефектной структуры как границ, так и тела зе-
рен в наноструктурных материалах, полученных с использованием ИПД. Рассмотре-
на структурная модель этих наноматериалов, базирующаяся на представлениях о
неравновесных границах зерен.

5.1 ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ
ДЕФЕКТНОЙ СТРУКТУРЫ НАНОМАТЕРИАЛОВ

Для выяснения основных особенностей дефектной структуры ИПД мате-
риалов рассмотрим прежде всего результаты, полученные на чистых металлах и(или)
однофазных сплавах, где нет усложняющего влияния вторых фаз.

Электронно-микроскопические исследования. Уже в первых электронно-микроско-
пических исследованиях наноструктурных материалов, полученных ИПД, было об-
ращено внимание на специфический вид границ зерен в сравнении с обычными ото-
жженными материалами [9, 10]. Типичным примером такого дифракционного
контраста является изображение микроструктуры сплава А1—4% Си—0,5% 7г [9],
имевшего после ИПД кручением средний размер зерен около 0,2 мкм (рис. 5.2, а).
Для сравнения рядом приведена микроструктура этого же образца, подвергнутого до-
полнительному отжигу при 160 °С в течение 1 ч (рис. 5.2, б). В обоих случаях наблю-
Рис. 5.2. Микрофотографии структуры сплава А1—4%Си—0,5%2г:

а — после ИПД кручением; б — после дополнительного отжига при 160 °С в течение 1 ч [9]

далась структура зеренного типа, имеющая преимущественно большеугловые грани-
цы. Тем не менее вид толщинных контуров экстинкции на границах зерен на рис. 5.2, а
отличается от такового на рис. 5.2, б значительным уширением.

Согласно динамической теории дифракционного контраста [11-13], толщинные
контуры экстинкции являются контурами одинаковой глубины в тонкой фольге и
появляются на электронно-микроскопическом изображении, когда некоторое се-
мейство плоскостей данного зерна находится в брэгговских условиях отражения.
В работах [14, 15] проанализирована физическая природа уширения толщинных кон-
туров экстинкции на электронно-микроскопических изображениях границ зерен в
наноструктурных материалах и показано, что оно связано с высоким уровнем внут-
ренних напряжений и искажений кристаллической решетки вблизи границ зерен в
образцах, подвергнутых ИПД. На основе этого анализа предложена методика опреде-
ления величины упругих деформаций в зависимости от расстояния до границы зерна.

Такой подход был реализован в работе [15] для изучения упругих деформаций
вблизи границ зерен в наноструктурной Си, полученной РКУ прессованием. При
этом было выявлено, что распределение этих упругих деформаций является неодно-
родным. Оно имеет максимум в приграничной области и экспоненциальный спад на
расстоянии около 10 нм от границы зерна (рис. 5.3). Более того, максимальная вели-
чина деформаций 3,3 х 10-3 была в 5 раз выше, чем среднее значение, определенное
методом рентгеноструктурного анализа [16, 17].

В свою очередь, такое распределение упругих деформаций вблизи границ зерен
может быть описано конфигурацией краевых скользящих зернограничных дислока-
ций (рис. 5.4), которая дает в согласии с теорией дислокаций [18] следующее выраже-
Расстояние от границы зерна, нм

Рис. 5.3. Распределение полей внутренних
упругих напряжений в зависимости от рас-
стояния от границы зерна:

1 — экспериментальная кривая; 2 — расчетная
кривая при средней плотности зерногрэничных
дислокаций 1 х 108 м-1

Рис. 5.4. Схема, иллюстрирующая располо-
жение краевых зернограничных дислокаций в
границе зерна

ние для компоненты тензора упругих деформаций

Ехх~ Р2сЛ2(2лх/О) ’ (5‘1)

где х — расстояние от границы зерна; О — среднее расстояние между зернограничны-
ми дислокациями; V — коэффициент Пуассона; Ь — вектор Бюргерса; сИ — гиперболи-
ческий косинус.

Расчетное распределение упругих деформаций вблизи границы зерна, содержа-
щей такую конфигурацию дислокаций, в соответствии выражением (5.1), имеет ана-
логичные экспериментально построенной кривой 1 на рис. 5.3 особенности и пока-
зывает максимум упругих деформаций в приграничной области, а также
экспоненциальный спад при больших расстояниях от границы зерна. Отметим, что
быстрое уменьшение величины упругих деформаций с увеличением расстояния от
границы зерна предсказывалось также и в других работах [19, 20]. Из рис. 5.3 следует,
что достаточно хорошее совпадение расчетных данных, полученных по формуле
(5.1), с экспериментальными данными достигается при среднем расстоянии между
краевыми зернограничными дислокациями И — 10 нм, что соответствует их плотнос-
ти 1 х 108 м-1 при величине вектора Бюргерса /?згд = ^/6, где Ь = 2,56 х 10-8 м [7].

Полученные результаты позволили заключить [15], что уширение толщинных
контуров экстинкции на электронно-микроскопических изображениях границ зерен
в наноструктурных материалах действительно связано с большими упругими дефор-
мациями. Более того, максимальные значения упругих деформаций наблюдаются в
приграничных областях, где их уровень значительно выше, чем в теле зерен. При
этом развитый метод может быть использован для количественных измерений упру-
гих деформаций в индивидуальных границах.
Отметим, что близкие результаты, указывающие на значительные упругие дефор-
мации в приграничных областях, были получены недавно в работе [21], где наблюда-
ли и измеряли методом просвечивающей электронной микроскопии кривизну крис-
таллической решетки вблизи границ зерен, а также переменную разориентацию
вдоль индивидуальных границ в №, подвергнутом ИПД. В этой работе, используя из-
гибные контуры экстинкции, исследовали «структурную» кривизну решетки, кото-
рая является кривизной кристаллографических плоскостей, параллельных волново-
му вектору, в отличие от обычной «изгибной» кривизны, относящейся к плоскостям,
перпендикулярным волновому вектору. Вследствие этого «структурная» кривизна от-
ражает реальную структуру объемных образцов, поскольку плоскости, параллельные
волновому вектору, практически не меняют свою кривизну при возможном изгибе
фольги при ее приготовлении.

В работе [21] для описания неравновесных границ с высокой кривизной кристал-
лической решетки и переменной разориентацией, обнаруженных в № после РКУ
прессования, был использован дисклинационный подход, в котором такая граница
зерна была смоделирована высокой плотностью непрерывно распределенных час-
тичных дисклинаций одного знака (рис. 5.5). При этом было показано, что такая
граница является источником очень высоких внутренних напряжений, достигаю-
щих величины (7/33 (здесь (7— модуль сдвига в кристаллической решетке крупнокри-
сталлического образца).

Рассмотрим теперь результаты исследований наноструктурных ИПД материалов,
полученных с использованием высокоразрешающей электронной микроскопии
(ВРЭМ). Данный метод дает информацию лишь о локальных участках исследуемой
структуры и для получения статистически надежной картины требуется изучение
многих районов. Вместе с тем очевидным преимуществом этого метода является воз-
можность детального исследования структуры на атомарном уровне. К настоящему
времени подобные исследования были проведены в ряде работ и они позволили вы-
явить общие наиболее важные детали структуры исследуемых материалов, о чем бу-
дет сообщено ниже.

Известно [11, 22], что использование картин Муара позволяет наиболее отчетли-
во выявлять небольшие искажения кристаллической решетки. Данный принцип ос-
нован на том факте, что небольшие изменения в трансляционной симметрии приво-
дят к заметным изменениям в картинах Муара. Картины Муара часто наблюдаются в
тех случаях, когда изображения кристаллических решеток двух соседних зерен накла-
дываются друг на друга. Характерными чертами картин Муара при электронно-мик-
роскопических исследованиях искажений кристаллической решетки являются ис-
кривления получаемых изображений кристаллографических плоскостей и, часто,
изменение расстояния между ними. С другой стороны, наблюдаемые явления могут
быть вызваны дифракционными эффектами.

Рис. 5.5. Схема границы зерна с высокой
плотностью непрерывно распределенных
дисклинаций, создающих высокие упругие
напряжения

АО = 40°

30 нм
Для однозначной трактовки результатов получаемые изображения должны анали-
зироваться в сопоставлении с дифракционными картинами от отдельных зерен, что,
однако, трудно сделать в случае наноструктур. В связи с этим в работе [23] для иссле-
дования малых искажений кристаллической решетки применялась методика, пред-
ложенная в работе [22], где картины Муара формировали искусственно. При этом ис-
пользовали специальную сетку из строго параллельных линий, расстояние между
которыми было близко к расстоянию между изображениями кристаллографических
плоскостей исследуемого наноструктурного материала. Данная специальная сетка
была напечатана на прозрачной пленке с использованием компьютера и лазерного
принтера и для получения картин Муара накладывалась на электронно-микроскопи-
ческие фотографии атомных плоскостей нанокристаллов.

Такие исследования наноструктурных ИПД № с размером зерна 50 нм и интерме-
таллида Ы13А1 с размером зерна 70 нм показали [23], что линии Муара искривляются
вблизи границ зерен на угол 10°—15°, что соответствует искривлению кристалличес-
кой решетки на угол порядка 2°. Следует отметить, что подобные искривления крис-
таллической решетки наблюдались лишь вблизи границ зерен и отсутствовали в теле
зерен.

Как известно, искажения кристаллической решетки вблизи дефектов кристалли-
ческого строения приводят к формированию областей сжатия и растяжения. В рабо-
те [23] подобные области наблюдались вблизи границ зерен, о чем свидетельствова-
ли результаты измерения межплоскостных расстояний в кристаллической решетке.
Оказалось, что около границ зерен межплоскостные расстояния изменяются, и дила-
тации кристаллической решетки могут достигать 1,5%.

Весьма интересны результаты исследований полученных ИПД чистых Си и № со
средними размерами зерен 170 и 130 нм соответственно [24] и сплава А1—3%М§ [25,
28], имеющего средний размер зерен примерно 90 нм, которые показали, что в этих
материалах границы зерен в большинстве своем либо искривлены, либо волнистые с
неравномерным контрастом. Так, на рис. 5.6 представлено полученное при большом
увеличении электронно-микроскопическое изображение зерна в структуре исследуе-
мого сплава, подвергнутого ИПД.

Детальное исследование участков А и В структуры при еще большем увеличении,
когда удается разрешить отдельные атомные плоскости кристаллической решетки
(рис. 5.7), позволило прийти к заключению, что границы зерен представляют собой
периодические, ступенчатые образования из фасеток, параллельных (100). Каждая
фасетка содержала около 4—5 атомных слоев, принадлежащих плоскости (111). Плот-
ность фасеток была весьма высокой и составила примерно 109 м-1. На изображениях
атомных плоскостей вблизи границ зерен часто наблюдается существенное искаже-
ние или искривление кристаллической решетки. Некоторые изображения атомных
плоскостей обрываются в точках, обозначенных значками ±, что указывает на нали-
чие здесь дислокаций. Аналогичные искажения кристаллической решетки близи гра-
ниц зерен были выявлены также на изображениях структуры Си, № и армко-Ре, под-
вергнутых ИПД кручением [26, 23, 24]. Например, в № они оказались равными 1—3%
в приграничных областях шириной 6—10 нм [23].

В целом структурные особенности границ зерен, обнаруженные методом ВРЭМ,
были достаточно схожи во всех ИПД материалах, исследованных в работах [23—25,
26]. Прежде всего следует подчеркнуть, что большинство границ зерен является
Рис. 5.6. Электронно-микроскопическое изобра-
жение типичного зерна в сплаве А1—3%М§, под-
вергнутом ИПД. Дифракционная картина соот-
ветствует ориентации [НО]

большеугловыми произвольными границами, и это соответствует данным дифракци-
онных исследований [9, 27], что ИПД может приводить к формированию границ зе-
рен с большеугловыми разориентировками. Кроме того, границы зерен обычно име-

Рис. 5.7. Изображение атомных плоскостей при увеличении участков А (а) и В (б) границы
зерна, изображенной на рис. 5.6

б
ют малую ширину, которая составляет 1—2 межатомных расстояния, т.е. близка к ши-
рине границ зерен в обычных крупнокристаллических материалах. Однако границы
зерен в наноструктурных металлах и сплавах являются несовершенными и неравно-
весными по структуре, поскольку содержат высокую плотность различных дефектов:
ступенек, фасеток, дислокаций, и с их присутствием связаны упругие искажения
вблизи границ. Вместе с тем фасетки и ступеньки, наблюдаемые на типичных грани-
цах зерен в наноструктурном сплаве А1—3%М§, являлись более упорядоченными и
однородно распределенными по сравнению с наноструктурными Си, № и армко-Ре.
Это предполагает, что частичная релаксация структуры границ происходит в сплаве
А1—3%М§ уже в процессе ИПД. Причиной этого может быть то, что комнатная тем-
пература, при которой происходила интенсивная пластическая деформация, являет-
ся сравнительно более высокой гомологической температурой в сплаве А1—3%М§ по
сравнению с другими исследованными материалами.

Еще одним важным результатом, обнаруженным в работе [25], была миграция
границ, происходящая в результате облучения фольги высокоэнергетическими элек-
тронами. В частности, рис. 5.8 демонстрирует изменения в изображении границ зе-
рен в сплаве А1—3%М§ в результате облучения электронами в течение нескольких ми-
нут. Так, угол между границей и изображением плоскостей (200) правого зерна

Рис. 5.8. Полученное методом высокоразрешающей просвечивающей электронной микроско-
пии изображение границы зерна в наноструктурном сплаве А1—3%М§, иллюстрирующее влия-
ние облучения высокоэнергетичными электронами:

а - до облучения; б — через несколько минут после облучения [25]
уменьшился с 14° (рис. 5.8, а) до 5° (рис. 5.8, б), хотя угол между изображением пло-
скостей (200) в обоих зернах остался постоянным и равным 7°. Вместе с тем наблю-
даемое снижение количества ступенек и фасеток, а также отсутствие экстраплоскос-
тей в приграничной области на рис. 5.8, б указывают на релаксацию неравновесного
состояния границы в процессе ее миграции.

В работе [27] была предпринята попытка определить характер распределения
зернограничных разориентировок в чистой Си (99,98%), подвергнутой РКУ прессо-
ванию. Для определения локальных разориентировок в ультрамелкозернистом на-
ноструктурном состоянии использовали Кикучи-линии на электронно-микроскопи-
ческих картинах микродифракции, полученных с 5 различных областей фольги.

Результаты анализа, проведенного для 154 границ, свидетельствуют о том, что
распределение границ зерен носит хаотичный характер (рис. 5.9). При этом более чем
90% границ зерен являются большеугловыми.

Таким образом, результаты электронно-микроскопических наблюдений свиде-
тельствуют о формировании в исследованных металлах и сплавах в результате ИПД
наноструктур, характеризующихся большеугловыми, но сильно неравновесными
границами зерен, содержащими внесенные зернограничные дислокации, следствием
чего является появление значительных напряжений и искажений кристаллической
решетки вблизи границ.

Рентгеноструктурный анализ является еще одним методом, дающим важную ин-
формацию о дефектной структуре нанокристаллов [29]. В то же время следует отме-
тить, что в силу специфичности формирующихся наноструктур вопрос о применимо-
сти традиционных методик и интерпретации полученных результатов требует
специального рассмотрения [30].

Важнейшим моментом при структурной аттестации наноматериалов является до-
стоверное определение размеров зерен-кристаллитов. Особое место здесь отводится
методу рентгеноструктурного анализа (РСА), дающему статистически усредненную
информацию.

При РСА наноструктурных материалов разделение вкладов в уширение физичес-
кого профиля рентгеновских пиков производится методами Шеррера, Уорре-
на-Авербаха (с использованием одного или двух рентгеновских пиков), Вильямсо-
на-Холла [31, 32, 30] и др.

Угол разориентировки, град

Рис. 5.9. Зернограничные распределения осей (а) и углов (0 разориентировок в наноструктур-
ной Си, полученной РКУ прессованием
Метод Шеррера [33] основан на том, что при уменьшении размеров зерен растет до-
ля рентгеновского излучения, рассеянного с отклонением от закона дифракции Вуль-
фа-Брэгга, в результате чего рентгеновские пики на рентгенограммах уширяются.

Суть метода Уоррена—Авербаха с использованием двух рентгеновских пиков со-
стоит в разделении вкладов размера зерен и упругих напряжений в уширение рентге-
новских пиков (Ьк1), основанном на различной зависимости этих вкладов от порядка
отражения. При этом считается, что составляющая коэффициентов разложения фи-
зического профиля в ряд Фурье, связанная с размером зерен, не зависит от индекса /,
а составляющая, связанная с микродеформацией, — зависит [33—37].

Метод Вильямсона—Холла применяют в тех случаях, когда рентгеновские пики,
соответствующие отражениям разного порядка от одного семейства плоскостей, от-
сутствуют или не обладают формой, благоприятной для разложения в ряд Фурье. Раз-
мер зерен получают путем экстраполяции графика зависимости интегральной шири-
ны рентгеновских пиков от величины вектора рассеяния на значение последнего,
равное нулю. Величину упругих напряжений определяют из наклона данного графи-
ка [37, 38].

Применение указанных методов для определения размеров зерен и величин мик-
роискажений в наноструктурных материалах зачастую приводит к значительным раз-
личиям в получаемых результатах. Так, например, размер зерен /)ьк1 в наноструктур-
ной Си, полученной ИПД кручением, оказался равным 53 нм [использовались пики
(111)—(222)] и 33 нм [(200)—(400)] в случае логарифмической и линейной версий ме-
тода Уоррена-Авербаха и 36 нм [(111)—(222)] и 25 нм [(200)—(400)] в случае логариф-
мической и линейной версий альтернативного метода [30]. Аналогичный методу Ви-
льямсона-Холла метод, использующий уравнение Шеррера и Вильсона, дает
значения 95 и 88 нм соответственно.

Обнаруженные различия в размерах зерен, по-видимому, связаны с допущения-
ми, заложенными в данные методы, а также с тем, что методом Уоррена—Авербаха и
альтернативным методом получают усредненный по поверхности, а методом Шерре-
ра усредненный по объему размер зерен. Кроме того, полученные методами РСА раз-
меры зерен-кристаллитов обычно меньше среднего размера зерен, определенного
методом электронной микроскопии и, например, равного для Си 170 нм.

Выделим возможные причины, приводящие к обнаруженной разнице в размере
зерен, определенном рентгеновским и электронно-микроскопическим методами.
Во-первых, каждое зерно в зависимости от его размера может состоять из одного или
нескольких кристаллитов — областей когерентного рассеяния (ОКР). Во-вторых, ме-
тод РСА, основанный на измерении интегрального уширения профилей рентгенов-
ских пиков, позволяет определять размер областей когерентного рассеяния, которые
соответствуют внутренней области зерен, не включающей в себя приграничные силь-
но искаженные районы, существующие в наноструктурных материалах, полученных
ИПД. Ширина таких районов составляет 6—10 нм (см. раздел 5.2). Их наличие при-
водит к уменьшению размера ОКР и, следовательно, к уменьшению измеряемого
размера зерен. Не следует также забывать, что с помощью просвечивающей элек-
тронной микроскопии обычно измеряется усредненный размер зерен в плоскости,
параллельной поверхности образца. Рентгеноструктурный анализ дает усредненный
по поверхности или объему размер зерен-кристаллитов, измеренный в направлении,
перпендикулярном поверхности образца.
Наноструктурные ИПД материалы характеризуются также высоким уровнем
внутренних напряжений и микроискажений. Например, полученные в [30] с исполь-
зованием метода Уоррена-Авербаха значения упругих микроискажений кристалли-
ческой решетки для Си, подвергнутой ИПД кручению, равны 6,1 х 10~2 и

11,8 х 10~2 % для направлений, перпендикулярных плоскостям (111) и (200), соответ-
ственно. Эти значения близки к значениям, вычисленным с помощью уравнения
Шеррера и Вильсона, которые равны 4,8 х 10~2 и 14,3 х 10~2 % соответственно. Дру-
гие многочисленные работы также показывают [16, 17, 29, 31, 39—42], что величина
упругих микроискажений в наноструктурных ИПД материалах велика и значительно
превышает соответствующую величину в крупнокристаллических материалах.

Таким образом, рассмотренные выше результаты показывают, что методы рентге-
ноструктурного анализа активно применяются для определения размера зерен и уп-
ругих микроискажений в наноструктурных материалах. Однако в ряде случаев имеет
место разброс в абсолютных значениях этих параметров, полученных различными
методами. В связи с этим важным является совершенствование методик для получе-
ния более достоверной информации о размерах зерен и упругих микроискажений
кристаллической решетки в наноструктурных материалах. Весьма полезным здесь
представляется применение компьютерного моделирования для правильного анали-
за полученных результатов [43—45].

Параметр кристаллической решетки в наноструктурных материалах, как и в слу-
чае традиционных исследований, рассчитывают исходя из положений центров тяже-
сти рентгеновских пиков. Уширение и связанное с ним возможное наложение хвос-
тов рентгеновских пиков, а также повышенный уровень фона на рентгенограммах
наноструктурных материалов могут несколько увеличить погрешность получаемых
результатов, оцениваемую снизу в случае крупнокристаллических материалов значе-
нием порядка 0,004% [46].

Вычисленные методом наименьших квадратов с учетом весовой функции
8ш29 х 81п20 усредненные значения параметров кристаллической решетки для нано-
структурной Си. полученной ИПД кручением с числом оборотов, равным 6, и круп-
нокристаллической Си оказались равными (3,6135±0,0003) А и (3,6148±0,0002) А со-
ответственно [16, 17, 41, 42]. Таким образом, величина параметра кристаллической
решетки в наноструктурной Си, полученной ИПД, была примерно на 0,03% меньше
значения, соответствующего крупнокристаллической Си. Последнее в свою очередь
очень близко к табличному значению 3,6150 А.

Наноструктурная Си, полученная РКУ прессованием, обладает усредненным зна-
чением параметра кристаллической решетки, равным (3,6133±0,0005) А [17], что на
0,04% меньше значения, соответствующего крупнокристаллической Си. Анализ
рис. 5.10 указывает на уменьшение параметра решетки во всех направлениях в крис-
таллической решетке. Объем элементарной ячейки в наноструктурной Си, получен-
ной РКУ прессованием, оказался равным 47,175 А3. Данное значение примерно на
0,1% меньше, чем в крупнокристаллической Си [16, 17].

Аналогичные исследования наноструктурного №, полученного ИПД кручением с
числом оборотов, равным 6, также показало [47] уменьшение параметра кристалли-
ческой решетки по сравнению с табличными данными. В случае наноструктурного
М1 он оказался равным (3,5232±0,0001) А, в то время как табличное значение равно
3,5238 А.
Рис. 5.10. Параметр решетки
наноструктурной Си, получен-
ной РКУ прессованием (°), и
крупнокристаллической (о) Си
в зависимости от величины
вектора рассеяния т при тем-
пературе 295 К. Табличное
значение показано пунктиром

Возможной причиной обнаруженного уменьшения параметра и объема элемен-
тарной ячейки кристаллической решетки является появление внутри зерен сжимаю-
щих полей напряжений, создаваемых неравновесными границами зерен при получе-
нии наноструктурных Си и № методами ИПД [16].

Рассмотренные выше данные свидетельствуют о том, что ИПД приводит к фор-
мированию наноструктур с сильноискаженной кристаллической решеткой. В связи с
этим можно ожидать существенных изменений в колебательном атомном спектре и
термическом поведении наноструктурных материалов, полученных ИПД.

Тепловое движение атомов в кристаллической решетке приводит к ослаблению
интенсивности рассеянных рентгеновских лучей. Это движение характеризуется с
помощью теплового множителя ехр (—2М) [48, 38, 49], называемого фактором Де-
бая-Уоллера. Величина М прямо пропорциональна квадрату полного среднеквадра-
тичного смещения <р.д> атомов из положений равновесия и через величину <ц^> за-
висит от температуры Т. При этом

М = (8л2/3)<ц2>(81п 0/Х)2, (5.2)

где 0 — угол дифракции; X — длина волны.

В случае кристаллов кубической сингонии величина среднеквадратичного смеще-
ния атомов <ц2> в направлении вектора рассеяния т связана с величиной полного
среднеквадратичного смещения атомов <>х^> соотношением

<ц2> = <ц2>/3. (5.3)

Величину

В = Л//(81П 0/Х)2 = 8л2<т2> (5.4)

называют параметром Дебая—Уоллера.

Для определения параметра Дебая—Уоллера В и среднеквадратичных атомных
смещений <ц2> из равновесных положений в кристаллической решетке исходят
из результатов исследований изменения интегральных интенсивностей пиков на

7 Валиев Р. 3., И. В. Александров
рентгенограммах или нейтронограммах, полученных при различных температурах.
При этом используются два основных метода [48, 50].

В первом методе величину параметра Дебая—Уоллера В (Т) получают из наклона
прямой, аппроксимирующей экспериментальные данные зависимости 1о§е(\|/У^л.) от
квадрата вектора рассеяния т2 при некоторой температуре Т. Здесь \ук — скорректиро-
ванная интегральная интенсивность /с-го максимума, обладающего фактором повто-
ряемости тк.

Величина у*, измеряемая в этом методе [48] для пиков с разными (Ьк1), будет ме-
няться в зависимости от степени текстурованности материала. В связи с этим первый
метод можно применять для исследования образцов, не обладающих кристаллогра-
фической текстурой.

Второй метод [50] получения параметра Дебая-Уоллера основан на измерении ве-
личины ук пика (Ьк1) при различных температурах. Преимуществом этого метода яв-
ляется возможность исследовать текстурованные образцы в таких температурных ин-
тервалах, где кристаллографическая текстура остается неизменной. В то же время
недостатком метода является тот факт, что с помощью него можно получать лишь ве-
личину изменения параметра, а не его абсолютное значение.

Для получении информации о величине параметра Дебая—Уоллера В в текстуро-
ванных образцах наноструктурных 141 и Си, полученных ИПД кручением, в работах
[16,47] применили метод, учитывающий наличие в исследуемых образцах кристалло-
графической текстуры [51]. При этом использовали пары рентгеновских пиков, соот-
ветствующих разным порядкам отражения от одного и того же семейства плоскостей.
Рассмотрим кратко основы этого метода и полученные результаты.

Исходя из определения параметра Дебая—Уоллера, для рентгеновского пика
(Ь]к111) справедливо уравнение

1г»[ФЬ)к111/Ф0Ь1к1],] = -25<8'П0Ъ|к,1|А)2 + СОП51' <5'5)

Аналогично для рентгеновского пика (Ь2к212) можно записать выражение

1п[фь2к212/фон2к2121 = -2б<5'пеь2к212А)2 + С0П51- <5-6)

Комбинация уравнений (5.5) и (5.6) позволяет получить базисное уравнение для
нахождения параметра Дебая—Уоллера В

1п[ф1>2к212/фй,к|1,(фоь2к212/Фоь|к|11)] = -2^(^п20Ь2к2,2 - яп^^уХ2, (5.7)

где Фон к ! и Фон к ! представляют собой теоретические значения интегральных ин-
тенсивностей рентгеновских пиков (Н^Ц) и (Ь2к212); Фн к 1 иФЬк1 - скорректиро-
ванные интегральные интенсивности рентгеновских пиков исследуемого материала;

X — длина волны; 0Ь к ] и 0Ь к 1 — углы дифракции.

Для вычисления параметраЬ,ебая—Уоллера использовали пары рентгеновских пи-
ков (111), (222) и (200), (400). Усредненные значения параметра Дебая—Уоллера для
наноструктурного 141 представлены на рис. 5.11 в зависимости от температуры
(сплошная линия). Типичные значения для крупнокристаллического 141 [52] также
представлены на данном рисунке (пунктирная линия). Соответствующие среднеква-
Рис. 5.11. Усредненные значе-
ния параметра Дебая-Уоллера
В и атомных смещений <ц2> в
зависимости от температуры
для наноструктурного (сплош-
ная линия) и крупнокристалли-
ческого № (пунктирная линия)

дратичные атомные смещения <ц2> (см. рис. 5.11) вычисляли, используя уравнение
(5.4) [48].

Полученные результаты свидетельствуют о существенном повышении в № в ре-
зультате ИПД параметра Дебая—Уоллера Ви среднеквадратичных атомных смещений
<ц2>. Так, например, в наноструктурном ИПД № параметр В более чем в 2 раза пре-
высил соответствующее значение в крупнокристаллическом №.

Аналогичные результаты получены в случае ИПД Си [16]. Так же как и в нано-
структурном №, в рассматриваемом случае наноструктурной Си повышенные значе-
ния параметра Дебая—Уоллера В и среднеквадратичных атомных смещений <ц2>
обусловлены изменениями в дефектной структуре благодаря ИПД.

В работах [16, 47] измерили отношение интегральных интенсивностей указанных
выше рентгеновских пиков (Ьк1) при температурах, равных 85 К и 295 К. Далее из на-
клона прямой, аппроксимирующей результаты измерений (рис. 5.12), согласно урав-
нению

1п[Ф85К(йк1)/Ф295К(Ьк1)] = 2[5(295 К) - 5(85 К)](ып 0/Х)2,

(5.8)

полученному из уравнения (5.7) и записанного для двух рассмотренных температур,
рассчитали величину температурного изменения параметра Дебая—Уоллера Д5.

Полагая, что температура Дебая постоянна в исследованном температурном мате-
риале, для ее вычисления использовали следующее уравнение [50]:

тк&^в/би2 = ф(е/г2)/(е/г2) - «ке/трле/т’р,

(5.9)

где т, к и И — соответственно масса атома, постоянная Больцмана и постоянная

Рис. 5.12. Зависимость логарифма отно-
шения интегральных интенсивностей
рентгеновских пиков (Ьк1) при температу-
рах 85 К и 295 К от вектора рассеяния
(§1п 0/Х)2 для наноструктурного №
Планка; 0 - температура Дебая; Тх и Г2 — температуры измерений, равные соответ-
ственно 85 К и 295 К; ф(0/ Г) - функция Дебая.

Температуру Дебая 0 определяли исходя из точки пересечения графиков функ-
ций, соответствующих левой и правой частям уравнения (5.9) в зависимости от 0.
Для наноструктурного 141, полученного ИПД, температура Дебая оказалась равной
(293±7) К, что на 22% меньше табличного значения для крупнокристаллического ТЧ1,
равного 375 К.

Расчет температуры Дебая для наноструктурной Си привел к значению (233±6) К,
что на 23% меньше табличного значения, равного 304 К [52].

Параметр Дебая—Уоллера В состоит из температурно-зависимой компоненты
связанной с тепловыми колебаниями атомов, и температурно-независимой компо-
ненты В$, связанной со статическими атомными смещениями. При этом

В=ВТ+В5. (5.10)

Для расчета динамической компоненты Вт использовали уравнение [48]

5/7) = 6й2//пЮ[ф(0/7)/(0/Т) + 1/4]. (5.11)

В результате появилась возможность рассчитать с использованием уравнения
(5.10) статическую компоненту В5.

В случае наноструктурного ИПД М1 [47] величины Вти ^оказались примерно в
2 раза выше, чем в крупнокристаллическом 141 Как следует из уравнения (5.4), это
свидетельствует о существенном увеличении значений как динамических, так и ста-
тических атомных смещений в 141 в результате ИПД.

В результате проведенных исследований можно сделать вывод о том, что нано-
структурные 141 и Си, полученные ИПД, обладают значительно измененными тепло-
выми характеристиками, такими как параметр Дебая—Уоллера и температура Дебая.
Эти результаты показали, что характер тепловых колебаний атомов в наноструктур-
ных и крупнокристаллических чистых металлах существенно различается. Этим
можно объяснить значительные изменения в тепловых свойствах и существенное ус-
корение диффузии, обнаруженное при недавних исследованиях диффузионно-кон-
тролируемых процессов в наноструктурных ИПД материалах [53]. Из результатов
настоящего исследования становится ясным, что атомные смещения в наноструктур-
ных 141 и Си, полученных ИПД, связаны с присутствием упругих искажений. Более
того, очевидно, что в большей степени этому влиянию подвержены тепловые колеба-
ния атомов.

Фон на рентгенограмме является результатом диффузного рассеяния рентгенов-
ских лучей [33]. Как известно, причинами появления фона могут быть тепловое диф-
фузное рассеяние, отсутствие дальнего и (или) ближнего порядка в расположении
атомов при аморфизации вещества и диффузное рассеяние твердым раствором. Теп-
ловое диффузное рассеяние приводит к монотонному росту интенсивности фона с
ростом угла дифракции 0 на рентгенограммах. Характер рассеяния рентгеновских лу-
чей телами при аморфизации зависит от наличия порядка в расположении атомов.
В то же время в твердом растворе полное отсутствие порядка в расположении атомов
обеспечивает монотонное убывание, а стремление атомов окружить себя атомами
того же или другого компонента приводит к различным немонотонным изменениям
интенсивности фона с ростом угла дифракции.

В связи с вышесказанным, на наш взгляд, особую роль приобретает исследование
фона на рентгенограммах наноструктурных материалов, значительные объемы в ко-
торых принадлежат границам зерен. Смещение атомов в границах зерен из равновес-
ных положений, характерных для кристаллической решетки, должно существенно
влиять на интенсивность диффузного рассеяния рентгеновских лучей наноструктур-
ными материалами.

Интенсивность фона, наблюдаемого на рентгенограммах, не только является ре-
зультатом диффузного рассеяния рентгеновских лучей на образце, но также связана
с инструментальными факторами (например, с рассеянием дифрагировавшего излу-
чения атмосферным воздухом) [54]. Если инструментальные факторы одинаковы для
исследуемых образцов, то появляется возможность сравнительного анализа роли са-
мих образцов в формировании диффузного фона рассеяния на рентгенограммах.

Интенсивность дифрагировавших рентгеновских лучей, зафиксированная на
рентгенограмме, складывается из интенсивности рентгеновских пиков и интенсив-
ности фона [38]. Для отделения интенсивности, связанной с фоном, в районе рентге-
новских пиков, представленных псевдофункциями Фойгта, проводят базисные ли-
нии. Левая и правая точки каждой базисной линии соответствуют интенсивности
фона слева и справа от рентгеновского пика. Для получения интегральной интенсив-
ности фона площади под базисными линиями суммируют с площадями под линией
фона вне рентгеновских пиков.

Погрешность в вычислении интегральной интенсивности фона в основном зави-
сит от правильности выбора базисных линий. Поскольку рентгеновские пики на
рентгенограммах наноструктурной Си преимущественно описываются функцией
Лоренца, т.е. имеют длинные хвосты, то оказалось очень трудно достаточно точно оп-
ределить место, где кончается рентгеновский пик и начинается фон [16, 17, 41, 42].
Для уменьшения погрешности базисные линии выбирали таким образом, чтобы их
концы совпадали с концами широких интервалов углов дифракции, в которых про-
изводилась съемка рентгеновских пиков [16, 17, 41, 42].

Как показано в работах [16, 42], ИПД Си приводит к росту интегральной интен-
сивности диффузного фона рассеяния рентгеновских лучей на (6±3)%.

Таким образом, проведенные рентгеноструктурные исследования свидетельству-
ют о формировании в результате ИПД состояния, характеризующегося размером зе-
рен-кристаллитов в десятки нанометров, высоким уровнем микроискажений, изме-
ненным параметром кристаллической решетки, повышенными атомными
смещениями, пониженной температурой Дебая, несколько повышенным диффуз-
ным фоном рассеяния рентгеновских лучей. Все это свидетельствует о специфично-
сти дефектной структуры наноматериалов, полученных с использованием интенсив-
ных деформаций, что должно быть учтено при разработке структурной модели ИПД
материалов (см. п. 5.2).

Дилатометрические исследования. Как было показано выше, в результате ИПД в
различных материалах формируются большеугловые границы зерен, содержащие вы-
сокую плотность неравновесных зернограничных дефектов и в результате имеющих
разупорядоченную структуру, повышенную энергию и дальнодействующие поля на-
пряжений.
Известно [55], что свободный объем произвольных границ значительно больше,
чем специальных. Можно предположить, что дефектная структура неравновесных
границ зерен в наноструктурных материалах также будет приводить к увеличению их
объема, поэтому большой интерес представляют дилатометрические исследования
наноструктурных материалов, которые обычно широко используются для экспери-
ментальных измерений свободных объемов.

Первые такие исследования ИПД материалов были проведены на наноструктур-
ном сплаве А1—4%Си—0,5%7г, подвергнутом с целью формирования наноструктуры
ИПД кручению при комнатной температуре [56, 57]. Было показано, что при изотер-
мических выдержках происходит сокращение длины исследуемых образцов
(рис. 5.13). Полученные зависимости представляют собой монотонные кривые с на-
сыщением по мере увеличения продолжительности выдержки. Рост температуры ис-
пытаний приводит к увеличению эффекта сокращения длины образцов. Например,
при отжиге при температуре 90 °С в течение 60 мин величина сокращения относи-
тельно исходной длины Д///составила 2 х 10~4. Интересно отметить, что скорость со-
кращения длины исследуемых образцов максимальна на начальных этапах, затем с
течением времени монотонно убывает практически до нуля при нагреве вплоть до
100 °С. Несколько иную ситуацию наблюдали при температуре 100 °С, когда стаби-
лизация длины образца не была достигнута даже после одночасовой выдержки.

Из общего вида кривых сокращения длины можно заметить, что скорость этого
процесса имеет явную зависимость от температуры испытаний. Особенно ярко это
проявляется в начальные моменты, когда сокращение длины близко к линейной за-
висимости от времени. При анализе полученных кинетических кривых исходили из
того, что значительная часть сокращаемой длины приходится на начальные несколь-
ко минут процесса. Для оценки скорости сокращения длины провели линейную ап-
проксимацию, найдя из графиков время 7, за которое произошло сокращение длины
на половину максимального значения для данной температуры испытания.

Зависимость найденных скоростей сокращения длины образцов от температуры
изотермического отжига представлена графически на рис. 5.14. Характер этой зави-
симости свидетельствует о термоактивируемой природе изучаемого явления. Энергия

Рис. 5.13. Зависимости относитель-
ных изменений (сокращений) длины
образцов сплава А1—4%Си—0,5%2л-
от времени отжига при различных
температурах:

7 - 70 °С; 2 — 80 °С; 3- 90 °С; 4- 100 °С

Рис. 5.14. Зависимость скоростей от-
носительного сокращения длины об-
разцов сплава от температуры отжига
[г = Д//(Л), где / — исходная длина
образца; г - время]
активации процесса составила 36 кДж/моль, т.е. равна примерно половине величины
энергии активации зернограничной самодиффузии в А1 [58].

Необходимо особо подчеркнуть, что эффект сокращения размеров был наиболее
значителен в свежедеформированных образцах. Например, в образце, отожженном
после деформации при 100 °С в течение 30 мин, при повторном нагреве до 90 °С за-
метного сокращения длины, не происходило.

Проведенные исследования позволили выявить кинетику изменений длины об-
разцов сплава с наноструктурой. Следует подчеркнуть, что эти изменения в диапазо-
не температур отжига до 100 °С происходили при стабильном размере зерен. По-
скольку внутризеренные дислокации отсутствовали в структуре образцов, можно
утверждать, что изменение их размеров связано непосредственно с эффектами в гра-
ницах зерен, а именно с их неравновесным состоянием.

Как уже отмечалось, в сплаве с более равновесными границами зерен после нагре-
ва до 100 °С при дополнительном отжиге образцов сокращения их размеров не про-
исходило, хотя и сохранилось наноструктурное состояние. Проведенные экспери-
менты свидетельствуют также, что наблюдаемые дилатометрические эффекты
насыщаются по мере увеличения времени выдержки. Аналогичный характер имеют
кривые возврата неравновесных границ зерен [57, 59].

Полученные дилатометрические данные позволяют провести оценки некоторых
параметров границ зерен. Прежде всего, данные дилатометрических измерений мо-
гут быть использованы для оценки свободного объема. В нашем случае это относит-
ся к свободному объему неравновесных границ зерен. Например, в проведенном экс-
перименте при 90 °С максимальное дилатометрическое изменение длины образца
составило 2 х 10~4. Полагая, что эти изменения связаны с неравновесностью границ
зерен, можно оценить изменение свободного объема неравновесных границ в про-
цессе отжига [56, 57]. Используя соотношение, связывающее объемную долю границ
зерен Игз и объем образца Ис толщиной границы 8 и средним размером зерен с! [60],

Лл = 25

V а ’

(5.12)

и полагая 8 = 1 нм, г/= 100 нм, находим, что ИЕЗ/И= 0,02. При изотропном измене-
нии объема образца

АУ _ 3 А/
V " / ’

(5.13)

отсюда, в соответствии с экспериментом для 90 °С, имеем АИ/И= 6 х 10-4.

Учитывая, что выявленное изменение относительного объема всего образца обус-
ловлено изменением свободного объема границ зерен, получим, что в процессе от-
жига при 90 °С изменение (уменьшение) объема границ зерен составляет 3%. Таким
образом, можно утверждать, что свободный объем неравновесных границ зерен по
крайней мере на 3% превышает объем равновесных границ зерен. Такое изменение
объема в результате перехода границ в равновесное состояние намного превышает
разницу свободных объемов аморфного и кристаллического состояний, которая при-
мерно равна 1% [55]. Отсюда следует, что повышенным свободным объемом в нано-
структурных ИПД материалах обладают не только собственно границы зерен, но и,
очевидно, приграничные районы.
В заключение отметим еще один момент. Если дилатометрические изменения при
отжиге обусловлены переходом неравновесных границ зерен в более равновесное со-
стояние, то по данным кинетики этих изменений можно судить о кинетике перехода
неравновесных грации в равновесные, т.е. о возврате структуры неравновесных гра-
ниц зерен в ультрамелкозернистом поликристалле. В последние годы для описания
этого процесса возврата предложен ряд моделей [61—63], в согласии с которыми ско-
рость возврата границ зерен контролируется объемной диффузией в тройных стыках.
Однако полученные из дилатометрических исследований данные — низкое значение
энергии активации, временная стадийность эффекта — позволяют полагать, что воз-
врат границ зерен в поликристалле не является чисто диффузионным процессом и
связан с процессом релаксации напряжений в тройных стыках, по-видимому, за счет
перераспределения дислокаций в границах.

В работе [63] была сделана попытка рассчитать кривые релаксации избыточного
объема в УМЗ №. Данные расчеты основывались на аналитических выражениях,
описывающих релаксацию трех компонент дислокационной структуры границ зерен,
отжиг неравновесных вакансий и рост зерен. В качестве указанных компонент дис-
локационной структуры границ зерен рассматривались неупорядоченные сетки вне-
сенных зернограничных дислокаций, диполи стыковых дисклинаций, а также тан-
генциальные внесенные зернограничные дислокации. При построении кривых
релаксации в [63] использовался подход, согласно которому каждый быстропротека-
ющий процесс возврата может ускорить кинетику более медленного процесса. Полу-
ченные теоретические кривые в рамках сделанных предположений о дефектной
структуре границ зерен достаточно хорошо описали экспериментальные закономер-
ности изменения длины наноструктурного ИПД № при его последующем отжиге при
различных температурах.

На основании результатов дилатометрических исследований и выполненных тео-
ретических оценок можно сделать ряд выводов.

1. Сокращение размеров образцов, наблюдаемое при нагреве наноструктурных ма-
териалов, полученных ИПД, по-видимому, обусловлено изменениями структуры
границ зерен, связанными с переходом неравновесных границ в равновесное со-
стояние.

2. Оценка изменений свободного объема границ зерен, проведенная на основе полу-
ченных данных, показывает, что свободный объем неравновесных границ зерен
на 3% больше свободного объема равновесных границ.

3. Кинетика дилатометрических изменений наноструктурных металлов, очевидно,
определяется кинетикой структурных превращений в границах зерен, и дилатоме-
трический метод может быть использован для исследования процессов возврата
структуры границ в поликристаллах.

Отметим, что недавно повышение свободного объема границ зерен в наноструктур-
ных материалах было показано также методом позитронной аннигиляции [64].

Мессбауэровская спектроскопия. Специфическая дефектная структура должна
влиять на параметры электрической и магнитной сверхтонкой структуры наномате-
риалов, полученных ИПД. В связи с этим большой интерес представляют результаты
мессбауэрографических исследований, позволивших получить информацию не толь-
ко о границах зерен, но и о приграничной области. В работах [65,66] мессбауэровская
Рис. 5.15. Мессбауэровский спектр УМЗ Ге
(</ = 0,22 мкм) при комнатной температуре
(изотоп 57Со в Сг). Точками показаны экспе-
риментальные данные, линиями — результат
разложения экспериментального спектра

спектроскопия была проведена на УМЗ Ре (чистотой 99,97%). Ре имеет сверхтонкую
магнитную структуру, которая легко разрешима, что делает его удобным объектом
для мессбауэровских экспериментов. Измерения были выполнены в просвечиваю-
щем режиме при комнатной температуре с использованием источника 57Со в Сг мат-
рице.

Спектры УМЗ Ре (рис. 5.15) представляли собой суперпозицию существенно раз-
личающихся параметрами электрической и магнитной сверхтонких структур (табл. 5.1
[66]) подспектров (7 и 2) магнитного расщепления, что свидетельствует о наличии в
исследованном УМЗ материале двух различных состояний атомов Ре. Параметры
1-го, более интенсивного подспектра, практически совпадают с параметрами спект-
ра крупнокристаллического а-Ре.

Наличие 2-го подспектра, очевидно, связано с особым состоянием части атомов
Ре вблизи границ зерен. Из табл. 5.1 следует, что доля таких атомов составляет
(11 ±1)%. Отсюда оценка толщины слоя приграничных атомов (физическая ширина
границ зерен) дает (8,4±1,5) нм. Установление наличия четко фиксированных пара-
метров сверхтонкой структуры для рассматриваемой части атомов позволяет гово-
рить о существовании четко выделенного «зернограничного состояния» атомов Ре

Таблица 5.1. Параметры сверхтонкой структуры подспектров 1 и 2 для образцов Ге с
различным средним размером зерен

Средний размер зерна в образце, мкм Подспектр Относительная интегральная интенсивность (площадь) подспектра Эффективное магнитное поле, кЭ Изомерный сдвиг относительно эталонного а-Ее, мм/с Ширина внешних пиков спектра на 1/2 высоты, мм/с
0,12 7 2 0,78±0,02 0,22±0,02 331±5 301 ±5 0,00±0,06 -0,36±0,06 0,32±0,05 0,32±0,05
0,23 7 2 0,91±0,02 0,09±0,02 331±5 301±5 0,00±0,06 —0,35±0,06 0,33±0,05 0,54±0,05
0,23 7 2 0,87±0,02 0,13±0,02 329±5 299±5 0,00±0,06 —0,25±0,06 0,33±0,05 0,35±0,05
0,26 7 2 0,93±0,02 0,07±0,02 331 ±5 299±5 0,00±0,06 —0,38±0,06 0,34±0,05 0,38±0,05
0,65 1 2 0,95±0,02 0,05±0,02 330±5 302±5 0,00±0,06 -0,3±0,06 0,30±0,05 0,40±0,05
или зернограничной фазы наряду с зеренной фазой. Вместе с тем не было обнаруже-
но различий в кристаллической структуре этих фаз.

Наблюдаемое различие в сверхтонких параметрах, очевидно, связано прежде все-
го с более высокой динамической активностью атомов зернограничной фазы в срав-
нении с зеренной фазой вследствие некоторого различия их электронных структур и
фононных спектров [$5]. В развитие этих наблюдений в работе [66] установлен рост
отношения интенсивностей подспектров зернограничной и зеренной фаз с пониже-
нием температуры от комнатной до температуры жидкого азота. Различие этих отно-
шений показывает, что температура Дебая зернограничной фазы на 200 °С ниже, чем
у зеренной фазы.

Таким образом, полученные данные мессбауэрографических исследований также
указывают на особое состояние атомов вблизи границ зерен в наноструктурных мате-
риалах, что соответствует результатам экспериментальных исследований, проведен-
ных другими методами.

Суммируя приведенные выше результаты исследований, выполненных на чистых
металлах (Си, №, Ре) и однофазных А1 сплавах, можно выделить ряд характерных
особенностей дефектной структуры наноструктурных материалов, полученных ИПД.
При этом отметим также, что просвечивающая электронная микроскопия, в том чис-
ле высокоразрешающая, рентгеноструктурный анализ и мессбауэровская спектро-
скопия являются взаимно дополняющими методами исследований, где первые (про-
свечивающая, включая высокоразрешающую, электронная микроскопия) дают
локальную информацию, в частности об индивидуальных границах зерен, а вторые
(рентгеноструктурный анализ и мессбауэрография) — усредненную информацию о
структуре материалов. Вместе с тем результаты этих исследований не противоречат, а
дополняют друг друга.

Общими для всех наноматериалов, полученных ИПД, являются высокие внутрен-
ние напряжения и искажения кристаллической решетки. Данные рентгеноструктур-
ного анализа дают для исследованных материалов среднеквадратичные деформации,
равные 10~3-10-4, хотя, согласно электронно-микроскопическим исследованиям,
локальные упругие деформации, особенно у границ зерен, на порядок и более выше.
Тот факт, что уровень внутренних напряжений высок, хотя плотность решеточных
дислокаций в теле зерен зачастую незначительна, подтверждает, что источниками на-
пряжений являются неравновесные границы зерен. Прямые наблюдения границ зе-
рен, выполненные методом высокоразрешающей просвечивающей электронной ми-
кроскопии, дают доказательства их специфической дефектной структуры в
наноструктурных материалах вследствие присутствия атомных ступенек и фасеток, а
также зернограничных дислокаций. В свою очередь, высокие напряжения и искаже-
ния кристаллической решетки ведут к дилатациям решетки, проявляющимся в изме-
нении межатомных расстояний, появлении значительных статических и динамичес-
ких атомных смещений, которые экспериментально наблюдались в рентгеновских и
мессбауэрографических исследованиях.

Полученные экспериментальные результаты, свидетельствующие о формирова-
нии в результате ИПД специфической дефектной структуры, основной особеннос-
тью которой является существование неравновесных границ зерен, содержащих де-
фекты высокой плотности, положены в основу новой структурной модели,
описываемой в п. 5.2.2.
5.2 РАЗВИТИЕ СТРУКТУРНОЙ МОДЕЛИ

Экспериментальные данные о необычной дефектной структуре границ зе-
рен в наноструктурных материалах, полученных интенсивной пластической дефор-
мацией, наблюдение искажений кристаллической решетки вблизи границ зерен лег-
ли в основу развиваемых модельных представлений об атомной структуре и свойствах
этих материалов [19]. Данные представления базируются на концепции неравновес-
ных границ зерен, которая была введена в научную литературу в 70—80-х годах [6, 7]
и позднее стала широко использоваться при описаниях взаимодействий решеточных
дислокаций и границ зерен, для анализа рекристаллизационных и деформационных
процессов в поликристаллах [67, 8]. Ниже будут кратко рассмотрены основные поло-
жения физики неравновесных границ, даны описания структурной модели нанокри-
сталлов и ее развития для понимания их необычных свойств.

5.2.1 Неравновесное состояние границ зерен

В хорошо отожженных поликристаллах или бикристаллах межзеренные
границы являются обычно совершенными, поскольку не имеют дальнодействующих
упругих полей и разделяют недеформированные кристаллы (зерна). До недавнего
времени именно границы с совершенной структурой были основным объектом тео-
ретических и экспериментальных исследований, где достигнуты значительные успе-
хи в их описании [68—71].

Кратко суммируя эти достижения, можно отметить, что в основе современных
описаний структуры таких границ зерен лежит концепция решетки совпадающих
узлов [69, 70], в соответствии с которой в двух произвольно ориентированных крис-
таллах может быть выбрана «сверхрешетка» таким образом, чтобы атомы обоих кри-
сталлов находились в ее узлах. Характерным дискретным углам поворота соответст-
вует определенная плотность узлов совпадения, т.е. их доля по отношению ко всем
атомам решетки кристалла. Для характеристики решетки совпадения обычно ис-
пользуют не плотность узлов совпадения, а обратную ей величину Е — число атомов
решетки кристалла, приходящихся на один узел совпадения в общей сверхрешетке.
При некоторых разориентировках соседних зерен совпадающие узлы встречаются
сравнительно часто и для них значения Е относительно малы. Такие разориентиров-
ки называют специальными. В качестве критерия близости к специальным ориенти-
ровкам часто применяют значения Е < 50. Специальным разориентировкам зерен со-
ответствуют так называемые специальные границы, изучение которых представляет
особый интерес, поскольку, как показывают наблюдения, они обладают наиболее со-
вершенной структурой и проявляют особые свойства. Например, на кривой зависи-
мости энергии границ от разориентировки соседних зерен специальным углам отве-
чают провалы энергии. Границы с малым Е отличаются обычно малой
подвижностью, малым значением коэффициента зернограничной диффузии и дру-
гими особыми свойствами [71—73].

При отклонении разориентировки соседних зерен от ориентации, точно соответ-
ствующей специальной, особые свойства специальных границ изменяются не резко,
а постепенно. Структура таких границ может быть представлена как специальная, но
с наложенной сеткой структурных ЗГД, компенсирующей отклонение от идеальной
ориентировки. В общем случае для описания структуры границ, близких к специаль-
ным, требуются три сетки параллельных ЗГД, величина вектора Бюргерса которых
обратно пропорциональна Согласно геометрическому анализу Воллманна [74],
при увеличении угла отклонения от разориентировки, соответствующей определен-
ному X, происходит уменьшение расстояния между ЗГД. Этот вывод подтвержден во
многих экспериментах для границ, близких к специальным. Более сложен вопрос о
структуре произвольных границ, т.е. границ с промежуточной между специальными
разориентировкой зерен.

Однако в последние годы благодаря достижениям высокоразрешающих экспери-
ментальных методов и машинного моделирования развиты достаточно ясные пред-
ставления о строении таких большеугловых границ зерен. Эти представления о стро-
ении произвольных границ основаны на том, что любую границу можно представить
как смесь структурных элементов каких-то низкоэнергетических структур. Такая
концепция впервые использовалась в ранней «островковой» модели Мотта и ее даль-
нейших модификациях [69].

В дисклинационной модели строения границ [75-77] также предполагалось, что
структура произвольных границ представляет собой смесь участков, характерных для
ближайших (по разориентировке) границ совпадения. Гляйтер и Чалмерс [69] до-
вольно подробно развили эту идею, указав, что граница с параметрами, промежуточ-
ными между двумя специальными границами, может состоять из смеси в определен-
ной пропорции структурных единиц, характерных для этих специальных границ,
причем специальные границы могут не содержать в действительности совпадающих
узлов из-за наличия относительной трансляции зерен.

Предпринимались разные попытки выявить характерные атомные конфигурации
в зернограничной структуре, но пути решения этого вопроса удалось найти, исполь-
зуя результаты геометрического анализа [78] и моделирования на ЭВМ [79—81], кото-
рые позволили выявить те «кирпичики», из которых построена любая граница.
Оказалось, что существует строго ограниченный набор координационных много-
гранников, по вершинам которых могут располагаться атомы в границе зерен. Эти
многогранники совпадают с берналовскими полиэдрами, предложенными для опи-
сания структуры жидкостей и аморфных тел. В работе [82] показано, что многогран-
ники можно разбить на тетраэдры и октаэдры, т.е. на основные элементы, характер-
ные для кристаллической структуры металлов, однако искажения этих тетраэдров и
октаэдров по сравнению с правильными формами довольно велики. В отличие от
структуры аморфных тел, где атомные полиэдры расположены неупорядоченно, в
границе полиэдры располагаются в один слой, для них имеются жесткие граничные
условия, обусловленные периодичностью кристаллов по обе стороны границы, что
приводит к строго упорядоченному построению атомных групп в структуре границ.
Упорядоченность структуры характерна для всех границ зерен.

В настоящее время считается, что некоторые границы совпадения, названные
предпочтительными (Гауоигед), построены из атомных групп только одного сорта. Та-
кая атомная группа может состоять из нескольких координационных многогранни-
ков, но она является простейшим структурным элементом, поскольку не может быть
разбита на более мелкие элементы, характерные для других границ из данного интер-
вала разориентаций. Все границы с разориентировками, промежуточными между
двумя предпочтительными, имеют структуры, представляющие собой наборы струк-
турных элементов этих двух предпочтительных границ. Можно предсказать структу-
ру любой границы, в том числе произвольной, если известны структуры ближайших
предпочтительных границ. Структура произвольных границ, разориентировка кото-
рых промежуточна между двумя промежуточными границами совпадения, состоящи-
ми, например, из структурных единиц А и В соответственно, состоит из атомных
групп А, внедренных в сетку большего числа групп В, если разориентировка ближе к
границе В, и из групп В, внедренных в сетку большего числа групп А, если разориен-
тировка ближе к границе А.

С помощью набора структурных единиц может быть представлен непрерывный
переход зернограничных структур через весь интервал разориентировок как для гра-
ниц наклона (симметричных и несимметричных), так и для границ кручения. Все
границы по этой модели имеют упорядоченное строение: структура границы повто-
ряется через определенный период, который можно назвать сегментом повторяемо-
сти. Очень важно, что теория структурных единиц прямо соответствует дислокацион-
ным моделям большеугловых границ. Еще Брэндон с соавторами (1966 г.)
предположили, что отклонение разориентировки границы от специальной создается
сеткой ЗГД аналогично тому, как сетка решеточных дислокаций создает малоугловую
разориентировку в кристаллической решетке. Затем выяснилось, что эти ЗГД могут
быть собственными, структурными и вторичными ЗГД. Ядра этих ЗГД достаточно уз-
кие — локализованные и, что очень важно, сохраняют свою индивидуальность при
очень малых расстояниях между дислокациями [70]. К настоящему времени установ-
лено, что описание с помощью структурных единиц позволяет выявить дислокаци-
онную структуру любой границы.

В работах [83—85] была предложена дисклинационно-структурная модель, являю-
щаяся синтезом дисклинационной модели и модели структурных единиц. В этой
модели учитывается, что в линиях стыка структурных единиц разного типа А и В име-
ются дисклинации мощности, равной разности углов разориентировки предпочти-
тельных границ. В итоге произвольная граница описывается как стенка дисклинаци-
онных диполей. Данный подход позволил весьма точно воспроизвести зависимости
энергии границ зерен от угла разориентировки для ряда границ наклона в чистых ме-
таллах и поликристаллическом алмазе [85, 86].

В последние годы благодаря развитию экспериментальной техники, в первую оче-
редь электронной микроскопии высокого разрешения и высокоразрешающих мето-
дов рентгеновской и электронной дифракции, стали возможными эксперименталь-
ные исследования структуры границ на атомном уровне. С помощью этих методов, а
также ионной микроскопии получены убедительные доказательства справедливости
кристаллогеометрических теорий для описания структуры границ. Эти выводы отно-
сятся как к межзеренным, так и межфазным границам.

Вместе с тем, полагая, что межзеренные границы имеют упорядоченное строение,
в них можно рассматривать существование нарушений этого строения. Эти дефекты
могут быть аналогичны решеточным, но существуют и специфические зерногранич-
ные дефекты. Например, в границах зерен могут присутствовать вакансии и меж-
узельные атомы. Как показано путем машинного моделирования в работах [87—89},
несмотря на большую «рыхлость» структуры границ по сравнению с совершенной ре-
шеткой, зернограничные вакансии являются вполне определенным дефектом — от-
сутствующим атомом, хотя этот дефект и может быть больше «размазан» в границе,
чем в совершенной кристаллической решетке. Межузельный атом также является
вполне определенным дефектом в границе, хотя и его релаксация в границе больше,
чем в совершенной решетке [87]. Прямые наблюдения межузельных атомов, возни-
кающих при облучении в границах зерен XV, были проведены методом ионной микро-
скопии [90]. В структуре границы могут содержаться инородные атомы (как замеще-
ния, так и внедрения). Концентрация примеси в границе может быть равновесной и
неравновесной при данной объемной концентрации примеси. Эта проблема связана
с особенностями взаимодействия примесей и межзеренных границ [8].

Для цели нашего рассмотрения особый интерес имеют линейные дефекты границ
зерен, к которым относятся зернограничные дислокации. По своему происхождению
ЗГД делятся на две группы — собственные (структурные, вторичные) и внесенные.

Собственные ЗГД являются необходимыми в границе при данных ее параметрах с
точки зрения граничной кристаллогеометрии, например, для обеспечения отклоне-
ния разориентировки от специальной, поэтому они не являются дефектами структу-
ры границы в прямом смысле этого слова. Согласно анализу [91], отклонение поверх-
ности большеугловой специальной границы от плоскости хорошего сопряжения
также может осуществляться с помощью системы ЗГД. Структурные ЗГД имеют век-
торы Бюргерса, соответствующие полной решетке наложения (ПРИ) [74, 92], воз-
можны также частичные ЗГД [93—98]. Упругие поля собственных ЗГД взаимно ском-
пенсированы, поэтому они не создают у границ дальнодействующих напряжений.

Внесенные ЗГД (ВЗГД) не являются кристаллогеометрически необходимыми
структурными особенностями границ. Они могут зарождаться непосредственно в
границе путем действия какого-либо зернограничного источника. Наиболее досто-
верный, экспериментально установленный путь образования ВЗГД, — это взаимодей-
ствие решеточных дислокаций с границами [8]. Захваченная границей решеточная
дислокация имеет решеточный вектор Бюргерса одного из зерен и представляет со-
бой частный случай внесенных ЗГД. Чисто геометрически решеточный вектор Бюр-
герса может быть представлен суммой базисных трансляций ПРН [74], поэтому ре-
шеточная дислокация может распадаться в границе на ЗГД с ПРН-векторами
Бюргерса [99—102]. Эти ЗГД являются внесенными ЗГД. Такие ЗГД имеют неском-
пенсированные упругие поля, следовательно, границы, их содержащие, могут быть
определены как неравновесные [59, 91]. Поэтому ВЗГД принято называть неравно-
весными дефектами в отличие от собственных ЗГД.

В границах могут существовать не только трансляционные дефекты-дислокации,
но и дефекты ротационного типа - дисклинации. Существование таких зерногра-
ничных дисклинаций, точнее дисклинационных диполей, является основой для дис-
клинационных моделей границ зерен [75—77, 83—85]. Эти дисклинации разделяют
участки специальных (предпочтительных) границ с различной разориентировкой.
Эти дефекты, однако, являются собственными дефектами границ зерен, эквивалент-
ными структурным зернограничным дислокациям. Образование «внесенных» дис-
клинационных диполей может наблюдаться в произвольной границе, если произой-
дет группировка структурных единиц соответствующих предпочтительных границ.
Например, если вместо структуры ..ААВААВААВ... в границе образуется структура
..ААААААВВВААААААВВВ..., то такую структуру можно описать как чередование дис-
клинационных диполей различной мощности. Наиболее важным механизмом обра-
зования зернограничных дисклинаций является поглощение решеточных дислока-
Рис. 5.16. ЗГД с одинаковыми век-
торами Бюргерса, но имеющие
различные ступеньки в границе Е5

ций границами. Ввиду того что изменение угла разориентировки границы при дефор-
мации зависит от ориентации ее плоскости, в стыках фасеток, тройных стыках гра-
ниц зерен накапливаются дисклинации, играющие большую роль в упрочнении по-
ликристалла и формировании его субструктуры [103].

Межзеренные границы могут иметь различные топографические особенности —
ступеньки, уступы, фасетки. Ступенька на границе часто связана с зернограничной
дислокацией, в этом случае она является составной частью ядра ЗГД [104, 105]
(рис. 5.16). Существуют и бездислокационные зернограничные уступы, высота кото-
рых должна быть кратна периоду решетки совпадающих узлов (РСУ). Такие уступы
могут иметь масштаб от нескольких межатомных расстояний до макроскопических
фасеток. Показано [106], что при отклонении поверхности специальной границы от
симметричного положения ее поверхность фасетируется по плотноупакованным
плоскостям РСУ (рис. 5.17). Очевидно, что такое фасетирование может иметь и атом-
ный масштаб, т.е. несимметричная граница наклона разбивается на структурные еди-
ницы соответствующих симметричных границ [107].

Здесь стоит заметить, что различные бездислокационные топографические осо-
бенности обычно возникают в результате заданных внешних условий и параметров
границы, в частности, условий залегания поверхности границы. Следовательно, эти
особенности являются собственными для границы и не являются неравновесными
дефектами зернограничной структуры.

Рис. 5.17. Фасетированная граница XI1 [106]
Перейдем теперь к рассмотрению неравновесных границ зерен (т.е. границ, со-
держащих избыточные дефекты в структуре), обычно привнесенных при различных
воздействиях на материал. Термин «неравновесные границы» был введен Грабским и
Корским еще в 1970 г. [108], но его стали использовать в научной литературе значи-
тельно позже [2, 7, 59, 109-120], причем им обозначали самые разные состояния гра-
ниц. Этим термином называют, например, границы с неравновесной концентрацией
точечных дефектов [109, ПО], границы с искривленной поверхностью [НО], грани-
цы, содержащие захваченные решеточные дислокации и внесенные ЗГД [7, 59,
109—120], и т.д. При этом нужно учитывать, что любая граница сама по себе является
неравновесным дефектом в кристалле, поэтому понятие о термодинамическом рав-
новесии границ зерен в известной мере условно. Более детальное описание неравно-
весных границ было представлено Р.З. Валиевым с соавторами [7, 8, 59], позднее —
А.А. Назаровым и сотрудниками [20, 63].

В согласии с этими работами равновесное состояние зернограничной структуры
можно охарактеризовать минимальной свободной энергией при заданных кристал-
логеометрических параметрах и внешних условиях (температура, давление, концент-
рация примесей). Соответственно, неравновесное состояние зернограничной струк-
туры характеризуется повышенной энергией, и оно обусловлено наличием дефектов
в структуре границы. Переход структуры границы из неравновесного состояния в бо-
лее равновесное является процессом возврата зернограничной структуры. Если рас-
сматривать зернограничные дефекты только дислокационной природы, то приведен-
ное определение равновесия структуры границ эквивалентно требованиям, согласно
которым граница не должна иметь дальнодействующих полей напряжений и ее
структура должна быть механически устойчивой [113, 114]. Другими словами — рав-
новесная граница разделяет кристаллы без их деформации, и силы взаимодействия
между элементами ее структуры взаимно уравновешены.

Энергии неравновесной и равновесной границ, создающих одинаковый разворот
кристаллов вдали от границы, различаются энергией упругого поля и энергией взаи-
модействия между элементами зернограничной структуры. Конечно, это не означает,
что если две границы имеют различные значения собственной энергии, то одна из
них является неравновесной, поскольку энергия этих границ может быть разной из-
за различия их кристаллографических параметров. Известно, что энергия границы
зависит от параметров разориентировки зерен и плоскости залегания границы [121],
в каком-то смысле, например, специальная граница более равновесна, чем произ-
вольная. Однако далее мы будем рассматривать в основном неравновесное состояние
границ, обусловленное присутствием дефектов дислокационного характера, и, ис-
пользуя термин «неравновесная граница зерен», будем подразумевать только то, что
такая граница имеет нескомпенсированные дальнодействующие напряжения и на
элементы зернограничной структуры действуют нескомпенсированные напряжения
от других элементов структуры границы. Изучение указанного вида неравновесных
границ имеет особый интерес, поскольку такие границы играют определяющую роль
во многих процессах пластической деформации и рекристаллизации [6, 7, 59, 112,
122], а также, как будет показано ниже, в необычных свойствах наноструктурных ма-
териалов.

Описать образование неравновесного состояния границ зерен [7, 8] можно
(рис. 5.18), используя способ мысленных разрезов [113, 114], подобно тому, как это
Рис. 5.18. Получение границ зерен путем мысленных разрезов [113,114]:

а -> б - получение равновесной границы (берега разреза склеиваются без деформации); в -> г и
а -> е — получение неравновесных границ (при стыковке кристаллов необходима их деформация - из-
гиб и растяжение-сжатие соответственно); д, ж — схемы комплексов ЗГД и дисклинаций, создающих
такой же характер упругих искажений, как на рис. г, е

делается для дефектов решетки — трансляционных и поворотных дислокаций [123,
124]. На рис. 5.18, а, б показано получение равновесной границы - берега разреза
склеиваются без деформации. Если сделать вырез, как показано на рис. 5.18, в, то для
склейки будет необходима деформация берегов разреза, что создает у границы даль-
нодействующие упругие поля (рис. 5.18, г). На рис. 5.18, е неравновесная граница по-
лучена другим способом: после разреза по плоскости равновесной границы (см. рис.
5.18,6) берега разреза склеиваются с деформацией. Эти две схемы, безусловно, не ис-
черпывают всех возможных вариантов введения неравновесного состояния границ
зерен и были рассмотрены в [8] лишь в качестве примеров. Подобные примеры полу-
чения неравновесных границ во многом аналогичны введению дислокаций Сомили-
аны [123,124]. В этих схемах (см. рис. 5.18, г, е) вся поверхность границ имеет особен-
ность по напряжениям и деформациям.

Введенное представление о неравновесной структуре границ относится к конти-
нуальной среде. Однако, полагая, что границы зерен имеют кристаллографически
упорядоченное строение, в качестве источников упругих полей необходимо рассматри-
вать дискретные нарушения этого строения — ЗГД и их комплексы. На рис. 5.18, д, ж
схематично показаны комплексы ЗГД, создающие такой же характер упругих иска-
жений у границ, как на рис. 5.18, г, е (полностью эквивалентным континуальному
представлению было бы введение непрерывного распределения бесконечно малых
дислокаций). Граница с неравномерным распределением ЗГД на рис. 5.18, д может
быть представлена также в дисклинационной модели, как ряд дисклинаций, обеспе-
чивающих непрерывное изменение угла разориентировки 0. В представленных на
этих рисунках случаях освобождение границы от упругих полей (возврат) может про-
изойти путем удаления из нее ЗГД или их перераспределения. В примере, показан-
ном на рис. 5.18, д, равномерное распределение ЗГД приведет к аннигиляции всех
дислокаций и снятию дальнодействующих напряжений. Эти примеры, безусловно,
не исчерпывают всех возможных путей возврата неравновесной структуры, так же
как приведенные схемы не исчерпывают всех случаев неравновесного состояния гра-
ниц. Однако эти структуры являются вполне типичными для наноструктурных мате-
риалов, полученных ИПД (см. рис. 5.4, 5.5). В общем случае механизмы возврата,
очевидно, определяются конкретным типом неравновесной структуры границы.
В работе [7] сделана попытка развития подхода к описанию неравновесного со-
стояния межзеренных границ также с позиции совместности кристаллографических
параметров. Основная идея этого подхода заключается в том, что для равновесной
границы все ее параметры не являются полностью независимыми друг от друга и
можно выделить области совместности параметров, внутри которых любая граница
является равновесной. Таким образом, вводится критерий для разделения границ на
равновесные и неравновесные — критерий совместности кристаллографических пара-
метров границы.

Пусть граница образована путем стыковки двух разориентированных кристаллов
так, что некоторая грань одного кристалла примыкает к некоторой грани другого
кристалла. Нормаль к граничной поверхности в системе координат одного кристалла
обозначим в системе координат другого кристалла и2. Тогда должно быть справед-
ливо соотношение

п2=Кп\, (5.14)

которое устанавливает связь между параметрами разориентировки Я и плоскости
границы. Стыковка двух кристаллов (без их деформации) для образования границы с
заданной разориентировкой Я возможна только в том случае, когда стыкующиеся по-
верхности кристаллов удовлетворяют соотношению (5.14). Если это соотношение не
выполняется, то для образования границы нужна деформация кристаллов. Кроме то-
го, матрица разориентировки Я должна быть постоянной вдоль всей границы, т.е.
уравнение

(5.15)

должно выполняться при постоянной Я для любой пары параллельных между собой
направлений и В>в двух кристаллах. Таким образом, для границ зерен должно вы-
полняться условие совместности параметров разориентировки и граничных поверх-
ностей. Если это условие выполняется, структура границы будет равновесной. Грани-
цы, параметры которых несовместны, образуют класс неравновесных границ.

Такое определение неравновесного состояния зернограничной структуры эквива-
лентно данному выше определению, в котором неравновесными названы границы,
имеющие дальнодействующие упругие поля. Действительно, если получать границу
стыковкой двух кристаллов так, чтобы были несовмещаемы стыкующиеся поверхно-
сти или непостоянна разориентировка, то у такой границы появятся дальнодейству-
ющие упругие поля, поскольку при стыковке кристаллов нужна будет их деформация
(см. рис. 5.18).

Рассмотренное неравновесное состояние зернограничной структуры относится к
случаю, когда все параметры границы предполагаются фиксированными. Если фик-
сировать не все, а только часть параметров, то понятие «неравновесная граница» мо-
жет иметь несколько другой смысл [109]. Дело в том, что в классе границ с совмест-
ными параметрами разные границы имеют разную энергию [121]. При
фиксированных одних макроскопических параметрах можно найти минимум энер-
гии по другим параметрам. В этом случае равновесной считается граница, имеющая
минимальную энергию, однако другие границы здесь также имеют совместные пара-
метры, т.е. их структуры, по крайней мере, метастабильны.
Неравновесное состояние зернограничной структуры рассмотренного типа обыч-
но образуется в результате взаимодействия границ с решеточными дислокациями.
Когда дислокации выходят из кристалла на границу, поверхность зерна, образующая
границу, меняется. При этом, если разориентировка (вдали от границы) не изменяет-
ся, параметры 6, пх и п2 этой границы могут стать несовместными, у границы по-
явятся дальнодействующие упругие поля, которые связаны с вошедшими в границу
дислокациями.

К настоящему времени накоплен обширный экспериментальный материал, каса-
ющийся образования неравновесных границ зерен при их взаимодействии с реше-
точными дислокациями [8]. Под взаимодействием границ зерен с дислокациями по-
нимают действие большеугловых границ как источников и стоков для дислокаций
решетки. Достижением недавних исследований, включая компьютерное моделиро-
вание, явилось доказательство того, что решеточные дислокации, попадая в границу,
остаются дискретными дефектами кристаллического строения и взаимодействие
дислокаций с границами должно заключаться в достаточно сложных перестройках.
Решеточная дислокация не может просто оборваться на границе, она должна продол-
жаться в границе зернограничной дислокацией (одной или несколькими). Поэтому в
поликристалле решеточные дислокации вместе с зернограничными должны образо-
вывать единую замкнутую систему (рис. 5.19) [8]. Следовательно, взаимодействие ре-
шеточных дислокаций с большеугловыми границами сводится, по существу, к взаим-
ным превращениям внутризеренных и зернограничных дислокаций. Как и при
всяких дислокационных реакциях, здесь действуют законы непрерывности дислока-
ционной линии и сохранения вектора Бюргерса, а кроме того, правило сохранения
высоты ступенек, связанных с ЗГД [125].

Многочисленные наблюдения свидетельствуют, что движущиеся решеточные
дислокации попадают в границы зерен при пластической деформации, а при рекри-
сталлизационных процессах мигрирующие границы захватывают дислокации. Мож-
но считать установленным, что наблюдаемые в границах зерен деформированных ме-
таллов линейные дефекты являются в большинстве своем захваченными
решеточными дислокациями. Пример такого наблюдения представлен на рис. 5.20
[7]. На фотографии видно, что дислокации, расположенные в границе, продолжают-
ся дислокациями в теле зерна, т.е. данный снимок можно рассматривать как экспе-
риментальную иллюстрацию части схемы, представленной на рис. 5.19.

Таким образом, приведенные результаты ясно демонстрируют, что в результате
взаимодействия решеточных дислокаций с границами зерен обычно образуются вне-

Рис. 5.19. Схема взаимосвязи внутризеренных
и зернограничных дислокаций
Рис. 5.20. Захваченные
большеугловой грани-
цей решеточные дисло-
кации в магниевом
сплаве. Каждая дисло-
кация в границе связана
с решеточной дислока-
цией внутри зерна [7]

сенные зернограничные дислокации. Границы зерен при этом становятся неравно-
весными.

5.2.2 Описание структурной модели

Результаты представленных в п. 5.1 экспериментальных исследований, а
также приведенные в п. 5.2.1 представления о неравновесных границах зерен являют-
ся базисом для разработки структурной модели наноструктурных материалов, полу-
ченных ИПД [19, 63, 126]. Предметом этой модели является описание дефектной
структуры (типов, плотности и распределения дефектов) атомно-кристаллического
строения наноструктурных материалов, а задачей — объяснение необычных струк-
турных особенностей, наблюдаемых экспериментально: высоких внутренних напря-
жений, искажений и дилатаций кристаллической решетки, разупорядочения нано-
структурных интерметаллидов, образования пересыщенных твердых растворов в
сплавах, большой запасенной энергии и др. На этой основе становится возможным
объяснение, а также предсказание уникальных свойств наноструктурных материалов
(см. гл. 7 и 8). Вместе с тем, как было показано выше, типичные наноструктуры в
сплавах, подвергнутых ИПД, весьма сложны. Более простым является пример чистых
металлов, где основными элементами наноструктуры выступают неравновесные гра-
ницы зерен. Структурная модель металлов, подвергнутых ИПД, может быть пред-
ставлена следующим образом.

Неравновесные границы зерен в наноструктурных материалах вследствие нали-
чия в их структуре внесенных дефектов с предельно высокой плотностью обладают
избыточной энергией и дальнодействующими упругими напряжениями. В результа-
те действия этих напряжений вблизи границ зерен возникают значительные искаже-
ния и дилатации кристаллической решетки, которые экспериментально обнаружива-
ются методами просвечивающей электронной микроскопии и рентгеноструктурного
анализа. В свою очередь атомные смещения в приграничных областях изменяют ди-
намику колебаний решетки и, как результат, приводят к изменению таких фундамен-
тальных свойств, как упругие модули, температуры Дебая и Кюри и др.

Полагая, что в неравновесных границах зерен наноструктурных металлов сущест-
вует несколько типов внесенных дефектов [19, 20], а именно: сидячие зерногранич-
ные дислокации с векторами Бюргерса, нормальными к плоскости границы; сколь-
Рис. 5.21. Схематичное представление наноструктурного материала со средним размером зерен
около 100 нм (а) (треугольники разного размера и ориентации обозначают дисклинации различ-
ной мощности и знака), где вблизи неравновесных границ зерен формируются упруго-искажен-
ные области, и зернограничные дефекты и искажения кристаллической решетки в нанострук-
турном материале с размером зерен 10—20 нм (0

зящие или тангенциальные ЗГД с векторами Бюргерса, касательными к плоскости
границы, а также стыковые дисклинации в тройных стыках, структурная модель на-
ноструктурных материалов с размером зерен около 100 нм может быть изображена
схемой, приведенной на рис. 5.21, а. В этом случае следует разделять упруго-иска-
женные зоны — области решетки вблизи границ зерен шириной в несколько наномет-
ров и центральные части зерен с совершенной кристаллической решеткой. Искажен-
ные приграничные зоны характеризуются также изменениями параметров решетки,
что следует из данных высокоразрешающей электронной микроскопии и мессбауэ-
ровской спектроскопии (см. п. 5.1). Такие наноструктуры типичны для чистых метал-
лов, подвергнутых интенсивной деформации кручением или РКУ прессованием, ког-
да размер зерен составляет 100—200 нм. Если размер зерен уменьшается до 10—20 нм,
то дисторсии и дилатации кристаллической решетки охватывают все зерно (рис. 5.21, б).
Здесь решетка теряет строгую периодичность и наноструктурные материалы приоб-
ретают псевдоаморфную структуру. Последнее было экспериментально подтвержде-
но рентгеноструктурными и электронно-микроскопическими исследованиями нано-
структурных металлов, полученных ИПД консолидацией порошков после шарового
размола и имеющих чрезвычайно малый размер зерен (меньше 15—20 нм) [127, 128]
(см. также п. 1.2).

А.А. Назаровым и др. [129—131] сделаны попытки теоретического описания этих
модельных представлений. Предполагается, что в границах зерен наноструктурных
материалов существуют три разновидности неравновесных ансамблей внесенных дис-
локаций: 1) диполи стыковых дисклинаций, обусловленные накоплением сидячих
ЗГД; 2) ансамбли скользящих ЗГД; 3) неупорядоченные сетки ЗГД, являющиеся ре-
зультатом неоднородного попадания решеточных дислокаций в границы. Все эти си-
стемы дефектов создают дальнодействующие поля напряжений, радиус экранировки
которых намного превышает ширину границ зерен. Каждый из этих неравновесных
ансамблей дислокаций в границах зерен дает независимый вклад в упругие деформа-
ции, избыточную энергию и объемное расширение наноструктурных материалов.
Рис. 5.22. Неравновесная гра-
ница зерна, содержащая сетку
хаотически распределенных
краевых внесенных зерногра-
ничных дислокаций

Рассмотрим сначала результаты анализа неравно-
весных границ зерен, в которых предполагается суще-
ствование хаотических ансамблей внесенных зерногра-
ничных дислокаций [129]. Данный подход позволил
исследовать поля внутренних упругих напряжений в
наноструктурных материалах и сравнить результаты те-
оретических расчетов с экспериментальными данны-
ми. Показана возможность оценить избыточную энер-
гию границ зерен, связанную с появлением полей
упругих напряжений. Кроме того, основываясь на не-
линейной теории упругости, удалось сделать простую
оценку дилатации кристаллической решетки, вызван-
ную внесенными зернограничными дислокациями.

Предположение о том, что интенсивная пластичес-
кая деформация при получении наноструктурных ма-
териалов приводит к появлению высокой плотности
ансамблей хаотически распределенных внесенных зер-
нограничных дислокаций, является первоосновой в
данной модели.

Представим сначала границу зерна длиной 1, содер-
жащую сетку хаотически распределенных внесенных
зернограничных дислокаций, располагающихся в пло-
скости ут. некоторой системы координат (рис. 5.22). Пусть векторы Бюргерса
Ь = (±/>,0,0) будут направлены нормально к плоскости границы зерна, а общая плот-
ность внесенных зернограничных дислокаций равна р. Предположим, что дислока-
ции распределены однородно-случайным образом. Это значит, что вероятность обна-
ружить дислокацию на любом участке (у, у + бу) одинакова и равна бу/1. Конкретное
расположение каждой из дислокаций не зависит от расположения других дислокаций.
Такое распределение очень сильно отличается от равномерного, периодического и
приводит к формированию случайного поля дальнодействуюших напряжений [63].

Рассмотрим усредненные характеристики случайных полей, такие как среднее
значение напряжений <а/у(х, у)>, дисперсию <а?(х, у) — о^х, у)>2 и другие моменты
второго порядка <о/у(х, у) х а^(х, у)>, полученные путем усреднения по реализациям
структуры границы зерна. При этом под реализацией понимается конкретный мас-
сив дислокаций в границе зерна, который удовлетворяет упомянутому выше закону
случайного однородного распределения. Указанные характеристики определяют
среднеквадратичные упругие деформации и избыточную энергию, вызванные хаоти-
ческими дислокационными массивами.

Для случайного однородного распределения указанные характеристики могут
быть рассчитаны аналитически [129]:

(5.16)
(о?(х,у)) = у ( о?(х,у-/)<!/,
Х-/ *

-Л/2

(5.17)

где у — у') — компонента тензора напряжений дислокации, расположенной на
неравновесной границе в точке у'.

Ниже будут рассматриваться поля напряжений, создаваемых бесконечными гра-
ницами зерен, для которых Ь стремится к бесконечности. В этом случае средние зна-
чения равны нулю: <о/у(х, у)> = 0, в то время как моменты второго порядка зависят
только от координаты х. Наконец, на основе выражения, подобного (5.17) (где
Ь ©о), можно получить выражение:

к(о^(х))

5 П бУр

1 1Д6тс(1-г)2х’

(5.18)

где в матричной форме представлены компоненты, которые в дальнейшем понадо-
бятся для вычисления среднеквадратичных деформаций и избыточной энергии; 6-
модуль сдвига, V — коэффициент Пуассона.

Уравнение (5.18) показывает, что неупорядоченные массивы внесенных зерногра-
ничных дислокаций создают дальнодействующие поля внутренних напряжений,
убывающие как х~1/2. Это может быть использовано для объяснения происхождения
относительно широких сильно искаженных, шириной в несколько нанометров, при-
граничных областей в наноструктурных материалах. Отметим также, что флуктуации
напряжений, описываемые дисперсией, определяются только общей средней плот-
ностью дислокаций независимо от относительной доли плотностей дислокаций с
различными знаками.

В поликристаллах, однако, случайные сетки ВЗГД не независимы друг от друга, а
подчиняются определенным корреляционным связям. Эти связи вытекают из того
факта, что скольжение дислокаций ограничено в зернах, поэтому всегда приводит к
образованию дислокационных диполей с плечом, примерно равным размеру зерен
(рис. 5.23, а). Поэтому следует рассматривать не отдельные границы со случайными

Рис. 5.23. Образование дислокаций в границах зерен при скольжении в зерне (а) и возникаю-
щие при этом дисклинационный квадруполь (б) и замкнутая система тангенциальных дислока-
ций (в)
стенками дислокаций, а пару границ с противоположными знаками дислокаций.
Аналогично, дисклинации, образованные дислокациями, пришедшими в границы из
одного зерна, оказываются связанными в дисклинационные квадруполи (рис. 5.23, б),
а скользящие ЗГД — в замкнутые системы, суммарный вектор Бюргерса которых ра-
вен нулю (рис. 5.23, в).

Анализ случайного поля напряжений пары границ с хаотическими сетками ЗГД,
связанными в диполи, показал, что в этом случае среднеквадратичные напряжения
удовлетворяют уравнениям (5.18), т.е. спадают, как х~|//2, в области между границами,
а вне границ убывают по закону х-3/2, т.е. значительно быстрее [132]. Таким образом,
в поликристаллах напряжения хаотических сеток ЗГД экранируются на расстоянии
порядка размера зерен.

Для оценки среднеквадратичной упругой деформации е7 мы можем рассчитать
нормальную компоненту тензора деформации еуу вдоль некоторой оси У и усреднить
квадрат этой компоненты по следующим трем факторам:

1) ориентации направления У; это будет эффективно соответствовать усреднению
по всем возможным ориентациям ГЗ в реальном поликристалле;

2) реализациям случайного поля напряжений; это соответствует учету существова-
ния ансамбля неупорядоченных сеток в поликристалле и может быть осуществле-
но простой подстановкой средних квадратов поля напряжений, заданных систе-
мой уравнений (5.18);

3) объему зерен, так как напряжения и деформации зависят от расстояния от ГЗ.

Нормальная компонента тензора деформации вдоль направления V, составляющего
угол V осью х (рис. 5.24), равна [18]

= СОЗ2^ + 51П 2ЦЕуу +

(5.19)

Усреднение Еух, по углам в интервале —я/2 < < л/2 дает

(5.20)

— 3, 2 2.12 I

&х'х' $ (^хг + Е уу ) + з ЕЛу 4- ЕЛГЕуу .

Рис. 5.24. Хаотические сетки зернограничных
дислокаций в модельном двумерном поликрис-
талле. 1—4 — границы, вносящие основной вклад
в деформацию пробного зерна А
Используя теперь закон Гука для изотропных материалов [18] и подставляя вмес-
то квадратов компонент поля напряжений их средние значения, получим

1(3 - 8у + 8у2 )(< > + < о2у >)+

оСг 4

1 ? 9

+ — (1-8у + 8у )<оххсуу > + <о^ >

(5.21)

Теперь остается усреднить (5.21) по объему зерен. Поскольку, как мы видели вы-
ше, поля напряжений неупорядоченных сеток ВЗГД экранируются на расстоянии
порядка г/, среднеквадратичные напряжения в точке (х, у) пробного зерна А в основ-
ном обусловлены четырьмя границами этого зерна, поэтому

— _ (8у2 - 8у + 3)/>2р Г 1 2. 1 1

хх 64л(1 — у)2 а—х х а —у у

(5.22)

Интегрируя выражение (5.22) по объему зерна с нижним параметром обрезания,
равным вектору Бюргерса ВЗГД, получим окончательно

Е: =------

' 4(1-V)

8у2 -8у + 3
та!

р1п- =0,232?/—1п—
ъ \а ъ

(5.23)

где для удобства принято V = 0,3. Выражение (5.23) и будет давать приближенную
оценку внутренней упругой деформации, наблюдаемой в рентгеноструктурных изме-
рениях.

В работе [132] показано, что, поскольку хаотические сетки ЗГД состоят из незави-
симо распределенных дислокационных диполей, их полная энергия равна простой
сумме энергий составляющих диполей. Поэтому энергия системы на один диполь
равна собственной энергии дислокационного диполя:

сь2 , а
V =---------1П —,

,ех 4л(1-у) Ь

а избыточная энергия границы зерна на единицу площади

сь2р , а

Тру =------— 1П — •

'ех 4тс(1-у) Ь

(5.24)

(5.25)

Следует отметить, что эта формула справедлива для произвольно ориентирован-
ных векторов Бюргерса дислокаций [129].

В работах [129—131] проанализированы также дилатационные эффекты в нано-
структурных материалах. Этот анализ базируется на известном факте, что присутствие
дислокаций приводит к увеличению объема кристаллов [133—135]. Это изменение
объема может быть вычислено в рамках нелинейной теории упругости. Показано
[133], что относительное увеличение объема, приходящееся на участок дислокации
единичной длины,

ДУ га,
--=----1п —,
V Ъ гс

(5.26)

где □ - атомный объем (Г2 = Ь3/уГГ для ГЦК кристаллов); Г - безразмерная дилата-
ция, зависящая от параметров материала и типа дислокации и для металлов состав-
ляющая порядка 0,1—0,2; гс и Ас — соответственно внутренний и внешний радиусы
обрезания.

В уравнении (5.26) гс = Ь, а Кс равен расстоянию экранировки поля напряжений
дислокации. В рассматриваемом случае Пс ~ 4.

Трехмерная плотность дислокаций, т.е. общая длина дислокаций в единице объе-
ма, равна ру = ЗрД/. В результате относительное изменение объема благодаря внесен-
ным зернограничным дислокациям плотности р

= ДУ=2,12^РГ1п^

Ъг у а ь

Рассмотрим теперь вклад второго компонента неравновесных границ зерен в на-
ноструктурном состоянии — стыковых дисклинаций.

Хорошо известно, что дисклинации могут формироваться в стыках зерен и их об-
разование связано с эволюцией структуры при больших деформациях [136—138]. По-
этому эти дефекты характерны для структуры нанокристаллов, полученных ИПД.
Мощность дисклинаций зависит от взаимных ориентаций зерна и плоскости грани-
цы зерна [136, 138].

В работе [131] предложена модель распределения стыковых дисклинаций в дефор-
мированном поликристалле и произведена оценка их вклада в величины внутренней
упругой деформации, энергии границ зерен и увеличение объема наноструктурных
материалов, полученных методами ИПД.

Использованная модель двумерного поликристалла, состоящего из зерен квадрат-
ной формы размером с1 и двух ортогональных рядов границ зерен, представлена на
рис. 5.25 [131]. Предполагается, что эта структура сформировалась в результате боль-
шой пластической деформации. В результате в стыках зерен находятся частичные
дисклинации мощностью Оу, где /,у = 1, 2.М + 1. Общее число рассматриваемых

зерен равно /V2 (на рис. 5.25 ^= 3).

Мощности Оу дисклинаций являются случайными величинами, которые, однако,
не являются полностью независимыми. Благодаря высокой упругой энергии, связан-
ной с отдельными дисклинациями, последние стремятся образовать дипольные или
квадрупольные конфигурации, чтобы экранировать поля напряжений [136—138]. Как
мы видели выше (см. рис. 5.23), такое объединение непосредственно следует также из
геометрии деформации поликристалла. Поэтому считается, что при деформации
а

У
/^31 й32 _йзз
^21 ^22 ^23 X
Оц Й12 &13 > к

Рис. 5.25. Произвольная сетка дисклинаций в модели двухмерного поликристалла, состоящего
из квадратных зерен (а), и соответствующая произвольная решетка дисклинационных
квадруполей (0 [131]

каждое зерно «поставляет» в свои границы дисклинационный квадруполь. Мощность
квадруполя со», появляющегося в зерне у в рассматриваемом поликристалле
(рис. 5.25, б), зависит от деформации зерна и, следовательно, от его ориентации. Для
бестекстурного поликристалла со» могут рассматриваться как независимые случай-
ные величины. Эти величины имеют среднее значение, равное нулю, и одинаковые
дисперсии <со2>.

Дисклинации в стыках зерен состоят из четырех дисклинаций, пришедших от со-
седних зерен: О» = со» — со^,. + со^р у_| — соу у._]. Поскольку со» независимы друг от
друга, для среднего значения и дисперсии мощностей дисклинаций в стыке получим
<Ф> = 0 и <О2> = 4<со2>. Дисклинационный квадруполь (/, центр которого распола-
гается в точке (х, у) = ([/ —1/2]б/,[/ —1/2]с/), создает поле напряжений, компоненты ко-
торого в общем виде могут быть представлены как а^(х, у) = со »(7ар(х — ху-, у — у) [137].
Следовательно, результирующее напряжение в точке (х, у) выбранного зерна А

ОарС*’?) = У °>уСар(х - Х7’> “ У.У (5.28)

м=1

Поскольку сумма в уравнении (5.28) состоит из независимых слагаемых, среднее
значение и дисперсия результирующего напряжения равны

(егар(х^)) = <®)У (^(х-х^у-у^О, (5.29)

«.7=1

(°аР (*- У)) = ) У $ар (Х-Х},у~ У1). (5.30)

Так же, как и в случае массивов неупорядоченных дислокаций [129], для оценки
среднеквадратичной деформации использовался полностью усредненный по всем
ориентациям оси У, реализациям дисклинационной структуры и объему зерна А, ква-
драт нормальной деформации Дополнительный анализ показал [131], что квад-
руполи, принадлежащие пяти ближайшим координационным сферам пробного зер-
на, что соответствует ^ = 11, дают вклад, равный 99% общей упругой энергии,
запасенной в этом зерне, а следовательно, и основной вклад в среднеквадратичную
деформацию. Окончательное выражение для среднеквадратичной упругой деформа-
ции имеет вид

е;= 0,2<со2>'/2 = 0,1<О2>‘/2. (5.31)

Упругая энергия системы состоит из двух составляющих: энергии самих дис-
клинационных квадруполей и энергии их взаимодействия. Энергия взаимодейст-
вия двух квадруполей пропорциональна произведению их мощностей со^х (ак1. Его
среднее значение равно нулю для некоррелированных мощностей квадруполей.
Следовательно, общая упругая энергия произвольной дисклинационной решетки
на один квадруполь просто равна средней энергии отдельного квадруполя, т.е.

= 6 <со2>б/21п2/2тг(1 - V) [137]. Связанная с дисклинациями избыточная энергия
единицы площади границы зерна тогда описывается формулой

_ IV _ 6<а2 > Лп2

Уизб-24- 167С(1-У) ’ (5.32)

Учитывая, что увеличение объема, связанное с дефектами, имеющими дальнодей-
ствующие поля, пропорционально энергии дефектов [133—135], в работе [131] пока-
зано, что стыковые дисклинации создают дилатацию, равную

^»0,37Г<02>. (5.33)

Для анализа вклада в макроскопические характеристики нанокристаллов третьей
слагаемой дефектов границ зерен - ансамбля скользящих ВЗГД в работе [139] рас-
смотрена аналогичная двумерная модель, изображенная на рис. 5.26. В соответствии
с рассмотренными выше корреляциями в дислокационных системах дефектная
структура границ зерен состоит из замкнутых систем скользящих ЗГД с нулевым сум-
марным вектором Бюргерса. Считается, что из каждого зерна в его границы поступа-
ют скользящие ВЗГД, плотность вектора Бюргерса которых (3/7 имеет случайное зна-
чение, зависящее от ориентации зерна. Эти значения могут быть как
положительными, так и отрицательными. Например, плотность системы ВЗГД, по-
ступивших из зерна (0,0), условно полагается отрицательной, а системы, поступив-
шей из зерна (1,1), — положительной. В среднем данная система дефектов характери-
зуется дисперсией суммарной плотности вектора Бюргерса ВЗГД в границах. Полная
плотность ВЗГД на границе, разделяющей зерна (/,/) и (/,/ + 1), является алгебраиче-
ской суммой плотностей ВЗГД, внесенных этими зернами: (ДР)^ у+1) = Р(/у) — Р(,- у+|).
Поэтому ее дисперсия

<(ДР)2> = <(Ар)^.(/,у+|)> = <Р?> + <Р?Л,> = 2<р2>.
Рис. 5.26. Случайная решетка тангенциальных
ВЗГД в двумерном поликристалле

В данном случае квадратная ячейка тангенциальных ВЗГД у, центр которой име-
ет координаты Ц., уу) = ([/— 1/2]б/,[/ — 1/2]б/), создает в пробном зерне напряжения ви-
да о ^(х, у) = ₽/ар(х - Ху, у - у). где функции Гар - функции только координат и мо-
гут быть достаточно легко посчитаны. В дальнейшем расчеты производятся так же,
как для стыковых дисклинаций. Анализ показал [139], что в этом случае 99% упругой
энергии концентрировано в пределах семи координационных слоев пробного зерна.
Внутренняя упругая деформация, обусловленная ансамблем тангенциальных ВЗГД,

е, = 0,43< ₽2 >,/2= 0,3< (Д₽)2 >|/2.

(5.34)

Полная энергия дислокаций в поликристалле равна сумме собственных энергий
отдельных систем, пришедших из зерен, и энергии их взаимодействия, среднее зна-
чение которой пропорционально <₽/уРА:/> = <₽/у><₽^/> = 0. Поэтому полная энергия
ансамбля тангенциальных ВЗГД, приходящаяся на одно зерно, равна энергии одной
системы, связанной с этим зерном. В работе [139] получено следующее выражение
для избыточной энергии границ зерен, связанной с тангенциальными ВЗГД:

Ш<р2 >(л-21п2) _ Ш<(ДР)2 >(л-21п2)
2л(1 - V) 4л(1 - V)

(5.35)

И, наконец, дилатация, связанная с этой составляющей неравновесных дислока-
ционных структур в границах зерна, определяется формулой

= 3,72Г <(ДР)2>.

(5.36)

Следует помнить, что предложенные дислокационные и дисклинационные моде-
ли строения наноструктурных материалов, полученных ИПД, существенно упроща-
ют реальную структуру нанокристаллов. Например, известно, что фактически вектор
Бюргерса дислокаций в границах зерен не равен вектору Бюргерса дислокаций в кри-
сталлической решетке. Это связано с диссоциацией решеточных дислокаций в зерно-
граничные дислокации с меньшими векторами Бюргерса. В реальных трехмерных
кристаллах, кроме рассмотренных компонентов, в границах будут существовать и
винтовые компоненты ВЗГД. При получении приведенных выражений был сделан
также ряд упрощений относительно характера распределения дефектов. На самом де-
ле, кроме рассмотренных выше, могут существовать другие виды корреляций между
расположением ЗГД, что может привести к уменьшению оцениваемых значений уп-
ругой деформации, энергии и избыточного объема. Поэтому эти оценки следует рас-
сматривать как оценки сверху. Принимая во внимание эти упрощения, рассмотрим
теперь некоторые качественные сравнения и численные оценки, сделанные на осно-
ве развиваемого структурного подхода, базирующегося на представлениях о неравно-
весных границах зерен.

5.2.3 Анализ экспериментальных результатов
с учетом развитой структурной модели

Приведенные в п. 5.2.2 выражения позволяют оценить такие важные па-
раметры наноструктурных материалов, как уровень упругих микроискажений и на-
пряжений, избыточную энергию и избыточный объем, связанные с присутствием не-
равновесных дефектов, плотность ВЗГД, и сравнить их с экспериментальными
данными, полученными с помощью рентгеноструктурного анализа, дифференциаль-
ной сканирующей калориметрии и дилатометрии (см. п. 4.2).

Следуя работам [63, 129—131, 140, 141], рассмотрим некоторые из таких результа-
тов. Главной проблемой при проведении подобных оценок является отсутствие на-
дежных количественных данных о плотностях и мощностях дисклинаций, концент-
рации вакансий в наноструктурных ИПД материалах. Вместе с тем в качестве первого
приближения здесь могут быть использованы имеющиеся экспериментальные дан-
ные, в том числе из публикаций по большим пластическим деформациям, и резуль-
таты теоретических оценок.

Среднеквадратичная упругая деформация, избыточная энергия границ зерен и увели-
чение объема материала. Плотность хаотических сеток дислокаций была оценена в ра-
боте [142]. Расчеты, проведенные в указанной работе, показывают, что плотные сет-
ки ЗГД могут релаксировать путем контролируемой зернограничной диффузией
перестройки в упорядоченные сетки даже при комнатной температуре. Время релак-
сации убывает обратно пропорционально кубу средней плотности ЗГД, поэтому зна-
чительное время могут сохраняться только хаотические сетки определенной плотно-
сти. Показано, что в алюминии эта составляющая неравновесной структуры границ
практически отсутствует, а в меди и никеле время релаксации составляет величину
порядка 1-2 мес для плотностей ВЗГД в интервалах р = 1 х 108-ь2 х 108 м-1 и
р = 2 х 1084-4 х Ю8 м-1 соответственно. При оценках для этих металлов далее будем
использовать эти интервалы, учитывая, однако, что в реальных экспериментах может
иметь место значительная релаксация этой наименее долго «живущей» составляю-
щей. Мощность дисклинаций в стыках не может превысить 1—2°, поскольку дискли-
нации большей мощности способны создавать микротрещины, приводящие к межзе-
ренному разрушению поликристалла [123]. Поэтому будем предполагать, что
среднеквадратичное значение мощности стыковых дисклинаций находится в интер-
вале <Ф2>!/2 » О,ОКО,03. Предельная плотность ВЗГД в работе [139] была оценена из
условия, что при больших значениях р напряжения, создаваемые системой скользя-
щих дислокаций, могут аккомодировать путем активизации деформации зерна по до-
полнительным системам скольжения. Оценка показала, что для размера зерен в
100—200 нм предельная плотность скользящих ЗГД может составлять величину по-
рядка р^ ~ 0,01. Поэтому для оценок вклада скользящих ЗГД будем полагать, что
<(ЛР)2>1/2 ~ 0,005-ь0,01.

Далее, в работе [139] показано, что суммарный вклад в избыточную энергию и из-
менение объема поликристалла равен сумме вкладов трех составляющих. Вместе с
тем, вклад неупорядоченности в средний квадрат деформации также отделяется от
других, однако невозможно отделить друг от друга вклады дисклинаций и скользя-
щих ВЗГД. Поэтому для оценки полной деформации была использована формула
е/ = {(е?)г + к[(е?)^ + (е?)т]}1/<2, где 1/2 < к < 1. Поскольку процедура оценки самих
вкладов в упругую деформацию является весьма грубой, данное приближение вносит
не самую большую погрешность в оценку полной деформации.

В табл. 5.2 приведены значения среднеквадратичной деформации и избыточной
энергии, рассчитанные для меди с размером зерен <7 = 200 нм. Для удобства сравне-
ния с экспериментом энергия приведена в пересчете как на единицу площади границ
зерен, так и на единицу массы (и> = 2уех/рмб/, где рм —плотность материала).

Как видно из табл. 5.2, при использованных интервалах плотностей ВЗГД каждая
из трех составляющих вносит в е/ и сопоставимые вклады. При этом рассчитанная
среднеквадратичная деформация может составлять 0,3—0,6%. Вместе с тем экспери-
ментальные данные для наноструктурной Си, полученной ИПД, лежат в пределах
0,15—0,25% [143]. Избыточная энергия ансамбля дефектов также превышает экспе-
риментальное значение 0,26 Дж/г [144]. Учитывая, однако, что таблица дает верхнюю
оценку возможных значений макроскопических параметров УМЗ металлов, согласие
между теорией и экспериментом можно считать удовлетворительным.

В табл. 5.3 приведены значения избыточного объема для УМЗ никеля с размером
зерен г/= 200 нм, рассчитанные по формулам (5.27), (5.33) и (5.36). При использован-
ных интервалах плотностей дефектов оценки приводят к суммарной дилатации,
удовлетворительно согласующейся с максимальным уменьшением объема, наблюда-
емым в эксперименте [145].

Таблица 5.2. Среднеквадратичная деформация и избыточная энергия в УМЗ Си

Показатель Плотность дислокаций в неупорядоченных сетках р0, м-1 Дисклинации град Тангенциальные ВЗГД <(Др)2>|/2 Суммар- ный вклад Экспери- мент
1 х 108 2х 108 0,01 0,03 5 х К)-3 1 х 10-2
X 10“3 3,4 4,8 1 3 1,5 3 3,6-6,4 0,15— 0,25
и>, Дж/г 0,25 0,50 0,03 0,31 0,05 0,40 0,33-1,21 0,26
уех, Дж/м2 0,15 0,30 0,02 0,19 0,03 0,24 0,2-0,73 0,16
Таблица 5.3. Избыточный объем в УМЗ №

Показатель Плотность дислокаций в неупорядоченных сетках р0, Дисклинации <О2>’/2, град Тангенциальные ВЗГД <<др)2>,/2 Суммар- ный вклад Экспери- мент
2х 108 4х 108 0,01 0,03 5 х 10~3 1 х 10~2
ДИх 104 V 1,7 3,3 0,1 1,1 0,2 1,4 2,0-5,8 8

Таким образом, макроскопические характеристики УМЗ материалов, рассчитан-
ные в предлагаемой модели, удовлетворительно согласуются с имеющимися экспе-
риментальными данными.

Очевидно, избыточная энергия и увеличение объема наноструктурных материа-
лов могут быть связаны с другими дефектами, не производящими дальнодействую-
щих напряжений. Это, прежде всего, неравновесные вакансии, поры, микротрещи-
ны и свободные объемы, связанные с границами зерен. Например, концентрация
неравновесных вакансий порядка 3 х 10~4 наблюдалась в Си на стадии V деформаци-
онного упрочнения [146]. Тем не менее скорость релаксации неравновесных вакан-
сий очень высока и наиболее вероятно, что вклад вакансий во время дилатометриче-
ских исследований не удается зафиксировать [56]. К сожалению, в литературе
отсутствуют данные о влиянии пор и микротрещин, однако можно предположить,
что их роль незначительна в материалах, деформированных под высоким давлением.
Следовательно, есть все основания полагать, что избыточная энергия границ зерен и
изменение объема в наноструктурных материалах, полученных методами ИПД, в ос-
новном обусловлены наличием высоких внутренних напряжений неупорядоченных
ансамблей дислокаций и дисклинаций.

Структурная модель, базирующаяся на представлениях о неравновесных границах
зерен и предложенная в работах 119, 126], может быть использована для объяснения
и других свойств наноструктурных материалов, по крайней мере, в качественном ас-
пекте. Увеличение объема материала, вызванное дефектами, должно приводить к
уменьшению температуры Дебая и упругих модулей. Поскольку обменная энергия в
магнитных материалах очень чувствительна к межатомным расстояниям, это может
вызвать уменьшение температуры Кюри. Как уже указывалось ранее [147], случай-
ные статические смещения атомов могут влиять на свойства аналогично увеличению
температуры. Например, это может вызвать уменьшение энергии активации диффу-
зии, экспериментально наблюдаемое во многих наноструктурных металлах [148,
149], что также может быть объяснено в рамках данных представлений.

Настоящее рассмотрение имеет отношение и к нанокристаллам, полученным де-
формационным компактированием порошков. В процессе компактирования при вы-
соких давлениях в границы зерен материала также вводятся дислокации и дисклина-
ции [150]. Эти дефекты трудно обнаружить методом высокоразрешающей
электронной микроскопии вследствие сложного дифракционного контраста, однако
вызванные ими искажения решетки могут быть замечены [4, 5]. Мощность дискли-
наций, появляющихся в процессе компактирования, оценивается следующим обра-
зом. Давление, необходимое, чтобы закрыть полый клин с углом О в месте контакта
двух частиц, р = 260 (здесь 6— модуль сдвига). Следовательно, дисклинации мощ-
ностью 0 = р/(26) могут существовать в скомпактированных нанокристаллах. По-
скольку для консолидации частиц используются давления около р = 1^-5 ГПа, мощ-
ность дисклинаций может быть порядка 0,5—3°. Эти значения близки к тем, что
характерны для наноструктурных материалов, полученных ИПД.

В уровень внутренних напряжений в нанокристаллах, имеющих размер зерен в
несколько десятков нанометров, могут давать вклад не только линейные дефекты.
Было, например, показано, что напряжения, вызванные поверхностным натяже-
нием, могут вызывать значительные напряжения в наноструктурном Рд [147].
Близкодействующие поля точечных дефектов также важны в случае очень малень-
ких размеров зерен [20]. Следовательно, можно ожидать, что избыточная энергия
скомпактированных нанокристаллов может иметь иную природу, чем в материа-
лах, полученных методом ИПД. Однако этот вопрос требует дальнейших исследова-
ний.

Тепловые характеристики. Появление в результате ИПД высокой плотности дис-
локаций и дисклинаций приводит к упругим искажениям кристаллической решетки
и изменениям межатомных расстояний, а следовательно, можно ожидать и измене-
ния тепловых характеристик наноструктурных материалов. Обнаруженное в работах
[16, 47] изменение тепловых характеристик наноструктурных № и Си, полученных
ИПД (см. п. 3.1), имеет закономерности, аналогичные тем, что были обнаружены в
наноструктурных материалах, полученных методом газовой конденсации [147, 3,
151—156]. Так, например, температура Дебая оказалась уменьшенной на 21% в Сг
(11 нм) [153] и 15% в Аи (10 нм) [156]. В этих работах в качестве возможных причин,
которые могут вызвать изменения тепловых характеристик наноматериалов, полу-
ченных методом газовой конденсации, указываются специфические тепловые коле-
бания атомов в поверхностном слое порошинок или увеличенная концентрация то-
чечных дефектов в области границ зерен.

Наноструктурные ИПД ЬИ и Си обладают размером зерен на порядок большим,
чем типичные наноматериалы, полученные методом газовой конденсации. В связи с
этим обнаруженные изменения тепловых характеристик металлов, подвергнутых
ИПД, нельзя объяснить только увеличением амплитуды тепловых колебаний атомов,
расположенных в узкой зернограничной области, вследствие их небольшой относи-
тельной доли в общем числе атомов. Однако, как было показано выше, нанострук-
турные материалы, полученные ИПД, обладают неравновесными границами зерен с
очень высокой плотностью внесенных зернограничных дислокаций, создающих
дальнодействующие поля внутренних упругих напряжений и статические атомные
смещения в приграничных областях [9, 19, 41, 157]. Оценки, сделанные с помощью
высокоразрешающей электронной микроскопии [23], а также данные измерений мо-
дуля упругости и намагниченности насыщения [158,159] показали, что ширина таких
слоев примерно равна 10 нм.

Принимая во внимание данный факт, можно предположить, что основной причи-
ной уменьшения температуры Дебая в наноструктурных металлах, полученных ИПД,
может быть образование упруго искаженных приграничных областей (слоев), в то
время как внутри зерен температура Дебая остается такой же, как и в крупнокристал-
лическом поликристалле. Предположим также, что температурно-зависимая компо-
нента Яр параметра Дебая—Уоллера состоит из компоненты Ягз, связанной с иска-

х Валиев Р. 3., И. В. Александров
женной приграничной областью, и компоненты В3, связанной с телом зерен, следу-
ющим образом

5т = р5гз + (1-р)53,

где р — объемная доля атомов в приграничном слое.

Полагая, что в наноструктурном №,.полученном ИПД, ширина искаженной зер-
нограничной области равна 10 нм, и учитывая, что размер зерен равен (152±2) нм,
получим значение р = 0,18. С учетом этого вычисленное значение Втз оказалось рав-
ным (2,51 ±0,02) А2 при температуре 295 К.

На основе соотношения Вгз/В3 = 63/0^ [32] в работе [47] было оценено значение
температуры Дебая, соответствующее зернограничной области в наноструктурном
ЬИ, полученном ИПД. Оказалось 0ГЗ — (127 ± 1) К, т.е. существенно ниже (почти на
200 К), чем соответствующее значение для крупнокристаллического МГ Интересно,
что подобное уменьшение температуры Дебая было обнаружено исходя из результа-
тов мессбауэрографических исследований наноструктурного ИПД Ре [66].

Исходя из соотношения <ц2>1/2 = 7^3 х8л2 [48], была оценена также величина
усредненных атомных смешений в приграничной области наноструктурного ЪН, по-
лученного ИПД. Она оказалась равной 0,18 А при температуре 295 К, что составляет
примерно 7,2% кратчайшего межатомного расстояния я0/2<110> в Ыъ

Аналогичный подход в случае ИПД Си [47] привел к значению температуры Де-
бая «зернограничной фазы» 0ГЗ = (131 ± 1) К. Такое существенное уменьшение тем-
пературы Дебая в приграничных областях отражает тот факт, что расположенные
здесь атомы обладают повышенной энергией. Более того, температурно-зависимые
атомные смещения в этих областях оказываются равными 0,17 А, что составляет 6,6%
кратчайшего межатомного расстояния я0/2<110> в Си. Отметим также, что атомные
смещения в наноструктурной Си, полученной ИПД консолидацией порошка, обра-
ботанного в течение 100 ч в шаровой мельнице, составляют еще большее значение,
равное 9,2% кратчайшего расстояния между атомами.

Сравнительный анализ с использованием силовых констант ангармонизма для
крупнокристаллической Си [160] показал, что наблюдаемые динамические смеще-
ния атомов в УМЗ Си соответствуют смещениям, возникающим в обычной Си из-за
ангармонизма при температурах Т > 30д, т.е. уже близких к температуре плавления.
Отметим также, что изменение температуры Дебая, обусловленное ангармонизмом,
для Си в температурном диапазоне от Т = 1 /50д до Т = 0Д не превышает 5% [ 161 ]. Су-
щественное изменение этой температуры происходит при более высоких температу-
рах. В общем случае для большинства металлов, в том числе и для Си, повышение
температуры до Т = 30д приводит к уменьшению температуры Дебая, не превышаю-
щему 20% [162]. Кроме того, это уже область температур, когда обычно эксперимен-
тально обнаруживаются нелинейности в температурных зависимостях и параметра
решетки [163], и параметра Дебая—Уоллера [161]. Такие нелинейности в настоящем
эксперименте не были обнаружены. Значительное, особенно в зернограничной фазе,
увеличение динамических атомных смещений при переходе от крупнокристалличес-
ких к УМЗ состояниям, по-видимому, является аномально высоким и не может быть
объяснено эффектом ангармонизма, т.е. увеличением нелинейной связи между на-
пряжением и деформацией (отступлением от закона Гука). По-видимому, кроме ан-
гармонизма необходимо учитывать какие-либо другие, пока неизвестные факторы,
среди которых одним из основных может быть колебательное взаимодействие зерно-
граничной фазы и матрицы.

В рамках рассматриваемой структурной модели наноматериалов, полученных ме-
тодом ИПД, можно объяснить существенное изменение характера теплового атомно-
го колебательного спектра без значительных изменений параметра кристаллической
решетки и ее симметрии.

Обнаруженный в работе [161] сдвиг максимума фононного спектра сод в длинно-
волновую область (уменьшение 0Д) согласуется с ранее проведенным исследованием
[164] по определению адиабатических модулей Юнга Е и сдвига С, в котором эхо-им-
пульсным методом на частоте 5 МГц измерялись продольные и поперечные скорости
звука в наноструктурной Си чистотой (99,997%), полученной РКУ прессованием.
При этом авторами [164] было обнаружено, что в результате ИПД уменьшение моду-
ля Юнга составило 13%, а модуля сдвига — 12%. В настоящей работе был произведен
расчет температуры Дебая в наноструктурной Си по адиабатическим упругим моду-
лям, взятым из работы [164]. Использовалась дебаевская модель изотропного конти-
нуума, согласно которой среднее значение 0Д дается уравнением [165]:

о е1/2

М,/3р1/6/1/3(0)’

(5.37)

где

Лр) =

-3/2

+ 2

2(1 +о) 13/2

3(1 - о) ] [3(1 -20)

(5.38)

1 + о

где А — постоянная Планка; к — постоянная Больцмана; число Авогадро; 0— мо-
дуль всестороннего сжатия; М — атомная масса относительно 1/12 массы С12; р —
плотность; о — модуль Пуассона.

Учитывалось, что модули Юнга Е, сдвига (7, всестороннего сжатия () и Пуассона
0 связаны между собой известными соотношениями [166]:

С = -^;

3(1-2о)

36(1-20) Е

2(1 + о) 2(1 + о)

(5.39)

(5.40)

При переходе от КК к УМЗ состоянию полученные значения модуля Юнга со-
гласно [164] изменились от 12,94 х 10" Па до 11,67 х 1011 Па, а модуль сдвига — от
4,78 х 1011 Па до 4,32 х 1011 Па соответственно. Вычисленное с использованием урав-
нений (5.38—5.40) абсолютное уменьшение температуры Дебая составило (17 ± 3) К.
Для более корректного сопоставления полученных результатов это изменение было
приведено к изотермической шкале, где в качестве реперной температуры принято
табличное значение 0Д = 304 К. Таким образом, соответствующее такому изменению
«ультразвуковое» значение температуры Дебая для наноструктурной Си составило
(287 ± 3) К, что на ~6% меньше значения 0Д для недеформированного крупнокрис-
таллического состояния Си. Возможной причиной существенной разницы в измене-
нии вычисленной двумя различными методами температуры Дебая наноструктурной
Си является разная чувствительность рентгеновского излучения и ультразвуковой
волны к структурным параметрам рассеяния. Несмотря на существенно незначитель-
ный эффект изменения величины 0Д, обнаруженный ультразвуковым методом, по
сравнению с эффектом из измерений методом РСА (уменьшение составило
-19—23%), общая тенденция изменения атомного колебательного спектра в наност-
руктурной Си просматривается четко.

Численные расчеты показали, что температура Дебая в дефектном объеме нано-
структурной Си падает примерно в 3 раза, а амплитуда тепловых колебаний атомов
(динамических смещений) достигает величины 0,2 А, что составляет около 10% крат-
чайшего межатомного расстояния я0/2<110> в Си при комнатной температуре. По-
добные температурно-зависимые смещения атомов из положения равновесия стано-
вятся сопоставимы по величине со смещениями в крупнокристаллической Си при
температурах Т > 30д, т.е. близких к температуре плавления. Вполне очевидно, что
увеличения амплитуды атомных колебаний играют существенную роль в повышении
диффузионных характеристик в наноструктурных материалах. Так, в работах [167,
168] приводятся экспериментальные данные об увеличении коэффициента диффу-
зии в наноструктурном состоянии, полученном ИПД, по сравнению с крупнокрис-
таллическим состоянием. При этом разница составляет несколько порядков, а диф-
фузия по неравновесным границам зерен становится сопоставимой с диффузией по
свободной поверхности.

Полагая, что характеристическая температура Дебая является одним из критери-
ев прочности межатомных связей в кристалле [169], оценим по порядку величины ее
изменение при сопоставлении дефектного и совершенного объемов в наноструктур-
ной Си. Как известно, упругая сила Г, возвращающая атомы в свое равновесное поло-
жение при тепловых колебаниях, прямо пропорциональна величине /исо2 (здесь т —
масса атома; со — частота упругих колебаний атомов). Поскольку температура Дебая
0Д пропорциональна максимальной частоте упругих колебаний атомов,

Од = ^тахА, (5.41)

то соответственнот-е-/~ ^Од. Произведение ад0д и характеризует проч-
ность межатомных связей. Тогда, оценивая «снизу» соотношение для дефектного и
совершенного объемов (0Д)СОВ/(0Д )деф ~ 3, получаем (^Од)сов/(^Од)деф ~ 9- Таким
образом, численная оценка показала, что атомный объем, принадлежащий сильно
искаженным зернограничным областям в наноструктурной Си, характеризуется
прочностью межатомных связей, на порядок отличающейся по величине от соответ-
ствующего значения для крупнокристаллической Си.

Как известно, данная характеристика является фундаментальной для исследуе-
мых материалов и ответственной за изменения физических свойств поликристаллов.
Особенно важной прочность межатомных связей является для развиваемых пред-
ставлений о механизмах деформации в объемных наноструктурных материалах, в ко-
торых, помимо традиционного дислокационного механизма деформации, возрастает
роль зернограничного проскальзывания, обусловленного сдвигами материала в силь-
но искаженных приграничных объемах вдоль границ зерен [170].

Плотность ВЗГД. Рассмотрим теперь в рамках рассматриваемой структурной мо-
дели количественные оценки некоторых параметров рентгенограмм наноструктур-
ных материалов, выполненные с использованием компьютерного моделирования
[43, 44].

Процесс компьютерного моделирования проводился с использованием следую-
щей модели УМЗ поликристалла. Поликристалл состоял из 361 зерна, каждое из ко-
торых было заданным образом ориентировано в пространстве. Каждое зерно имело
форму прямоугольного параллелепипеда с одинаковой длиной ребер, варьировав-
шейся от 4 до 50 параметров кристаллической решетки. Ребра параллелепипеда сов-
падали с направлениями [100], [010] и [001] в кристаллической решетке. Тип кристал-
лической решетки — ГЦК. Параметр кристаллической решетки соответствовал
табличному значению для чистой Си и равнялся 3,615 А. Длина волны рентгеновско-
го излучения равнялась 1,54178 А и соответствовала Си излучению. Интенсив-
ность рентгеновских лучей, рассеянных поликристаллом, находили как сумму интен-
сивностей, полученных в результате рассеяния рентгеновских лучей отдельными
зернами. При этом учитывали ослабление интенсивности, связанное с тепловыми
колебаниями атомов и частичной поляризацией рентгеновских лучей.

В качестве параметров моделирования рассматривали размер зерен-кристалли-
тов, толщину границ зерен и положение атомов в них, смешения атомов в пригра-
ничных слоях благодаря полям дальнодействующих упругих напряжений хаотичного
ансамбля ВЗГД и характер кристаллографической текстуры. Было показано, что на-
блюдаемые особенности рентгенограмм наноструктурных материалов могут быть
объяснены присутствием в границах зерен ВЗГД.

При моделировании рентгенограмм поликристалла с высокими внутренними на-
пряжениями от внесенных ЗГД предполагали, что во внешнем слое каждого зерна
атомы хаотически сдвинуты вдоль осей системы координат зерна. Максимальный
сдвиг равнялся половине величины вектора Бюргерса. Такое предположение отража-
ло тот факт, что внешний слой зерен является областью, в которой располагаются яд-
ра ВЗГД.

Учитывая характер дальнодействующих полей напряжений от стенки хаотичного
ансамбля внесенных зернограничных дислокаций, следуя [20], считали, что сдвиги
атомов в теле зерен убывают обратно пропорционально корню квадратному из вели-
чины кратчайшего расстояния х от границы зерна. Компоненты деформационного
вектора вычисляли с использованием уравнения

(<е2 >)‘/2 = 0,1 х Ь х (р'Д)1/2, (5.42)

где р' — плотность внесенных зернограничных дислокаций.

В результате среднеквадратичные сдвиги атомов в направлении, перпендикуляр-
ном границе зерна,

А = (5.43)

где а — параметр кристаллической решетки.
Рис. 5.27. Форма рентгеновского пика (400)
от нанокристалла:

/ — для зерен с идеальной кристаллической ре-
шетки; 2— при плотности ВЗГД р' = 1,0 нм“!

Усредненные сдвиги атомов из положений в идеальной кристаллической решетке
были направлены либо вовнутрь, либо наружу от центра зерна.

Результаты моделирования в случае поликристалла с размером зерен 7,23 А, хао-
тической ориентацией кристаллических решеток зерен и одинаковым направлением
упругих смещений атомов вовнутрь каждого из зерен выявили тенденцию к сдвигу
положения центра тяжести и изменению формы профиля рентгеновского пика (400)
(рис. 5.27, табл. 5.4). Аналогичная тенденция наблюдалась и в случае упругих смеще-
ний атомов в направлении от центра зерен, однако направление сдвига положения
центра тяжести было противоположным.

В целом результаты моделирования показали [44], что, во-первых, упругие смеще-
ния атомов под действием полей напряжений ВЗГД могут привести к смещению цен-
тров тяжести рентгеновских пиков из положений, характерных для крупнокристал-
лической Си с идеальной кристаллической решеткой. Увеличение плотности ВЗГД
обеспечивает более выраженное смещение центра тяжести. Величина смещения убы-
вает по мере роста размера зерен.

Полученные результаты моделирования объясняют часто экспериментально
наблюдаемые смещения положений центров тяжести рентгеновских пиков в нано-
структурных ИПД материалах [16, 17, 41, 42]. Однако в реальных ситуациях упругие
смещения атомов в зернах под действием дальнодействующих полей ВЗГД могут
иметь разный знак, как положительный, так и отрицательный. В этом случае смеще-
ние положения центра тяжести будет незначительным или даже может совсем отсут-

Таблица 5.4. Характеристики рентгеновского пика (400), полученные
при моделировании в рамках гипотезы о существовании ВЗГД
с плотностью р' = 1 нм-1

Образец Положение центра тяжести, град Интегральная ширина, х10-2, рад
Идеальная решетка И 7,098 3,635
Р' 118,031 3,880
Рис. 5.28. Величина вызванных дальнодейст-
вующими полями ВЗГД упругих атомных сме-
щений в теле зерен в зависимости от выра-
женного в числе атомных слоев расстояния от
границы зерна

ствовать, несмотря на высокую плотность ВЗГД, хотя деформационное уширение бу-
дет очень значительным и форма профиля рентгеновских пиков изменится.

Вычисления в соответствии с уравнениями (5.42) и (5.43) показывают, что усред-
ненные упругие смещения атомов из узлов идеальной кристаллической решетки
очень велики вблизи границ зерен и медленно убывают в теле зерен (рис. 5.28), до-
стигая для р' = 1,0 нм-1 значения 6,01% в первом атомном слое, 4,25% — во втором
слое и т.д. В центре зерна с размером, равным 20 параметрам кристаллической решет-
ки, усредненные смещения атомов составляют 1,34%, и для размера зерна 50 параме-
тров кристаллической решетки — 0,85%.

Из анализа уравнения Брэгга следует, что 6,01% упругого смещения атомов в пло-
скостях (400) соответствует изменение угла 20 на 11,26°, 4,25% смещения — на 7,96°,
и 0,85% смещения - на 1,59°. Это приводит также к изменению формы профиля
рентгеновского пика в направлении к более протяженным хвостам (см. рис. 5.27).

Количественная оценка показывает, что величина упругих микроискажений ре-
шетки, обусловленная дальнодействующими полями внесенных ЗГД в теле зерен при
их плотности р' = 1,0 нм-1, очень велика и составляет, например, 2,55% при размере
зерен, равном 20 параметрам кристаллической решетки. Увеличение размера зерен от
10 до 100 параметров кристаллической решетки приводит к уменьшению величины
упругих микроискажений от 3,25% до 1,37%, что при произвольном знаке направле-
ний упругих смещений атомов в теле зерен в соответствии с уравнением

р(20) = 4 х <А4Л7> х 1ё(00) (5.44)

обеспечивает деформационное уширение рентгеновского пика (400), равное
21,28 х 10-2 рад и 8,95 х 10~2 рад соответственно.

Следует отметить, что указанная плотность ВЗГД весьма велика и, по-видимому,
является предельно достижимой в границах зерен. При такой плотности расстояние
между соседними ВЗГД в среднем должно составлять 1,0 нм, т.е. всего лишь несколь-
ко параметров кристаллической решетки. Уменьшение плотности ВЗГД до значения
р' = 0,1 нм-1 существенно уменьшает величины упругих микроискажений в теле зе-
рен и деформационного уширения рентгеновского пика (400). Так, при размере зе-
рен, равном 10 и 100 параметрам кристаллической решетки, величина упругих мик-
роискажений составляют 0,52% и 0,30%, а величина деформационного уширения —
3,41 х 10~2 рад и 1,95 х 10~2 рад соответственно.

Из полученных результатов следует, что уширение рентгеновских пиков в случае
наноструктурных материалов чувствительно как к размеру зерен, так и к плотности
ВЗГД.

Расчет величины размерного уширения с помощью уравнения

Р = Х/(^ьк1ХСО80)

(5.45)

приводит к значениям 8,17 х 10-2 рад для размера зерен 10 и 0,82 х 10-2 рад — для 100
параметров кристаллической решетки. Анализ последнего уравнения показывает, что
величина размерного уширения обратно пропорциональна размеру зерен.

Сопоставление размерного и деформационного (для плотности ВЗГД р' = 0,1 нм-1)
уширений (рис. 5.29) показывает, что зависимость размерного уширения от размера
зерен носит более выраженный характер. Видно, что деформационное уширение
медленнее убывает с ростом размера зерен, чем размерное уширение. В результате
графики пересекаются при размере зерен, примерно равном 34 параметрам кристал-
лической решетки.

Для каждого значения плотности ВЗГД пересечение графиков размерного и де-
формационного уширений будет происходить при своем значении размера зерен. Та-
ким образом, можно полагать, что, начиная с некоторого размера зерен (своего для
каждой плотности ЗГД), величина деформационного уширения становится преобла-
дающей по сравнению с величиной размерного уширения пиков на рентгенограммах
наноструктурных материалов. В частности, при плотности ЗГД р' = 0,1 нм-1 это про-
исходит при размере зерен, примерно равном 34 параметрам кристаллической ре-
шетки. Для Си это составляет 11,3 нм.

С другой стороны, анализ последних двух уравнений показывает, что величина
размерного уширения обратно пропорциональна косинусу, а деформационного уши-
рения — тангенсу угла дифракции. Отсюда следует, что величины как размерного, так
и деформационного уширений растут по мере роста угла дифракции, соответствую-

Размер зерна, выраженный в параметрах решетки

Рис. 5.29. Рассчитанные размерное (сплош-
ная линия) и деформационное для плотности
ВЗГД р' = 0,1 нм-1 (пунктирная линия) уши-
рения рентгеновского пика (400) в зависимо-
сти от размера зерен
щего рентгеновскому пику, однако увеличение деформационного уширения носит
более выраженный характер.

Определив соотношение между размерным и деформационным уширениями
рентгеновских пиков, соответствующих большим углам дифракции, и зная характер
зависимости величин размерного и деформационного уширений рентгеновских пи-
ков от размера зерен, можно сделать вывод о размере зерен и величине микроискаже-
ний, обусловленных дальнодействующими полями упругих напряжений ВЗГД, в те-
ле зерен. Величина смещения положения центра тяжести рентгеновских пиков по
отношению к табличным значениям дает информацию о преимущественном направ-
лении смещения атомов из узлов идеальной кристаллической решетки, а анализ фор-
мы профиля рентгеновских пиков указывает на характер упругих напряжений и при-
чины их возникновения. В то же время следует еще раз отметить, что увеличение
размера зерен делает изменение формы профиля рентгеновских пиков менее ярко
выраженным.

Из вышесказанного следует, что моделирование в рамках представлений о суще-
ствовании неравновесных границ зерен показывает, что упругие смещения атомов
благодаря полям дальнодействующих напряжений, создаваемых внесенными ЗГД,
могут привести к смещению положения центра тяжести, обеспечивают деформаци-
онное уширение и изменение формы профиля рентгеновских пиков, что является ха-
рактерным для экспериментально наблюдаемых рентгенограмм наноструктурных
материалов.

В рамках использованного подхода к моделированию рентгенограмм, нанострук-
турной Си не учитывалось разнообразие возможных конфигураций ВЗГД, создаю-
щих различные поля упругих напряжений и, соответственно, различные атомные
смешения. Возможно, в силу этого обстоятельства, полученные в цитируемой работе
[44] значения деформационного уширения пиков не позволяли провести количест-
венный анализ параметров структуры наноматериалов, полученных ИПД.

В связи с этим важен учет конкретного вида дефектных конфигураций, которые
могут существенно определять картину распределения упругих полей напряжений в
зернах. Проведение таких работ является особенно актуальным в свете последних
публикаций по исследованию больших пластических деформаций, характерных в
том числе и для ИПД [171, 172], где показано, что определяющую роль в деформаци-
онном процессе играют именно перестройки в дислокационных ансамблях, приводя-
щие к изменению их конфигураций.

Результат рассеяния рентгеновских лучей на совокупности малых кристаллов по-
лучали в рамках кинематической теории рассеяния. Подобный подход применялся в
целом ряде работ [44, 174-179] для вычисления рентгенограмм совокупности малых
(порядка 10 нм) частиц произвольной формы с разными типами кристаллической ре-
шетки. В этом случае интенсивность рассеянных на кристаллите рентгеновских лу-
чей определяется как сумма интенсивностей, рассеянных всеми атомами зерна-кри-
сталлита [180]:

/ = I Фо I2 Я2У У 4Л ехр|^-[5,(г - гу)]1, (5.46)

где | Фо | К2 — амплитуда рассеянной волны в точке наблюдения;/; — атомный фак-
тор; 5 — вектор рассеяния; г1 и — радиус-векторы /-го иу-го атомов; X — длина вол-
ны падающего пучка.

Модельные рентгенограммы наноструктурной Си рассчитывали следующим об-
разом: рассматривался гипотетический поликристалл, состоящий из отдельных ку-
бических кристаллитов, имеющих ГЦК решетку и хаотическим образом ориентиро-
ванных в пространстве. Интенсивность рассеянных на поликристалле рентгеновских
лучей определяли как сумму интенсивностей рентгеновских лучей, рассеянных каж-
дым кристаллитом (см. 5.46).

Дефектную структуру границ зерен описывали в терминах внесенных ЗГД
[181—183]. Рассматривали несколько основных конфигураций ВЗГД, образованных
краевыми дислокациями. Этот выбор был основан на предположении о том, что при
формировании ультрамел кого зерна при ИПД решеточные дислокации, захваченные
границей, распадаются на несколько ВЗГД с меньшими векторами Бюргерса, и после
аннигиляции ВЗГД с противоположными знаками в данной границе остаются избы-
точные дислокации одного знака [181, 184].

Для каждой заданной конфигурации ВЗГД атомные смещения рассчитывались в
рамках линейной теории упругости. Для /-го атома смещение^ определяли как век-
торную сумму смещений, вызванных каждой дислокацией

<5-47)

Согласно [185] компоненты смешения точки с координатами (х, у, г), вызван-
ного краевой прямолинейной дислокацией, рассчитываются как:

1 ху

2(1-о) х2 + у1

(5.48)

(5.49)

(5.50)

где Ь — модуль вектора Бюргерса ВЗГД; о —коэффициент Пуассона.

Задавая значение плотности ВЗГД в наноструктурном материале, предполагали,
что каждый кристаллит содержит на своих гранях определенное количество дислока-
ций с вектором Бюргерса Ь, так что эти параметры соответствуют заданной плот-
ности ВЗГД р' при данном размере зерен с1:

ЫЬ =р'с!Ьь,

(5.51)

где Ьь — модуль вектора Бюргерса решеточной дислокации.
В дальнейшем, говоря о плотности ВЗГД, будем подразумевать их линейную плот-
ность, в отличие от плотности решеточных дислокаций, под которой обычно пони-
мается суммарная длина дислокаций на единицу объема и которая имеет размерность
1/м2.

Вариация положений дислокаций на гранях кристаллитов и направления их век-
торов Бюргерса при задаваемой плотности ВЗГД р' позволяли задавать различные
конфигурации ВЗГД. Такой подход позволил описать изменения рентгенограмм, от-
ражающие структурные особенности моделируемого наноматериала, обусловленные
различными конфигурациями ВЗГД.

Вначале были рассчитаны обзорные рентгенограммы и рентгенограммы отдель-
ных пиков для случая наноструктурной Си, свободной от внутренних напряжений.
Материал рассматривали как совокупность зерен-кристаллитов, обладающих ГЦК
решеткой и имеющих форму куба с длиной ребра, кратной параметру решетки Си:
а = 0,36150 нм. Исходный размер зерен с1 = па задавали, устанавливая число параме-
тров решетки и, соответствующее длине грани куба. Зерна хаотически ориентирова-
ли в пространстве, задавая их расположение с помощью углов Эйлера [44]. Расчеты
производили для рентгеновских лучей с длиной волны X = 0,154178 нм, соответству-
ющей Си Ка} излучению. Значение интенсивности при данном угле рассеяния 20 оп-
ределяли как сумму интенсивностей рентгеновских лучей, рассеянных каждым кри-
сталлитом при данном 20:

/(2е) = ^/,(2е),

(5.52)

где I. — интенсивность рентгеновских лучей, рассеянных атомами /-го зерна, рассчи-
танная согласно (5.46).

Используя формулу (5.46), подразумевали, что для случая чистого материала
атомный фактор /является одинаковым для всех атомов. Значения атомного факто-
ра в зависимости от 0 табулированы для ряда материалов, в том числе и для Си [186].
В формулу (5.46) были внесены дальнейшие упрощения, отражающие особенности
схемы рассеяния рентгеновских лучей на образце при использовании рентгеновских
дифрактометров [44], а именно тот факт, что при использовании схемы 20-сканиро-
вания вектор рассеяния является зафиксированным в системе координат дифракто-
метра и перпендикулярным плоскости облучаемого образца. В результате оконча-
тельное выражение для интенсивности рентгеновских лучей, рассеянных идеальной
трехмерной кристаллической решеткой, с учетом структурного и теплового факторов
применяли в следующем виде:

(5.53)

где / — атомный фактор для Си; е~2М — температурный фактор; г$— координата /-го
атома по оси, совпадающей с направлением, перпендикулярным плоскости образца.
Расчетные рентгенограммы получали в виде зависимости интенсивности рассеян-
ных рентгеновских лучей от угла дифракции 20 согласно формулам (5.52) и (5.53) с
Рис. 5.30. Обзорные рентгенограммы наноструктурной Си с идеальной кристаллической решет-
кой. Размер зерен (I = 20а (7) и <7 = 10а (2)

учетом всех вышеизложенных замечаний. Значение 20 изменяли в интервале 20—120°
для того, чтобы отразить на рентгенограмме все основные пики Си. Полученные та-
ким образом обзорные рентгенограммы для нанокристаллической Си с размерами
зерен сЦ равными 10 и 20 параметрам решетки, приведены на рис. 5.30.

Как видно из рис. 5.30, на рентгенограммах для обоих размеров зерен присутству-
ют все характерные для Си пики, а положения их центров тяжести (табл. 5.5) соответ-
ствуют табличным значениям [186]. Такое совпадение указывает на корректность ис-
пользованной процедуры расчета рентгенограмм в рамках кинематической теории
рассеяния, являющейся хорошим приближением именно для кристаллитов малых
размеров [180].

Значения относительных интенсивностей различных пиков рассчитанных рентге-
нограмм приведены в табл. 5.6. Из нее видно, что тенденция распределения интен-
сивности по пикам для модельного нанокристалла примерно такая же, как и для эта-
лонного бестекстурного поликристалла [186]. Однако рассчитанные значения
относительных интенсивностей для отдельных пиков несколько отличаются от таб-
личных данных. Данное отклонение вызвано тем, что при моделировании ориента-
ция кристаллитов в пространстве задавалась углами Эйлера с дискретным шагом (5°),

Таблица 5.5. Положения центров тяжести рентгеновских пиков идеальной
наноструктурной Си

Пик Положение центра тяжести, град, рассчитанное при
табл. [186] (1 = 10а <7= 20а
(111) _43Д5 43,35 43,35
(200) 50,49 50,48 50,49
(222) 95,24 __ 95,25 95,25
(400) 117,08 117,08 117,08
Таблица 5.6. Соотношения интенсивностей рентгеновских пиков для
нанокристаллической Си с идеальной кристаллической решеткой

Пик Относительная интенсивность пиков, рассчитанная при
табл. [186] </=10а </=20а
(111) 1 1 1
(200) 0,462 0,8 0,8
(222) 0,081 0,2 0,2
(400) 0,047 0,2 0,2

что позволяет получать в целом верную картину распределения интенсивности по
пикам, но в то же время ограничивает возможность получения точных значений от-
носительной интенсивности пиков, поскольку в реальном эталонном бестекстурном
поликристалле кристаллиты ориентированы в пространстве хаотически по всем на-
правлениям.

Как видно из рис. 5.30, всем рентгеновским пикам присуще значительное ушире-
ние. Рассчитанные для них значения интегральной ширины 0 приведены в табл. 5.7.
Видно, что вызванное малым размером так называемое размерное уширение рентге-
новских пиков растет с увеличением угла дифракции, что согласуется с теоретичес-
кими основами рассеяния рентгеновских лучей [180]. Также можно констатировать,
что для каждого пика размерное уширение существенно уменьшается с увеличением
размера зерна, что также неудивительно, поскольку в случае идеального нанокрис-
талла, уширение определяется только размерным фактором, являясь величиной, об-
ратно пропорциональной размеру зерен в соответствующем направлении [180].

Значения интегральной ширины пиков (200) и (400) были использованы для рас-
чета при помощи уравнения Шеррера размера зерен вдоль направления [100] (в этом
направлении рассчитанный размер зерен Г) точно соответствует длине ребра куба —
исходному размеру зерна с!) в материале, не содержащем микроискажений [187]:

Кк

ОСО80 ’

(5.54)

где 05 — размерное уширение пика; К — коэффициент порядка единицы, зависящий

Таблица 5.7. Интегральная ширина рентгеновских пиков
нанокристаллической Си с идеальной кристаллической
решеткой

Пик Интегральная ширина, град
</= 10а <7= 20а
(111) 2,56 1,28
(200) 2,57 1,27
(222) 3,40 1,71
(400) 4,46 2,18
Таблица 5.8. Значения размера зерен: исходные (</) и
рассчитанные из уширения рентгеновских пиков (/))

Пик Размер зерен
</, нм Б, нм (/, нм Р, нм
(200) 3,615 3,56 7,230 7,22
(400) 3,615 3,58 7,230 7,29

от свойств материала; в данной работе принимали К = 0,94; Б — искомый размер зе-
рен; 0 — угол дифракции.

Полученные значения О (табл. 5.8) находятся в хорошем соответствии с размером
зерен принятым в качестве исходного параметра при моделировании.

Таким образом, результаты моделирования находятся в хорошем соответствии с
используемыми для анализа экспериментальных данных РСА закономерностями как
качественно, так и количественно. Рассчитанные рентгенограммы корректным обра-
зом отражают вклад размера зерен в изменение вида рентгенограмм. Однако особен-
ности, присущие экспериментальным рентгенограммам наноструктурных материа-
лов, такие как смещение центров рентгеновских пиков, уширение, значительно
превышающее размерное, и т.д., не могут быть объяснены без учета дефектной струк-
туры границ зерен.

В п. 5.2.2 была рассмотрена структурная модель наноматериалов, полученных
ИПД, согласно которой основное влияние на формирование дефектной структуры
границ зерен оказывает ВЗГД высокой плотности, накапливающиеся в границах зе-
рен в процессе ИПД. Эти ВЗГД являются ответственными за существенные искаже-
ния кристаллической решетки, особенно вблизи границ зерен, что приводит к значи-
тельному деформационному уширению рентгеновских пиков ИПД наноматериалов.

Для исследования влияния дефектной структуры на результат рентгеновского
рассеяния на наноструктурных материалах были рассмотрены две независимые со-
ставляющие их дислокационной структуры, а именно ансамбли тангенциальных и
сидячих ВЗГД. При этом было учтено, что эти дефекты состоят из независимых мас-
сивов дислокаций, пришедших в границы из отдельных зерен, и суммарный вектор
Бюргерса каждого массива равен нулю. Для тщательного изучения были выбраны
следующие элементарные случаи взаимного расположения ВЗГД на границах отдель-
ного зерна.

Во-первых, конфигурация скользящих ВЗГД А1 (рис. 5.31). Она несколько отли-
чается от представленной на рис. 5.32, в, однако также имеет полный вектор Бюргер-
са ВЗГД, равный нулю, и обеспечивает наличие в материале полей как растяжения,
так и сжатия. Таким образом, характер полей напряжений, создаваемых конфигура-
циями типа рис. 5.32, в и А±, является аналогичным. При расчетах использовали кон-
фигурацию А± ввиду удобства проведения вычислений. Наряду с этим были рассмот-
рены конфигурации скользящих ВЗГД, создающие в зерне только упругие поля
сжатия (А~ч рис. 5.32, а), и конфигурации скользящих ВЗГД, создающие в зерне толь-
ко упругие поля растяжения (А+, рис. 5.32, б), для учета влияния наличия избыточной
плотности ВЗГД одного из знаков. Система сидячих ВЗГД Б (см. рис. 5.32, в) была
выбрана таким образом, чтобы она создавала только дополнительную разориенти-
Рис. 5.31. Схематичное изображение совокупности зе-
рен, в которых скользящие ВЗГД создают растягиваю-
щие и сжимающие поля упругих напряжений (Л1)

- А* - 1 1 1 1 1 Г А* ; । । । । । । । 1 Ч ....... г
Д’ : а* Д'
: д* - Т 1 1 1 1 1 1 1 Г А" Д+

ровку, но не создавала дальнодействующих полей напряжений. В этом случае стыко-
вые дисклинации (рис. 5.32, б) отсутствуют. Таким образом, появляется возможность
сопоставить влияние на рентгеновские спектры систем дефектов, создающих и не со-
здающих дальнодействующих полей напряжений.

Вариация положений дислокаций на гранях кристаллитов и направления их век-
торов Бюргерса при данной плотности внесенных р' позволяли задавать рассматри-
ваемые конфигурации ВЗГД. При помощи формулы (5.47) рассчитывали смещение
каждого атома в кристаллите, соответствующее заданной конфигурации ВЗГД. Рент-
генограммы нанокристаллов, содержащих ВЗГД, получали способом, аналогичным
описанному в п. 5.2.2. Для анализа вклада ВЗГД в изменение вида рентгенограмм бы-
ли рассчитаны рентгенограммы нанокристаллической Си с размером зерен Л, равным
15 параметрам решетки, и содержащей ВЗГД плотности р', равной 108 м-1 для каждой
выбранной для рассмотрения конфигурации ВЗГД. Плотность ВЗГД р' = 108 м-1 бы-
ла выбрана как характерная для высокодефектных ИПД наноматериалов [181, 188,
189]. Полученные данные представлены на рис. 5.33 на примере пика (400). Подроб-
ные сведения об основных параметрах рассчитанных рентгеновских пиков приводят-
ся в табл. 5.9.

Визуальное сравнение изображенных на рис. 5.33 рентгенограмм с рентгенограм-
мами идеального нанокристаллического материала и анализ данных, представлен-
ных в табл. 5.9, позволяют говорить о том, что конфигурация Б сидячих ВЗГД не при-
водит к существенному изменению параметров рентгеновских пиков. Скользящие

Рис. 5.32. Конфигурации скользящих ВЗГД, создающие в зерне упругие поля сжатия А~ (а) и
упругие поля растяжения А+ (б), и конфигурация сидячих ВЗГД Б (в)
Рис. 5.33. Рентгенограммы пика (400) Си с идеальной решеткой (о), решеткой, содержащей
скользящие ВЗГД конфигураций А+ (□) и Л* (о )и сидячие ВЗГД конфигурации Б (?)

ВЗГД одного знака (конфигурации А\ А~) вызывают смещения центров тяжести пи-
ков в сторону больших или меньших углов дифракции в зависимости от знака (на
рис. 5.33 это показано на примере конфигурации А+, обеспечивающей смещение в
сторону меньших 9). Наличие скользящих ВЗГД, создающих поля как растяжения,
так и сжатия (конфигурация А1), приводит к значительному уширению профиля.

Таким образом, компьютерное моделирование показывает, что введение ВЗГД в
наноматериал существенно отражается на результате рассеяния на нем рентгенов-
ских лучей. Рентгенограммы наноматериалов, содержащих ВЗГД, характеризуются
существенно измененными относительно рентгенограмм идеального нанокристалла
параметрами рентгеновских пиков, что может привести к трудностям при их интер-
претации и определении структурных параметров наноматериалов, содержащих
ВЗГД.

Проведенные исследования на примере элементарных конфигураций ВЗГД сви-
детельствуют о том, что вид последних может существенно влиять на форму рентге-

Таблица 5.9. Параметры рентгеновского пика (400) нанокристаллической Си,
содержащей ВЗГД

Состояние материала Интегральная ширина, град Положение центра тяжести, град
Идеальный нанокристалл 2,92 117,10
Конфигурации:
А+, р' = 108 м-‘ 2,86 116,30
А~, р' = 108 м"1 2,94 117,84
/,р'= 108 м_| 3,47 117,08
Б, р' = 108 м~' 2.93 117,09
новских пиков. Анализ рассчитанных рентгенограмм ИПД наноматериалов показы-
вает, что сидячие ВЗГД (конфигурация Б) не приводят к существенному изменению
параметров рентгеновского профиля, в то время как наличие скользящих ВЗГД одно-
го знака (конфигурации А+, А~) вызывает значительное смещение центра тяжести
профиля. Это можно объяснить тем, что сидячие ВЗГД выбранной конфигурации
вызывают только разворот зерна, приводя к неоднородностям структуры на локаль-
ном уровне, что не влияет существенным образом на вид рентгенограмм. Скользя-
щие ВЗГД влекут за собой искажение кристаллической решетки и изменение пара-
метра кристаллической решетки в зависимости от характера создаваемых ими полей
упругих напряжений, что выражается в соответствующем смещении центров тяжес-
ти рентгеновских пиков. Присутствие в наноматериале скользящих ВЗГД разных
знаков (конфигурация А^ приводит к значительному размытию профиля линии за
счет смещения центров тяжести двух ее составляющих (А+ и А~) в разные стороны от
положения центра тяжести пика идеального наноматериала. Ранее конфигурация с
дисклинациями не рассматривалась. Но о характере влияния этого дефекта на рент-
геновские спектры можно догадаться, сопоставляя характер поля напряжений с по-
лученными для скользящих ЗГД результатами. Квадруполь дисклинаций создает об-
ласти как сжатия, так и растяжения, поэтому, по всей видимости, он будет приводить
к расширению пика без смещения его центра тяжести. Чем больше мощность квад-
руполя, тем больше будет ширина линии.

Можно, предположить, что изменения параметров рентгеновских пиков нано-
структурных материалов обусловливаются именно распределением плотности сколь-
зящих ВЗГД по границам зерен, когда каждое зерно вносит в уширение пика свой
вклад, определяющийся плотностью и характером полей, создаваемых его ВЗГД, а
результирующий сдвиг положения центров тяжести пиков определяется наличием
избыточной плотности ВЗГД одного из знаков.

Подобные изменения были выявлены в ходе экспериментальных исследований
ИПД наноматериалов. На рис. 5.34 представлена взятая из работы [190] рентгено-

Рис. 5.34. Рентге-
нограммы крупно-
кристаллической 1
и наноструктурной
меди, полученной
методом измельче-
ния в шаровой
мельнице и под-
вергнутой ИПД
кручением 2 [190]
грамма пика (222) наноструктурной Си, подвергнутой измельчению в шаровой мель-
нице с последующим ИПД кручением (кривая 2), в сравнении с этим же пиком круп-
нокристаллической Си (кривая /). Из соображений наглядности пики были норма-
лизованы, фон отсечен, компонента Ка2 отделена с использованием метода
Речингера. Рентгенограмма данной ИПД Си была выбрана для иллюстрации в силу
того, что размер зерен в данном материале является минимально возможным (поряд-
ка 14 нм [ 190]), что позволяет сравнивать эти экспериментальные данные с результа-
тами моделирования.

Из рис. 5.34 видно, что данная рентгенограмма наноструктурной Си характеризу-
ется значительным уширением и смещенным в сторону меньших углов дифракции 20
положением центра тяжести рентгеновских пиков по сравнению с рентгенограммой
крупнокристаллической Си. В той же работе [190] показано, что, в зависимости от
параметров ИПД, смещение положений центров тяжести рентгеновских пиков нано-
структурной Си может происходить как в сторону больших, так и в сторону меньших
углов дифракции. Сопоставление этих данных с результатами компьютерного моде-
лирования позволяет говорить о том, что такие изменения на экспериментальных
рентгенограммах могут вызываться некоторым преобладанием в материале ВЗГД
конфигураций соответственно типа А~ или А+. В данном случае можно говорить о
преобладании в структуре дислокационных ансамблей типа А+, которые, как показы-
вает компьютерное моделирование, приводят к сдвигу центра тяжести пиков в сторо-
ну меньших углов дифракции.

Значительное уширение, присущее пику наноструктурной Си на представленной
рентгенограмме, связано как с чрезвычайно малым размером зерен (порядка 14 нм
[190]), так и с большими искажениями кристаллической решетки, вызванными раз-
молом в шаровой мельнице и последующим кручением под высоким давлением. По-
добный сложный вид рентгеновского профиля существенно затрудняет интерпрета-
цию рентгенограмм с точки зрения структурных параметров исследуемого материала.
Попытаемся определить плотность ВЗГД, ответственных за искажение кристалличе-
ской решетки, используя данные компьютерного моделирования.

С этой целью были рассчитаны рентгенограммы пика (222) как идеального нано-
кристалла, так и наноструктурной Си, содержащей ВЗГД различной плотности. Под-
разумевали, что дефектная структура наноматериала описывается наличием в нем
ансамблей ВЗГД типа Л1, поскольку, как было показано выше, именно такие конфи-
гурации вызывают значительное деформационное уширение пиков. На рис. 5.35
представлены результаты исследования зависимости значений размерного и де-
формационного уширения от размеррв зерен. Деформационное уширение приве-
дено для двух плотностей дислокаций р' = 108 м_| и р' = 0,5 х 108 м-1. Поскольку все
модельные пики хорошо описываются функцией Гаусса, деформационное уширение
определяли по формуле Р^ = д/ — Р2 [186], где В — измеренное уширение пика.

Из рис. 5.35 видно, что зависимость р5 от размера зерен носит гораздо более выра-
женный характер, нежели подобная зависимость деформационного уширения. Де-
формационное уширение убывает гораздо медленнее, и графики пересекаются при
некотором значении, характерном для каждой плотности ВЗГД. Например, для плот-
ности дислокаций р' = 108 м-1 это происходит при значении В= 18л или 6,5 нм. Раз-
мерное уширение является доминирующим при чрезвычайно малом размере зерен,
близком к 1-ьЗ нм. При больших размерах зерен вклад деформационного ушире-
Рис. 5.35. Зависимости значе-
ния уширений размерного ()
и деформационного для плот-
ности ВЗГД р' = 108 м-1 (•)
и р' = 0,5 х 108 м"1 (а) в зави-
симости от размера зерен с1

4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21

Размер зерен а

ния становится сравнимым с размерным, что, как отмечалось, существенно затруд-
няет интерпретацию рентгенограмм.

Для оценки плотности ВЗГД, ответственной за наличие деформационного ушире-
ния на экспериментальной рентгенограмме, были рассчитаны значения деформаци-
онного уширения пика (222) модельных рентгенограмм наноструктурной Си, содер-
жащей ВЗГД различной плотности. Эти данные изображены на рис. 5.36. Здесь же
приведено также значение оценки деформационного уширения экспериментального
пика (222). Это значение получили в результате аппроксимации профиля функцией
псевдо-Фойгта [191] при допущении, что размер зерен был равен (14 ± 2) нм (39с)
[190]. Кривые, описывающие изменение деформационного уширения, также были
экстраполированы [194] в область этого значения размера зерен.

Из графика видно, что значение деформационного уширения экспериментально-
го профиля попадает в промежуток между расчетными кривыми, описывающими из-
менение деформационного уширения модельного наноматериала с наличием ВЗГД
плотности р' = 108 м-1 и р' = 0,5 х 108 м”1. Конечно, в силу принятых допущений не-
возможно рассчитать точное значение плотности ВЗГД из экспериментальных дан-

Рис. 5.36. Деформационное
уширение в зависимости от
размера зерен при плотности
ВЗГД р' = 108 м"1 () и р' =
= 0,5 х 108 м-1 (•); о — дефор-
мационное уширение экспери-
ментального пика (222)

Размер зерен д, а
ных, однако представляется, что рассмотренные изменения параметров эксперимен-
тальных рентгенограмм ИПД наноструктурной Си могут быть описаны наличием в
них ВЗГД высокой плотности порядка р' = 0,5 х 108 м_|. Эта оценка хорошо согласу-
ется с данными, полученными в других теоретических и экспериментальных работах
[170, 192, 193, 181].

Таким образом, можно заключить, что выбранный подход к компьютерному мо-
делированию рентгеновского рассеяния на наноматериалах позволил получить рент-
генограммы, типичные для ИПД наноматериалов, а также на этой основе оценить
плотность ВЗГД в дефектной структуре границ зерен ИПД Си. Использованный под-
ход может оказаться полезным при разработке методики оценки размера зерен и па-
раметров дефектной структуры в наноструктурных материалах с сильно искаженной
кристаллической решеткой.

Рассмотренные выше модельные представления, базирующиеся на концепции
неравновесных границ зерен, позволяют достаточно реалистично в качественной
форме, и в некоторых случаях даже количественно, описать основные структурные
особенности наноструктурных ИПД материалов, связанные не только с наличием
ультрамелкого зерна, но и с высокими внутренними напряжениями, их повышенной
энергией и избыточным объемом, обусловленными специфической дефектной
структурой. Можно полагать, что дальнейший прогресс в экспериментальных иссле-
дованиях ИПД материалов, направленный на прецизионное измерение плотностей
дефектов границ зерен и кристаллической решетки, их типов и пространственных
конфигураций, позволит уточнить предложенную модель. Вместе с тем развиваемый
подход к структуре ИПД материалов является основой для понимания их необычных
свойств и будет использован далее при анализе термического поведения, фундамен-
тальных свойств и деформационного поведения наноструктурных материалов.

Список используемой литературы

1. 61еиег Н. // Рго^гезз Ма(ег. Зек, 1989. V. 33. Р. 223.

2. 61еПег Н. — I п: Ргос. Зесопб. Влз. 1пГ Зутрозшт оп Ме1а11иг§у апс! Ма!епа1з ебй-

еб Ьу Напзеп М., ЬеПегз 3., ЬПЬок Н., Возкйбе Оептагк, 1981. Р. 15.

3. 61еПег Н. // №поЗ!шс!игеб Ма1епа1з, 1995. V. 6. Р. 3.

4. ТИотаз 6.3., 5Ие$е1 К. РИ, ЕазНпап З.А. // 8спр(а Ме1а11. Ма1ег., 1990. V. 24. Р. 201.

5. ЪУипЗегПсИ РИ, 1з'к1а У., Маигег К. // 8спр(а Ме1а1к МаРег., 1990. V. 24. Р. 403.

6. бгаЬзкл М. УУ.ЦУ РЬуз1Чие, 1985. V. 46. Р. 567.

7. УаПеу П.7, беПзшап У. Уи., КтЬузНеу О.А. Ц РЬуз. ЗШ. Зок, 1986. V. 97. Р. 11.

8. Кайбышев О.А., Валиев Р.З. Границы зерен и свойства металлов. — М.: Метал-
лургия, 1987. 214 с.

9. УаПеу В.7., КогцикоуА. И, Ми1уикоу К.В. Ц Ма1ег. Зек Еп§., 1993. V. А 186. Р. 141.

10. УаПеу В.7., КгазИткоу Ы.А., Тзепеу МАГ. Ц Ма1ег. Зек Еп§., 1991. V. А 137. Р. 35.

11. ШгзИ Р.В., Ноуле А., МсИо1зоп К.В., РазГНеу Р. РИ Е1ес1гоп гшегозеору оГ 1Ып сгуз-
1а1з. Ьопбоп: Вимепуогблз, 1971.

12. Утевский Л.М. Дифракционная электронная микроскопия в металловедении. —
М.: Металлургия, 1973. С. 584.

13. \У11Патз О.В., СаПег С.В. // Тгапзгшззюп Е1ес1гоп Мюгозсору. — 1Ме\у Тогк:
Р1епит Ргезз, 1996. Р. 729.
14. Исламгалиев Р.К., Валиев Р.З. // ФТТ, 1995. Т. 37. С. 3597.

15. Исламгалиев Р.К., Валиев Р.З. // ФММ, 1999. Т. 87. № 3. С. 46.

16. Александров И.В. Развитие и применение методов рентгеноструктурного ана-

лиза для исследования структуры и свойств наноструктурных материалов.
Дис.... д-ра физ.-мат. наук. Уфа, 1997. 350 с.

17. 7кап% К., А1ехапНгоу I. У., Ри К. // №по$1гисШгес1 Ма1епа1з, 1997. V. 9. Р. 347.

18. Н1г1к З.Р., Ьо1ке /. ТЬеогу оГ О181осайопз. Ке\у Уогк: У/Шеу, 1982.

19. УаНеу В.7. // Капо&гисШгес! Ма1епа1з, 1995. V. 6. Р. 73.

20. Иа^агоу А.А., Вотапоу А.Е., УаНеу В.7. // Ас!а Ме!а1., 1993. V. 41. Р. 1033.

21. Тюменцев А.Н., Пинжин Ю.П., Коротаев А.Д. и др. // ФММ, 1998. Т. 86. С. 110.

22. ИаНтеп У, Не1кепп&оп СД.И., ЪУеМтасоН К.Н. — 1п: Ргос. XII 1пЕ Соп$г. Гог

Е1ес1гоп М1сго8сору, 1990. Р. 338.

23. Валиев Р.З., Мусолимое Р.Ш. Ц ФММ, 1994. Т. 78. С. 114.

24. НогНа 7., ВтНк И.Т., Иетою М. ег а1. //1. МаГег. Рез., 1998. V. 13. Р. 446.

25. НогНа 7^ ЗтНк И.Т., Еигикаууа М. е! а1. // Ма!ег. 8с1. Рогит, 1996. V. 204—206.

Р. 437.

26. УаНеу В.7., Гуатзепко Уи.У., Ваиск Е.Е., Ваиде1е1 В. // Ас1а Ма1ег., 1997. V. 44.
Р. 4705.

27. МкШп О.У., Сег^тап У.Уи., УаНеу В.7., СоПМет С. // 8спр1а Ма1ег., 1996. V. 35.
Р. 873.

28. НогНа 7, 8тНк Р.З., Еигикаууа М. е( а1. // 3. Ма!ег. Кез., 1996. V. 11. Р. 1880.

29. Александров И.В., Валиев Р.З. // ФММ, 1994. Т. 77. С. 77.

30. А1ехапдгоу I. У, 7кап% К., Ьи К. // Апп. СЫт. Рг., 1996. V. 21. Р. 407.

31. Ьап^шНаите Т., СктеНк Е, Каре1$к1 С. е! а1. // Ас!а Ме!а11. МаГег., 1993. V. 41.

Р. 2953.

32. ЕаЯтап Т.А., ЕНяНттопз М.В., Ткотрзоп Ь.Т. е! а1. // Капо81гисШгед Ма1епа1з,
1992. V. 1.Р.465.

33. Уманский Я.С., Скоков Ю.С., Иванов А.И, Расторгуев Л.Н. Кристаллография,
рентгенография и электронная микроскопия. — М.: Металлургия, 1982. 632 с.

34. Уап Вегкит Т.С.М., Уегтеи1еп А.С., Ое1ке% К.// Ма!ег. 8с1. Рогит, 1993.
V. 133-136. Р. 77.

35. Уап Вегкит Т.С.М., Уегтеи1еп А.С., Ее1ке% В. е( а1. //1. Арр1. СгузЕ, 1994. V. 27.
Р. 345.

36. Ьап^огд З.1., ОеПге^ В., Не КеЦзег Тк.Н, МШетецег ЕЛ. // АизЕ I. Рйуз., 1988.
У.41.Р. 173.

37. УУИНапиюп С. К., НаН УУ.Н. // Ас1а те!а11., 1953. V. 1. Р. 22.

38. Иверонова В.И., Ревкевич Т.П. Теория рассеяния рентгеновских лучей. — М.:
Изд-во МГУ, 1972. 246 с.

39. Ыат^аНеу В.К., Ки%е1 В., ОЬга&зоуа Е.И. е! а1. // МаЕ 8с1. Еп§., 1998. V. А 249.
Р. 152.

40. Ыат^аНеу В.К., Ких>1 В., М1коу В.И. е! а1. Ц МаЕ 8сЕ Еп§., 1999. V. 266. Ыо. 1-2.
Р. 205.

41. 7Ьап% К, А1ехапНгоу 1.У., Ци К., УаНеу В.7. Ц I. Арр1. РЬуз., 1996. V. 80(10).
Р. 5617.

42. 7кап$ К., А1ехапдгоу 1.У., КИтате/оу А.В. е! а1. //1. РЬуз. О.: Арр1. Рйуз., 1997.
V. 3,0. Р. 3008.
43. А1ехапс1гоу I. У., УаПеу К.2, // Хапо81шсШгед МаСепак, 1995. V. 6. Р. 763.

44. МехапПгоу I. У, УаПеу К.2. // РИП. Ма§. В., 1996. V. 73. Р. 861.

45. А1ехапс1гоу ГУ., Еткееу И. А., УаПеу К.2. // МаСег. 8с1. Еп&т., 1999. V. 294—296.
Р. 207.

46. Липсон Г., Стипл Г. Интерпретация порошковых рентгенограмм. — М.: Мир,
1972. 384 с.

47. 2Иап$ К., А1ехапПгоу 1. У, УаПеу К.2, Ьи К. Ц 3. Арр1. РЬуз., 1998. V. 84. Р. 1924.

48. У/аггеп В.Е. Х-гау дИГгасйоп. — Ие\у Уогк: Ооуег РиЫ. 1пс., 1990. Р. 251.

49. Горелик С.С., Скаков Ю.А., Расторгуев Л.Н. Рентгенографический и электрон-
но-оптический анализ. - М.: МИСИС, 1994. 328 с.

50. Затез К. \У. ТЬе орйса! рппс1р!ез оГ 1Ье дИГгасйоп оГ Х-гауз. — ПЬаса, №ху Уогк:
СогпеП Ишуегзку Ргезз, 1965. 360 р.

51. Хи 8.8. Х-гау БИГгасПоп ш МеГак. — БЬап^Ьак 8с1епсе ТесЬшса! РиЬНсаПоп Ргезз,
417 р.

52. 1пгегпа1юпа1 ТаЫез Гог Х-гау СгузГаПо^гарЬу III, 1974 (Витш&Ьат, КупосЬ).

53. Пап 3., УаПеу К.2, ВаиПе1е1 В. Ц Ас1а Ме1а11. МаСег., 1995. V. 43. Р. 4165.

54. К1и& Н.Р., А1ехапс!ег Ь.Е. Х-гау дйТгасНоп ргоседигез Гог ро1усгуз1а11те апд атог-
рЬоиз таСепак. — Иеху Уогк; Ьопдоп; 8удпеу; Тогопго: ХУПеу, 1974. 966 р.

55. Физическое металловедение / Под ред. Р. Кана. Т. 3. — М.: Мир, 1968. 484 с.

56. Мусалимов Р.Ш., Валиев Р.З. // ФММ, 1992. № 2. С. 94.

57. МизаПтоу К.8Е, УаПеу К.2. Ц 8спр1а Ме1., 1992. V. 27. Р. 1685.

58. Ме(а1 геГегепсе Ьоок (едк. С.1. БткЬеПезз). — НоПапд: ВиГепуогШ апд Со. РиЫ., 1976.

59. УаПеу К.2, (ЗеПзтап У. Уи„ Ка1ЬузИеу О.А. // РЬуз. 81а1. 8о1. (а), 1980. V. 61. Р. К95.

60. (ЗгаЬзкл М. \У., УаПеу К.2., \Ууг^уко\узку 3. IV., Ьо]коуузк1 \У. // Вез. МесЬатса ЬеЦ.,

1981. V. 1. Р. 489.

61. Каиг Г, Сиз! Еипдатетак оГ ^гат апд 1ЫегрЬазе Ьоипдагу дИТизюп. —
8ШП§аП: Х1е§1ег Ргезз, 1989.

62. 8ап§а18, Тап&ч К. // Ме1а11. Тгапз., 1989. V. А20. Р. 479.

63. Назаров А.А. Неравновесные ансамбли дислокаций в границах зерен и их роль
в свойствах поликристаллов. Дис.... д-ра физ.-мат. наук. - Уфа, 1998.

64. УУигзскшп К., Сгетег \У., УаПеу К.2. е( а1.//8спр1а Ме1а11. МаГег., 1991. V. 25. Р. 2451.

65. Валиев Р.З., Мулюков Р.Р., Овчинников В.В. и др. // Металлофизика, 1990. Т. 12.
С. 124.

66. УаПеу К.2., Ми1укоу К.К., ОусИ'тткоу У.У., 8ИаЬазИоу У.А. // 8спр1а Ме1а11.
МаГег., 1991. V. 25. Р. 841.

67. 1Л1гаГше-§га1пед таГепак ргерагед Ьу зеуеге р1азНс деГогтаИоп (ед. Ьу
В.7. УаПеу), Аппа1ез де СЫгте. 8с1епсе дез МаГепаих, 1996. V. 21. Р. 369.

68. Валиев Р.З., Вергазов В.Н., Герцман В.Ю. Кристаллографический анализ границ
зерен в практике электронной микроскопии. — М.: Наука, 1991. 232 с.

69. Гляйтер Г., Чалмерс Б. Большеугловые границы зерен. — М.: — Мир, 1975. 376 с.

70. Орлов А.Н., Перевезенцев В.Н., Рыбин В.В. Границы зерен в металлах.— М.: Ме-
таллургия, 1980. 156 с.

71. Косевич В.М., Иевлев В.М., Палатник Л. С., Федоренко И.А. Структура межкрис-
таллитных и межфазных границ. — М.: — Металлургия, 1980. 256 с.

72. РитрИгеу Р.Н. — 1п: Огат Ьоипдагу зггисшге апд ргореФез. — М.У.: Асадегшс
Ргезз, 1976. Р. 139.
73. Копецкий Ч.В., ШвиндлерманЛ.С. В кн.: Металлы высокой чистоты. — М.: На-
ука, 1976. С. 73.

74. ВоИтапп Ж СгузХа! ОеГесХз апд сгузХаШпе тХегГасеа. — ВегПп: 8рпп§ег Уег1а§,
1970. 368 р.

75. Ройтбурд А.Л. // Поверхность, 1982. № 10. С. 121.

76. ЫЗ.С.М. Ц 8шТасе 8с1., 1972. V. 31. № 1. Р. 12.

77. 57нЛ К.К., Ы З.С.М. // 8игГасе 8а., 1975. V. 50. № 1. Р. 109.

78. АзЬЬу М.Р., Браереп Р, ШШатз 5. // Ас1а МеХаП., 1978. V. 26. № 11. Р. 1647.

79. Ропб К.С., БтИИ Б.А., УИек V. // 8спр1а МеХаП., 1978. V. 12. № 8. Р. 699.

80. Ропд К.С., БтИИ О. А., УИек У. // Ас1а МеХаП., 1979. V. 27. № 2. Р. 235.

81. Бойко В.С., Кириллов В.А., Орлов А.Н. // Поверхность, 1983. № 2. С. 61.

82. Букин Е.А., Орлов А.Н. // ЖТФ, 1982. Т. 52. № 11. С. 2146.

83. Валиев Р.З., Владимиров В.И., Герцман В.Ю. и др. // ФММ, 1990. № 3. С. 31.

84. Ллгогот А. А., Бкепдегоуа О.А., Вгеппег О. IV. // РЬуз. Кеу. В., 2000. V. 61. Ыо. 2.

Р. 928.

85. Иа^агоу А.А., Бкепдегоуа О., Вгеппег ОЗУ. // МаХег. 8сх. Еп§., 2000. V. А 281.
Ыо.1-2. Р. 148.

86. Бачурин Д.В., Мурзаев Р.Т., Назаров А.А. // ФММ, 2003. Т. 96. № 6. С. 11.

87. ВпДоууе Р.И., Вгоктап А., Браереп Р., ВаИи/Д Я.1У. // 8спрХа МеХаП., 1980. V. 14.
№ 8. Р. 943.

88. Накп Н, О1еИег Н. //АсХа МеХаП., 1981. V. 29. № 4. Р. 601.

89. Би&МА., МЫйп У. // 1пхегГасе 8а., 2003. V. 11. Мо.1. Р. 131.

90. Дранова Т.Н., Михайловский И.М. // ФММ, 1984. Т. 57. С. 551.

91. Фионова Л.К. // ФММ, 1983. Т. 56. С. 41.

92. Ва1и/Д К. Ж, Котет У, БскоЬег Т. // 8шТасе 8а., 1972. V. 31. Р. 68.

93. РопИ К.С., УИек У. Ц Ргос. Коу. 8ос. Еопдоп В., 1977. V. 357. Р. 453.

94. РопуооИ С. Т., С1агеЬгои%к Ь.М. // АсХа МеХаП., 1982. V. 30. Р. 1443.

95. Рогноод С. Т., С1агеЬгоиёк Ь.М. // РИП. Ма§. А., 1983. V. 47. Р. Ь35.

96. Рогноод С.Т., С1агеЬгои%к Ь.М. // РИП. Мае. А., 1985. V. 51. Р. 589.

97. Рыбин В.В., Перевезенцев В.Н. // ФТТ, 1975. Т. 17. С. 3188.

98. Вастапп БД, БИуезте С., Ре(ИМ., ВоИтапп \У. // РИП. Ма§. А., 1981. V. 43. Р. 189.

99. ВоИтапп Ж, М1скаи1 В., Ба'т/оП С. // РНуз. 8хах. 8о1. (а), 1972. V. 13. Р. 637.

100. РопдК.С., БтИк И.А. // РИП. Ма§., 1977. V. 36. Р. 353.

101. БагЬу Т.К., БскииИег В., Ва11иД1 К. \У. // РИП. Ма§. А., 1978. V. 37. Р. 245.

102. ЫпДеу БД, РопИ К.С. Ц АсХа МеХ., 1979. V. 27. Р. 667.

103. Рыбин В.В., Лихачев В.А., Вергазов Н.Н. // ФММ, 1974. Т. 37. № 3. С. 620.

104. Кт§ А.К., БтИк Б.А. // АсХа СгузХ., 1980. V. 36. Р. 335.

105. Ханнанов Ш.Х. // ФММ, 1983. Т. 56. С. 1222.

106. Вгапдоп Б.С. // АсХа МеХаП., 1966. V. 14. Р. 1479.

107. Вгоктап А., ВпзЮ^е Р.И., ВаИи/Д К. Ж // 8спрХа МеХаП., 1981. V. 15. Р. 201.

108. ОгаЬзк1 М. IV., КогДа Я. Ц РИП. Ма§., 1970. V. 22. Р. 707.

109. Копецкий И.В., Фионова Л.К. // Поверхность, 1984. № 2. С. 5.

110. Ритркгеу Р.Н, С1еИег Н. Ц РИП. Мае., 1975. V. 32. Р. 881.

111. УаПеу К.Х., Ка1ЬузИеу О.А., Кйаппапоу Бй.КН. // РИук. 8ХаХ. 8о1. (а), 1980. V. 61.
Р. 447. .

112,- Валиев Р.З., Кайбышев О.А. // ДАН СССР, 1981. Т. 258. С. 92.
113. Герцман В.Ю., Валиев Р.З. // Поверхность, 1982. № 8. С. 101.

114. УаНеу К.7., бегЪтап У. Уи., Ка1Ьу$Неу О.А., КИаппапоу 8Н.КН. // РЬуз. 8о1. (а).
1983. V. 77. Р. 97.

115. Уапп К.А. Ц РЬуз. 81а1. 8о1. (а), 1979. V. 52. Р. 347.

116. Уапп К.А., Тап$п К. // 8спр1а МеШ11., 1980. V. 14. Р. 337.

117. Уапп К.А., Тап§п К. // МеЕ Тгапз. А., 1981. V. 12. Р. 1859.

118. Уапп К.А., Тап^п К. // 7. Ме!а11., 1982. В. 73. 8. 144.

119. Уапп К.А., КигфЯомккл К.З. // 7. Ме1а11., 1983. В. 74. 8. 177.

120. ЬагН^ие 8, Рпезгег Е // Асш Мег., 1983. V. 31. Р. 1809.

121. Огат Воипдагу 81гис(иге апд Клпейсз (ес1. ВаНиТП К.\У.). — ОЫо: Ме1а1з Рагк,
А8М, 1980. 456 р.

122. Кайбышев О.А. Сверхпластичность промышленных сплавов. — М.: Металлур-
гия, 1984. 280 с.

123. Фридель Ж. Дислокации. - М.: Мир, 1967. 643 с.

124. Лихачев В.А., Хайров Р.Ю. Введение в теорию дислокаций. — Л.: Изд-во ЛГУ,
1975. 183 с.

125. 8тПИ В.А. //Г. РЬуз., 1982. V. 43. С6. 8ирр1. № 12. Р. 225.

126. УаНеу К.7., А1ехапНгоу /.У., /Лат^аНеу К.К. // Капо8(гисШгед Ма!епа1з (ес!$.
С.М. СЬохуапд М.1. Мозкоуа), КТишег Асадегшс РиЫ., 1998. Р. 121.

127. УаНеу К.7. — 1п: 8упгЬез1з апд ргосеззт^ оГпапосгуз!аШпе рошдег (ед. Ьу ОаУ1д 1_.
ВоигеП). ТЬе Мшега1з, Ме!а1з апд Ма1епа1з 8ос1е1у, 1996. Р. 153.

128. УаНеу К.7, М1$Нга К.8., бго^а 3., МикИецее А.К. // 8спр(а Ма1ег., 1996. V. 34.
Р. 1443.

129. Ыа^агоу А.А., Котапоу А. Е., УаНеу К.7. // Мапо8ггисШгед Ма1епа1з, 1994. V. 4.
Р.93.

130. Катдгоу А.А. // 8спр(а МаГег., 1997. V. 37. Р. 1155.

131. Ыа^агоу А. А., Котапоу А.Е., УаНеу К.7. // 8спр(а Ме1а11., 1996. V. 34. Р. 729.

132. Ыа^агоу А.А. // РЫ1оз. Ма§. Ееи., 1995. V. 72.Мо. 1. Р. 49.

133. 8ее$егА., Наазеп Р.Ц РЬПоз. Ма§., 1958. V. 3. Р. 470.

134. Тоирт К.А., К1уНп К.8. //]. МаШ. РЬуз., 1960. V. 1. Р. 8.

135. Но1с1егЗ., СгапаЮ А. У. — 1п: Еипдатеп1а1 АзресСз оГ О^з^саНоп ТЬеогу (едз. В. Эе

апд В. Ви11ои$Ь) №1. Виг. 81апд. (11.8.). - \УазЫп$1оп, 1970. Р. 1223.

136. Рыбин В.В. Большие пластические деформации и разрушение металлов. - М.:
Металлургия, 1986. 279 с.

137. Котапоу А.Е., У1ас11т1гоу У.1. О1з1осаНопз 1п 8о11дз. — АтзГегдат: Е1зеУ1ег, 1992. 191 р.

138. КуЫп У.У., 7Етап А.А., 7о1о1агеузку М.Уи. // Ас1а Ме1а11. Ма1ег., 1993. V. 41.
Р. 2211.

139. Ма^агоу А.А. // 8спр1а МаГег., 1997. V. 37. Мо. 8. Р. 1155.

140. Еникеев Н.А., Александров И.В., Валиев Р.З. // ФММ, 2002. Т. 93. № 6. С. 19.

141. А1ехапдгоу 1.У., КНтате1оу А.К., УаНеу К.7. — 1п: 11ЕС Ма!епа1з III. ТМ8
РгосеесПп&з, 2004. Р. 45.

142. 18ат.агоу А.А. // Аппа1ез де СЫпне (Ег.), 1996. V. 21. Р. 461.

143. 8апдег8 Р.6., ЪУНпеуА.В., \УееПтап З.К. е! а1. // Ма!ег. 8с1. Еп§. А, 1995. V. 204. Р. ".

144. Ыат^аНеу К.К., СНтеНк Р., Кит.е1 К. // МаСег 8с1. Еп&., 1997. V. А 237. Р. 43.

145. Вагосы Ь., Веке В.Ь., Ро$%ау 6., КЕ-Уаг%а М. // \апо8(гисШгед Ма1епа1з, 199?
V. 6. Р. 981.
146. 7еке1Ьаиег М., 8еитег V. // Ас1а Ме1а11. Ма1ег., 1993. V. 41. Р. 577.

147. ЕазПпап Р.А., РП&йптопз М.К., Потрзоп Ь.Р. // РИП. Ма§. В., 1992. V. 66. Р. 667.

148. УаПеу К.7., КохРоу Е.У., Руапоу Уи.Р. е1 а1. // АсГа Ме1а11. Ма!ег., 1994. V. 42.

Р. 2467.

149. Ко1оЬоу Уи.Р., СгаЬоуе1зкауа С.Р., Ка1осИка РУ. е! а!. // Апп. СЫт., 1996. V. 21.
Р. 483.

150. Сгуа&юу У.С., Тапакоу М. Уи., Тгизоу ЬЛ. // Д. Ма!ег. 8сь, 1992. V. 27. Р. 4829.

151. Еаз1тап Р.А., РН&йптопз М.К., Потрзоп Ь.Р. // РЫ1о8. Ма§. ЬеК., 1993. V. 68.

Р. 335.

152. ТзскоереА., Ытп^ег К., С1еПег Н. // Д. Арр1. РЬуз., 1992. V. 71. Р. 5391.

153. Еазйпап Р.А., РП&ттопз М.Я. // Д. Арр1. РЬуз., 1995. V. 77. Р. 522.

154. Наг ад а Р, Уао 8., РсЫпиуа А. // Д. РЬу8. Зое. Дрп., 1980. V. 48. Р. 1625.

155. Окзкипа Р, НауазИ1 А., Нагас1а Р. // РЬуз. Зое. Дрп. 1980. V. 48. Р. 1631.

156. С1еИег Н.— 1п: Ргос. ^АТО А81. МесЬатса! ргорегИев оГ иЬгаГтес!-ёгатес1 та!е-
пак (еск. М. 1Ча81а81, Б.М. Рагкт, Н. С1ейег). — БогскесЫ; Во81оп; Ьопскэп:
К1шуег Неа<1. РиЫ., 1993. V. 233. Р. 3.

157. УаПеу К.7., А1ехапс1гоу I. У., Скюи Ж. А е! а1. // Ма!ег. 8с1. Еогит, 1997. V. 235—238.
Р. 497.

158. Ми1уикоу К/г.Уа., КкарИцру 8.В., УаПеу К.7. // РЬуз. 81а1. 8о1. (а), 1992. V. 133.
Р. 447.

159. АПтаНееу Я.Н., КоЬе1еу Я.Р., Ми1уикоу К.К. е! а!. // Ас1а Ме1а11. Ма1ег., 1993.
V. 41. Р. 1041.

160. Лейбфрид Г., Людвиг В. Теория ангармонических эффектов в кристаллах. — М.:
ИЛ, 1963. 231 с.

161. Кривоглаз М.А., Дифракция рентгеновских лучей и нейтронов в неидеальных
кристаллах. — Киев: Наукова думка, 1983. 408 с.

162. Вейсс Р. Физика твердого тела. — М.: Атомиздат, 1968. 456 с.

163. Руководство по рентгеновскому исследованию минералов / Под ред. Франка-
Каменецкого. — Л.: Недра, 1975. 399 с.

164. Акктадееу Я.А., КоЪе1еу Я.Р., Ми1уикоу К.К. е( а!. // Ас1а Ме!а11. Ма1ег., 1993.
V. 4. Р. 1041.

165. Ратез К.\У. ТЬе орйеа! рппс!р1е8 оГ 1Ье сППгасНоп оГХ-гау8. — ИЬаса. 1Че\у Уогк:
СогпеП ИтуегаПу Рге88, 1965. Р. 360.

166. Таблицы физических величин: Справочник / Под ред. И.К. Кикоина —. М.:
Атомиздат, 1976. 1006 с.

167. Колобов Ю.Р., Валиев Р.З., Грабовецкая Р.П. и др. Зернограничная диффузия и
свойства наноструктурных материалов. — Новосибирск: Наука, 2001. 232 с.

168. Ваго М.О., Ко1оЪоу Уи.К., ОуйГко 1.А. е! а1. // Кеу Ас!у. Ма1ег. 8с1., 2001. V. 2. Р. 1.

169. АзНкго/1 /V. Ж, Метйп // ЗоИс! 81а1е РЬу81С8 (НоЬ, ЮпеЬаП апс! \У1П81оп, №\у
Уогк), 1976.

170. УаПеу К.7., Ыат^аПеу К.К., А1ехапбгоу 1.У. // Рго^г. Ма1ег. 8сь, 2000. Г4о. 45.
103 р.

171. 7ейе1Ьаиег М., 8еитег У. // Ас1а Ме!а!1. Ма1ег., 1993. V. 41. № 2. Р 557.

172. 7ейе1Ьаиег М. Ц Ас1а Ме1а!1. Ма1ег., 1993. V. 41. № 2. Р. 589.

173. 7ки X., Вегпп^ег К., Негг V., С1еИег Я. Ц РЬуыса! Кеу1е\у В., 1987. V. 35. № 17.

Р. 9085.
174. Вопдагз В., 61ег1о1ка 5., Ра1оз1 В. // МаХег. 8с1. Еогит, 1993. V. 133—136. Р. 301.

175. Магслтак Н, СпегкИка 8., Ра/оз^В. // МаХег. 8с1. Еогит, 1996. V. 228—231. Р. 39.

176. Маг1огапа А., Ве&апеПо 6., Писа В. // Махег. 8с1. Еогит, 1993. V. 133—136. Р. 307.

177. Пенсии У.Н., Ег&ип 8., А1ехапВег Ь.Е. //1. Арр1. РЬуз., 1964. V. 35. № 6. Р. 1718.

178. Еткееу Ы.А., А1ехапс1гоу I. И., УаПеу В.7. // РЫз. оГМеХа!з апс! МеХаПо^гарЬу, 2002.
V. 93. №6. Р. 19.

179. КгШ С.Е., В1гпп^ег В. // РЫ1. Ма§., 1998. V. 77. № 3. Р. 621.

180. Иверонова В.И., Ревкевич Г.Н. Теория рассеяния рентгеновских лучей. — М.:
МГУ, 1972. 246 с.

181. Ыа^агоу А.А. // 8спрХа МаХег., 1997. V. 37. Ио. 8. Р. 1155.

182. Иа^агоу А.А., Ми1уикоу В.Е. КапозХгисХигес! Махепа1з. - 1п: №апозс!епсе.
Еп§теегт§ апс! ТесЬпо1о$у НапОЬоок. 8. ЬузЬеУзк!, О. Вгеппег, Л. 1аГгаХе,
XV. СосИапЗ (е<3з.). СЯС Ргезз. И8А, 2002. СЬарХег 22. Р. 221.

183. Кайбышев О.А., Валиев Р.З. Границы зерен и свойства материалов. — М.: Метал-
лургия, 1987. 213 с.

184. УаПеу В.7., 1уат$епко Уи. И, ВаисИ Е.Е, Ваиде1е1 В. // АсХа МеХаП. МаХег., 1996.
V. 44. № 12. Р. 4705.

185. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теория упругости. - М.: Наука, 1987. 246 с.

186. Горелик С. С., Скоков Ю.А., Расторгуев Л. Н. Рентгенографический и электрон-
но-оптический анализ. — М.: МИСИС, 1994. 328 с.

187. ВсИеггег Р. Ц СоХХ. ИасЬг., 1918. V. 2. № 98.

188. НогПа 7., 8тИИ ВЛ., Еигикаууа М. еХ а1. // 3. МаХег. Кез., 1996. V. 11. Р. 1880.

189. Еткееу Н.А., А1ехапПгоу I. У. — 1п: РгосеесПп^з оГХЬе ЮХЬ 1пХегпаХюпа1 8утрозшт

«МеХа11оёгарЬу’98». 22-24 Арп! 1998. - 8Хага Ьезпа, Роргад, 81оуак1а. Р. 135.

190. 7Иап§ К., А/ехапдгоу /. У, УаПеу В.7., Ей К. // 3. Арр1. РЬуз., 1996. V. 80. Р. 5617.

191. ВеПгет. В., де Кецзег ТИ. Н., МП1етецег ЕЛ. // Егезетиз 7. Апа1. СЬет., 1982.

V. 312. Р. 1.

192. Валиев Р.З., Александров И.В. Наноструктурные материалы, полученные ин-
тенсивной пластической деформацией. — М.: Логос, 2000. 272 с.

193. НогПа 7., 8тПИ ВЛ., Еигикаыа М. еХ а1. // 3. МаХег. Кез., 1996. V. 11. Р. 1880.

194. Зельдович Я.Б., Мышкис А.Д. Элементы прикладной математики. - М.: Наука.

1965.615 с.
Глава 6.

УСТОЙЧИВОСТЬ НАНОСТРУКТУР
К ВНЕШНИМ ВОЗДЕЙСТВИЯМ

Для ультрамелкозернистых структур, полученных ИПД, характерно при-
сутствие высоких плотностей решеточных и зернограничных дислокаций, которые
создают поля дальнодействующих упругих напряжений. В результате имеют место
значительные атомные смещения из узлов идеальной кристаллической решетки, по-
этому полученные методами ИПД наноструктуры обладают высокой запасенной
энергией и являются метастабильными. В связи с этим весьма важным является во-
прос об устойчивости этих структур к внешним воздействиям — температуре и
приложенным напряжениям.

В данной главе приведены результаты экспериментальных исследований влияния
отжига и пластической деформации на эволюцию наноструктур, полученных метода-
ми ИПД.

6.1 ЭВОЛЮЦИЯ НАНОСТРУКТУР ПРИ НАГРЕВЕ

Известно, что рост зерен в наноструктурных ИПД материалах, как и дру-
гих наноматериалах, начинается при относительно низких температурах, близких к
0,4 Гпл и даже ниже [1—3]. Исследование природы такой низкой термостабильности
имеет важное значение для ее повышения. С другой стороны, изучение эволюции
структуры во время отжига позволяет лучше понять природу высоких внутренних уп-
ругих напряжений, их связь с решеточными дефектами и наравновесным состояни-
ем границ зерен, закономерности кристаллографической текстуры и другие струк-
турные особенности ИПД материалов. Помимо этого, особый интерес вызывают
наблюдаемые во многих сплавах разупорядочение и формирование пересыщенных
твердых растворов [4, 5 и др.] (см. также гл. 4). Термически активируемые процессы
эволюции микроструктуры в наноматериалах, полученных ИПД, явились объектом
исследования в ряде недавних работ [4—14] и ряде других. Структурные исследования
с использованием методов просвечивающей электронной микроскопии и рентгено-
структурного анализа проводились на чистых металлах: Си [13, 14], Со [12], ЬИ [9, 12].
Ре [5], сплавах и сталях [6, 16], интерметаллидах [4, 7]. В этих исследованиях, в част-
ности, были установлены температуры, соответствующие началу роста зерен, обна-
ружено интенсивное развитие процессов возврата. Тем не менее особенности про-
цессов эволюции дефектной структуры при отжиге все еще изучены недостаточно.
В этой связи интересными представляются проведенные в ряде недавних работ [8. 14.
15] исследования эволюции некоторых свойств в процессе отжига, в частности, оста-
точного электросопротивления, очень чувствительного к состоянию структуры.
Рассмотрим основные закономерности, обнаруженные при исследованиях термо-
стабильности различных классов наноструктурных материалов, полученных метода-
ми ИПД.

Чистые металлы. Структура чистого №, подвергнутого ИПД кручением (5 оборо-
тов при комнатной температуре, р = 7 ГПа) [19], характеризовалась очень мелкими
зернами равноосной формы со средним размером около 100 нм, содержащими высо-
кую плотность решеточных дислокаций (рис. 6.1) (см. также п. 4.2.1). Сложный ди-
фракционный контраст свидетельствовал о наличии внутренних упругих напряже-
ний. Зерна имели преимущественно большеугловые границы, что подтверждается
видом дифракционных картин, содержащих большое количество рефлексов, распо-
ложенных по окружностям. Эти данные находятся в согласии с результатами других
структурных исследований ЬН после интенсивной деформации кручением [17, 18].

Комплексные эксперименты, проведенные А.В. Корзниковым и соавторами [18]
(рис. 6.2), показали, что исследуемому структурному состоянию отвечают высокие
значения электросопротивления (р4 2 = 0,26 • см, рис. 6.2, а) и упругой деформа-

ции (<е2>!/2 = 0,076 %, рис. 6.2, б). Это подтверждает наличие высокой плотности де-

Рис. 6.1. Светлопольное (а) и
темнопольное {б) изображения
нанокристаллической структу-
ры № после ИПД и дифракци-
онная картина с участка этой
структуры размером 0,5 мкм2 (в)
Рис. 6.2. Зависимости электросопротивления при 4,2 К, р4 2 (а), внутренней упругой деформа-
ции, <е2>1/2 (б), микротвердости Ну (в) и размера зерен й (г) от температуры /получасового от-
жига в №, подвергнутом ИПД кручением

фектов и больших внутренних напряжений. Данное состояние характеризуется также
максимальной микротвердостью Ну = 2850 МПа.

Во время термической обработки в Ы1, подвергнутом ИПД, было обнаружено
уменьшение коэрцитивной силы, обусловленное заметными изменениями структу-
ры (рис. 6.3) [9}. На начальной стадии нагрева в первую очередь имело место исчез-
новение дислокаций внутри зерен, т.е. происходил возврат. Этот процесс начался уже
при комнатной температуре. Так, после одного месяца выдержки плотность дислока-
ций уменьшилась с 1015 м“2 до 1013 м-2. Подобный результат достигался также в ре-
зультате выдержки при 373 К в течение получаса. Нагрев до температуры 473 К при-
вел к полному исчезновению дислокаций в течение 1 мин. При 473 К на границах

Рис. 6.3. Изменение коэрцитивной силы Нс (1) и раз-
мера зерен <1(2) в М1, подвергнутом ИПД кручением,
во время отжига, а также схема, иллюстрирующая
эволюцию микроструктуры [9]
Рис. 6.4. Светлопольное изоб-
ражение структуры образцов
никеля в исходном деформиро-
ванном состоянии (а) и ото-
жженных в течение 0,5 ч при
473 К (б) и 673 К (в)

некоторых зерен появился полосчатый контраст, свидетельствующий о возврате
структуры границ зерен (рис. 6.4).

Процесс возврата структуры границ интенсивно развивался при 573 К в большей
части объема образца. Наблюдалось также образование рекристаллизованной струк-
туры с одновременным ростом зерен и появлением некоторого количества двойни-
ков отжига. При 673 К и выше структура стала полностью рекристаллизованной, и
наблюдался процесс дальнейшего укрупнения зерен.

Подобная эволюция структуры ИПД Г\П при отжиге наблюдалась также в работе
[18]. Однако там имелась тенденция к протеканию возврата внутренних напряжений
и росту размера зерен при более низких температурах. Обнаруженные различия мог-
ли быть вызваны более чистым химическим составом ЬН или более высокой запасен-
ной энергией деформации благодаря большему давлению, приложенному при ИПД
кручением, в последнем случае.

Изучение свойств ИПД № в процессе эволюции структуры при отжиге показало,
что можно выделить три основных интервала изменения электросопротивления й
микротвердости [18]. На начальных стадиях возврата структуры, сопровождающихся
уменьшением плотности дислокаций и внутренних напряжений, имеет место слабое
изменение электросопротивления и микротвердости (см. рис. 6.2, а и 6.2, в). В про-
цессе рекристаллизации они изменяются сильнее. Последующий процесс роста зе-
рен слабо влияет на эти характеристики.

Вместе с тем магнитные параметры меняются иным образом. Как показали иссле-
дования А.В. Королева и других [19], магнитная восприимчивость сначала слабо воз-
растает с температурой отжига. При температурах выше примерно 470 К скорость
роста увеличивается, что соответствует протеканию рекристаллизации. Коэрцитив-
ная сила Нс [9] чувствительна к процессу эволюции микроструктуры вплоть до разме-
ра зерен в несколько микрон (см. рис. 6.3). Выше этого размера она становится менее
чувствительной к росту зерен. Остаточная намагниченность изменяется сложным,
немонотонным образом, что детально обсуждается в работе [9].

Метод получения имеет сильное влияние на измельчение наноструктуры при от-
жиге и свойства материала. Сравнение результатов исследования 141, подвергнутого
РКУ прессованию, ИПД кручением и их совместному воздействию [20], показывает,
что эволюция структуры в этих случаях протекает при различных температурах. В ре-
зультате формируются различные структуры и имеют место различия в величине ко-
эрцитивной силы Нс. Например, окончательный возврат коэрцитивной силы Нс про-
исходит при более высокой температуре в случае, когда материал подвергнут РКУ
прессованию, а затем кручению.

Таким образом, результаты исследований температурной эволюции структуры и
свойств наноструктурного 141, полученного ИПД, показывают, что при нагреве этого
материала происходят сложные структурные изменения, связанные с развитием про-
цессов возврата, рекристаллизации и роста зерен. Очевидно, природа возврата обус-
ловлена прежде всего перераспределением и аннигиляцией дислокаций на границах
и в теле зерен, приводящих к уменьшению внутренних напряжений (см. рис. 6.2, б).
В то же время точечные дефекты здесь не играют существенной роли, поскольку ве-
личина электросопротивления, наиболее чувствительная к присутствию избыточных
вакансий и межузельных атомов, остается постоянной вплоть до начала роста зерен
(см. рис. 6.2, а).

Следуя полученным данным, можно представить такую последовательность эво-
люции наноструктуры при нагреве ИПД М1 (см. рис. 6.3). В этом материале вплоть до
температуры 450 К размер зерен сохраняется, но внутри зерен и на границах проис-
ходит возврат структуры, связанный с перераспределением и аннигиляцией дислока-
ций. При более высоких температурах начинаются рекристаллизация и быстрый рост
зерен, который может носить аномальный характер.

Однако следует сделать два замечания относительно данной схемы эволюции на-
ноструктуры.

1. Последовательность процессов, протекающих при повышении температуры,
конечно, не абсолютно строгая. Имеет место некоторое перекрытие между темпера-
турными интервалами активизации данных процессов, которое зависит от химичес-
кой чистоты металла, режимов и условий интенсивной деформации.

2. Процесс, названный рекристаллизацией, на самом деле отличается от того, ко-
торый обычно наблюдается при отжиге холоднодеформированных металлов. Обыч-
ная рекристаллизация представляет собой зарождение и рост новых, совершенных зе-
рен за счет деформированной матрицы, в которой в большей или меньшей мере имел
место возврат. При протекании обычной рекристаллизации структура является бимо-
дальной благодаря сосуществованию больших совершенных зерен и мелких несовер-
шенных ячеек. Такой процесс рекристаллизации может привести к изменениям как
размера зерен, так и их ориентации (текстуры). В отличие от описанного выше слу-
чая в Ы1, подвергнутом ИПД кручением, возврат структуры приводит к появлению
зерен с одномодальным распределением по размерам и ориентациями, близкими к
ориентациям, существовавшим в деформированном образце, т.е. текстура не изменя-
ется. Этот процесс подобен процессу, называемому рекристаллизацией ш зйи и име-
ющему место в некоторых сталях [21]. Если по какой-либо причине (например, в ре-
зультате появления выделений) миграция новых границ зерен будет затруднена,
может произойти только возврат, и сформируется структура, главным образом, с ма-
ленькими, но разориентированными зернами. В процессе рекристаллизации т $йи
текстура деформации существенным образом сохраняется. Изменение текстуры про-
исходит лишь в процессе последующего укрупнения зерен.

Для структуры ИПД Си характерны некоторые отличия по сравнению с нано-
структурным М1. Средний размер зерен в Си, подвергнутой ИПД кручением [3, 13].
обычно несколько больше (около 150 нм) и, более того, в сверхчистой Си образцы да-
же содержали некоторое количество рекристаллизованных зерен большего размера
(0,5 мкм). Границы зерен имели также преимущественные большеугловые разориен-
тировки. Для структуры был характерен сложный электронно-микроскопический
контраст, свидетельствующий о значительных искажениях кристаллической решет-
ки. Плотность дислокаций внутри зерен составила 5-И0 х 1014 см-2.

Обнаруженные различия по сравнению с № обусловлены, очевидно, различиями
в гомологических температурах (Т/Тпл), при которых происходила деформация и об-
разец выдерживался после деформации. Температура 293 К соответствует гомологи-
ческим температурам 0,17 для 141 и 0,22 для Си. Следовательно, подвижность атомов
в последнем случае должна быть выше, что, возможно, привело к изменениям в
структуре и различиям в полученных размерах зерен. Повышенная подвижность ато-
мов могла привести к протеканию динамической рекристаллизации.

В Си, подвергнутой РКУ прессованию, средний размер зерен оказался несколько
большим и равным 0,2 мкм [22]. Значительная доля зерен не содержала дислокаций.
В то же время в большинстве зерен дислокации были распределены хаотически или
образовывали субграницы. Небольшая часть границ зерен имела контраст, характер-
ный для равновесных границ зерен.

Было установлено, что рост зерен в чистой Си (99,98%), подвергнутой ИПД кру-
чением, начинается при 373 К и завершается к 473 К [23]. В Си технической чистоты,
деформированной подобным образом, отжиг в течение 30 мин при 423 К не привел к
видимым изменениям в микроструктуре (размере зерен, плотности дислокаций, ди-
фракционном контрасте на границах зерен) [13]. Рост зерен наблюдался при 423 К.
Тем не менее внутренние напряжения и предел текучести существенно уменьшились
в интервале температур между 403 и 423 К (рис. 6.5). Авторы предположили, что вну-
тренние напряжения, а следовательно, и механическая прочность могут быть связа-
ны с присутствием дисклинаций в тройных стыках на границах зерен. Можно отме-
тить, что после исчезновения внутренних напряжений напряжение течения в
образцах было очень близко к напряжению течения, наблюдаемому в образцах Си с
Рис. 6.5. Влияние температуры
отжига на вид рентгеновского
пика (400) Си, подвергнутой
ИПД кручением

Угол дифракции 20, град

подобным размером зерен, но полученным совершенно другим методом, а именно
методом газовой конденсации в инертной среде [24].

Результаты ряда исследований [3, 13] показали, что при низкотемпературном от-
жиге процессы возврата в наноструктурной Си, полученной ИПД кручением, начи-
наются значительно раньше, чем в крупнокристаллической Си. При этом температу-
ра нагрева не намного превышает Т= 100 °С (см. рис. 6.5, 6.6). Си, подвергнутая ИПД
кручением, обладает также пониженной температурой начала роста зерен, которая
составляет Т= 150 °С [25, 26].

В Си после РКУ прессования (8 проходов, режим Вс при комнатной температуре)
были также исследованы закономерности эволюции структуры при отжиге [13, 27,

Рис. 6.6. Зависимость величины микроискажений
кристаллической решетки в Си, полученной ИПД
кручением, от температуры отжига:

кривые 1 и 2 получены с использованием рентгенов-
ских пиков (111) и (222), кривые Зи 4 получены с ис-
пользованием пиков (200) и (400). При построении
кривых 7 и 3 применялся РСА метод, описанный в [25],
а при получении кривых 2 и 4— метод из работы [26]

9 Валиев Р. 3., И. В. Александров
28]. В работе [28] параллельно использовали методы измерения скорости распростра-
нения ультразвуковых волн и внутреннего трения. Полученные результаты укладыва-
ются в схему, описанную выше. Отжиг привел к формированию зерен, не содержа-
щих контуров экстинкции и разделенных границами зерен, которые, как
представляется, стали более равновесными. Температура рекристаллизации, равная
448 К, как и ожидалось, оказалась выше в менее чистой Си (99,98%) по сравнению с
более чистой Си (99,997%), где она равнялась 398 К. Эти изменения в структуре по-
лучили отражение б изменении измеренных свойств. При этом скорости распростра-
нения ультразвуковых волн, а следовательно, и упругие модули резко возросли. Ре-
кристаллизованные зерна при более высоких температурах продолжали далее расти в
размерах. При этом, однако, каких-либо значительных изменений в скорости рас-
пространения ультразвуковых волн не произошло.

150-1

(220)

(111)

^100 -
2

50 -

0—

(311)

(200)

(222)

(400)

(331)

140

100

110

120

130

Угол дифракции 29, град

Рис. 6.7. Рентгенограммы наноструктурной Си, полученной РКУ прессованием, после отжига
при Т= 150 °С (а) и 250 °С (б) в течение 30 мин
Как показано И.В. Александровым и соавторами [27], отжиг наноструктурной Си,
полученной РКУ прессованием, при Т= 50 °С, 100 °С и 150 °С в течение 30 мин не
привел к каким-либо значительным изменениям на рентгенограммах (рис. 6.7, а) по
сравнению с исходным состоянием после РКУ прессования. Максимальные интен-
сивности рентгеновских пиков остались практически прежними. В то же время ана-
лиз показал, что размер зерен в рассмотренных направлениях < 111 > и <200> практи-
чески не изменился, однако уровень микроискажений кристаллической решетки
слегка уменьшился. Аналогичный отжиг в течение 30 мин при Т = 200 °С и 250 °С
привел к радикальным изменениям на соответствующих рентгенограммах нано-
структурной Си, полученной РКУ прессованием (рис. 6.7, б). Обнаруженные измене-
ния максимальной и интегральной интенсивностей, интегрального уширения рент-
геновских пиков обусловлены увеличением размера зерен и уменьшением
микроискажений, а также одновременной эволюцией кристаллографической тексту-
ры (рис. 6.8).

Сопоставление полученных результатов с результатами измерения микротвердос-
ти образцов, отожженных при различных температурах в течение 30 мин, свидетель-
ствует о том, что рост зерен начинается при температурах выше Т = 170 °С. Состоя-
ния, соответствующие Т= 200 °С и 250 °С, рекристаллизованы.

Основываясь на полученных результатах, в [27] был проведен более детальный
анализ общего вида рентгенограмм и эволюции микроструктуры при низкотемпера-
турном отжиге при температуре Т= 170 °С в течение различного времени. Рентгено-
граммы наноструктурной Си, полученной РКУ прессованием, после отжига в тече-
ние 10, 30 и 60 мин соответствуют рентгенограмме исходного состояния. После

Рис. 6.8. Неполные ПФ
(111) и (200) нанострук-
турной Си, полученной
РКУ прессованием, после
отжига при Т= 150 °С (а) и
250 °С (ф в течение 30 мин
Рис. 6.9. Рентгенограмма наноструктурной Си, полученной РКУ прессованием, после отжига
при Т = 170 °С в течение 90 мин

отжига в течение 90 мин уширение рентгеновских пиков (311), (220), (200) уменьша-
ется и соответствующие дублеты Ка2 начинают разрешаться (рис. 6.9). Это озна-
чает, что процесс роста зерен протекает или уже завершен в соответствующих текс-
турных компонентах. В то же время рентгеновский пик (331), обладающий
максимальной интегральной интенсивностью, мало изменился по сравнению с со-
стояниями после отжига в течение 60 мин и менее. Это говорит лишь о начале про-
цессов возврата в зернах, принадлежащих данной текстурной компоненте. После от-
жига в течение 120 мин рентгенограмма характеризуется острыми рентгеновскими
пиками, что свидетельствует о формировании крупнокристаллического состояния с
малым уровнем внутренних микроискажений кристаллической решетки.

Анализ [27] эволюции размера зерен и микроискажений кристаллической решет-
ки в ходе отжига, проведенного при температуре Т= 170 °С в течение различного вре-
мени, обнаружил, что увеличение размера зерен в направлении <111> протекает по-
степенно, резко возрастая после 90 мин отжига. В то же время заметное увеличение
размера зерен в направлении <200> наблюдается уже после 60 мин и резко возраста-
ет при больших временах отжига. С другой стороны, микроискажения кристалличе-
ской решетки в направлении < 111> остаются неизменными вплоть до 60 мин отжига
включительно и далее резко уменьшаются. Одновременно микроискажения в на-
правлении <200> уменьшаются плавно вплоть до 60 мин отжига, а затем резко умень-
шаются.

Отжиг при температуре Т= 170 °С в течение 120 мин привел к качественному из-
менению вида неполных ПФ (111) и (200) (рис. 6.10) по сравнению с ПФ. соответст-
вующими 10, 30 и 60 мин отжига. Состояние, соответствующее 90 мин отжига, харак-
теризуется комбинацией текстурных максимумов, характерных для времен отжига 60
и 120 мин. Эти наблюдения свидетельствуют о появлении зерен с новой ориентаци-
ей в исследуемой наноструктурной Си, полученной РКУ прессованием, при низко-
температурном отжиге при температуре Т= 170 °С в течение 90 мин. Другим свиде-
тельством появления зерен с новой ориентацией является резкое уменьшение
микротвердости после отжига при температуре Т= 170 °С в течение 90 мин.
Рис. 6.10. Неполные ПФ
(111) и (200) наноструктур-
ной Си, полученной РКУ
прессованием, после отжи-
га при Т= 170 °С в течение
90 мин

Неоднородный рост зерен, уменьшение микроискажений, неодновременное и
резкое изменение интегральной интенсивности рентгеновских пиков подтверждают
тот факт, что возврат и рост зерен, принадлежащих различным текстурным компо-
нентам, происходят неодновременно.

Изменение среднего размера зерен в наноструктурной Си, полученной ИПД кру-
чением и имеющей размер зерен 160 нм в зависимости от времени отжига, в целом
было похоже на временную зависимость роста зерен в обычной микрокристалличес-
кой Си [3]. Тем не менее рост зерен начинается при относительно низкой температу-
ре 0,32 Т^. Как известно, резкое уменьшение температуры начала роста зерен наблю-
дали во многих нанокристаллических материалах [2]. Природа этого явления,
однако, не имеет единого объяснения. Многие исследователи считают, что его при-
чиной является очень высокая движущая сила роста зерен, обусловленная их малым
размером. Другие причины, связанные с образованием неравновесных границ зерен
в наноструктурных материалах, рассмотрены в работе [3]. Проведенный в этой рабо-
те анализ показал, что причиной начала роста зерен в нанокристаллах при относи-
тельно низких температурах являются не только малый размер зерен, но, прежде все-
го, повышенная подвижность границ зерен, обусловленная низкой энергией
активации зернограничной диффузии. Из проведенных сопоставлений рассчитан-
ных кривых кинетики роста зерен с экспериментальными данными следует, что энер-
гия активации роста зерен в наноструктурных материалах возрастает с увеличением
размера зерен. Объяснить этот факт можно в рамках представлений о существовании
неравновесных границ зерен, содержащих ВЗГД высокой плотности. Известно, что
неравновесное состояние может обеспечить высокую подвижность атомов в грани-
цах зерен и существенно уменьшить энергию активации роста зерен [29].

Оценки в рамках использованного в [3] приближения в случае Си дают значения
величины энергии активации роста зерен между 92 и 107 кДж/моль для размера зерен
200 нм и между 82 и 87 кДж/моль для размера зерен 40 нм. Во время роста зерен про-
исходят возврат в границах зерен и переход последних в более равновесное состоя-
ние. В результате энергия активации увеличивается до характерного для крупнокри-
сталлической Си значения 107 кДж/моль [30].

Недавно было обнаружено также, что поведение УМЗ структуры Си при отжиге
сильно зависит от вида термообработки [31], поскольку при изотермическом отжиге
релаксационные процессы протекают по-иному, чем при нагреве с постоянной ско-
ростью.
Рис. 6.11. Светлопольное изображение и микродифракция с выбранного участка для ультрамел -
козернистой меди:

а — после нагревало 185 °С со скоростью 20 °С/мин; б — после нагрева до 220 °С

Рассмотрим далее более детально результаты этой работы, где были изучены ре-
лаксационные процессы в УМЗ меди при различных видах термических воздействий:
с постоянной скоростью нагрева и при изотермическом отжиге.

Электронно-микроскопические исследования образцов УМЗ Си, полученной
ИПД кручением (5 оборотов, при давлении 6 ГПа), выявили формирование равноос-
ной зеренной структуры со средним размером зерен около 0,18 мкм в обоих сечени-
ях, параллельном и перпендикулярном плоскости образца. При этом на электроно-
граммах наблюдали многочисленные рефлексы, равномерно расположенные по
окружности. Такие структуры, как уже отмечалось выше, типичны для ИПД образ-
цов, подвергнутых ИПД кручением.

После нагрева до 185 °С с постоянной скоростью 20 °С/мин (рис. 6.11, а) в УМЗ
Си не было выявлено заметного роста зерен. При этом на электронограммах наблю-
дали уменьшение азимутального размытия и появление равноосных точечных ре-
флексов, что свидетельствует о частичной релаксации неравновесной дефектной
структуры образцов. Дополнительным свидетельством этому является также появле-
ние более однородного дифракционного контраста в пределах зерен. После нагрева
до 220 °С (рис. 6.11, б) наблюдали аномальный рост зерен с бимодальным распреде-
лением по размерам, когда наряду с областями мелких зерен наблюдали области
(20—30% просмотренной площади) с размером зерен около 1,5 мкм. Другой особен-
ностью структуры образца, нагретого до 220 °С, явилось появление двойников отжи-
га в выросших зернах. При дальнейших нагревах до 270 и 300 °С наблюдался рост как
среднего размера крупных зерен до 2—2,5 мкм, так и занимаемой ими области до
40—50% просмотренной площади. При этом форма аномально выросших зерен была,
как правило, равноосной.

Исследования методом ДСК (дифференциальная сканирующая калориметрия)
образца меди, подвергнутого ИПД, выявили экзотермический пик на калориметри-
ческом сигнале [удельная энергия = Д7)] в интервале температур 130...270 °С с
максимумом при 200 °С (рис. 6.12). Изменение энтальпии в образце при этом соста-
Рис. 6.12. Калориметрический сигнал с учетом базо-
вой линии и изменение микротвердости ультрамелко-
зернистой меди при нагреве со скоростью 20 °С/мин

вило 0,58 Дж/г. График изменения микротвердости УМЗ Си при нагреве с постоян-
ной скоростью 20 °С/мин приведен также на рис. 6.12.

На основании этих калориметрических данных исследований изменения структу-
ры и микротвердости при нагреве с постоянной скоростью 20 °С/мин были выбраны
четыре значения температуры: 200, 250, 300 и 350 °С, при которых провели исследо-
вания кинетики изменения Ну.

Зависимость микротвердости от логарифма времени 1п(/) при изотермических вы-
держках изображена на рис. 6.13. Видно, что на зависимости Ну(/) для температур 200
и 250 °С можно выделить три временные стадии, на которых поведение микротвер-
дости сильно различается. На стадиях I и III Ну изменяется слабо, на стадии II на-
блюдается резкое ее падение. Для температур отжига 300 °С и 350 °С можно выделить
только две такие стадии: II — резкого падения и III — слабого изменения микротвер-
дости.

В работе [31] было также проведено изучение микроструктуры образцов после от-
жигов различной длительности при температуре 250 °С (рис. 6.14, я, б). Так, на ста-
дии I после отжига при 250 °С, 4 с (рис. 6.14, а) не произошло заметного роста зерен
в сравнении с исходным состоянием. Средний размер зерен при этом составил около
0,18 мкм. В то же время уменьшение азимутального размытия рефлексов на электро-
нограмме, а также сужение рентгеновских пиков наиболее интенсивных отражений
(111), (200), (222) примерно на 26% указывали на частичную релаксацию внутренних
напряжений в материале.

На стадии II наблюдали начало аномального роста зерен и появление на части
границ зерен (ГЗ) типичного полосчатого контраста. В частности, после отжига при
250 °С, 50 с были выявлены зерна со средним размером около 0,8 мкм, которые зани-

Рис. 6.13. Кинетика изменения микротвердости
при отжиге ультрамелкозернистой меди при тем-
пературах:

- 200 °С, о - 250 °С, • - 300 °С, о - 350 °С
Рис. 6.14. Светлопольное изображение и ми-
кродифракция с выбранного участка для уль-
трамелкозернистой меди:

а — после отжига при 250 °С, 4 с; б — после отжи-
га при 250 °С, 50 с; в — после отжига при
250 °С, 30 мин

мали 15—20% исследованной поверхности образцов. При этом 20—30% границ зерен
демонстрировали обычный полосчатый контраст (рис. 6.14, б). Аналогичный ано-
мальный рост зерен был выявлен на этой стадии изменения микротвердости в образ-
цах, подвергнутых обработке при более высоких температурах. Так, например, после
отжига при 300 °С, 5 с наряду с областями с исходным ультрамелким зерном наблю-
дали зерна размером 0,5—0,6 мкм, занимавшие 50—60% изученной площади фольги.

На стадии III после термической обработки при 250 °С. 1800 с (рис. 6.14, в) око-
ло 90% объема занимали зерна со средним размером около 0,8 мкм и 10% — около
5—10 мкм.

Таким образом, результаты этих исследований выявили три стадии возврата мик-
ротвердости УМЗ Си (см. рис. 6.13), вызванных различными релаксационными про-
цессами. На стадии I размер зерен практически не увеличился, но уровень внутрен-
них напряжений существенно уменьшился, что связано с релаксацией
неравновесной дефектной структуры. На стадии II происходило значительное паде-
ние микротвердости. Вместе с тем на изотермическом монотонно спадающем сигна-
ле ДСК наблюдается дополнительный пик тепловыделения, который, как показано в
[33], может быть связан с аномальным ростом зерен. Такой же аномальный рост зе-
рен при миграции неравновесных ГЗ был обнаружен при исследованиях просвечива-
ющей электронной микроскопией (ПЭМ) стадии II возврата УМЗ структуры (см.
рис. 6.14, б). Причем стадия II (см. рис. 6.13) также начиналась при временах ~4+5 с
после начала изотермического отжига. Вследствие этого совпадение временных от-
резков начала стадии II возврата и начала дополнительного пика на сигнале ДСК в
изотермическом эксперименте позволило интерпретировать последнюю как начало
аномального роста зерен. На следующей стадии III, согласно ПЭМ-исследованиям,
происходит рост зерен во всем объеме образца.

Хотя в обоих случаях на стадиях II и III наблюдался рост зерен, физическое раз-
личие между ними заключается в том, что на стадии II протекал аномальный рост зе-
рен в небольшой части образца, тогда как на стадии III наблюдался одновременный
рост зерен во всем просмотренном объеме. В работе [31] были рассчитаны также
энергии активации на стадиях возврата II и III. Величина 0на участке II была оцене-
на при температурах отжига 200 °С и 250 °С, тогда как для участка III - при темпера-
турах 300 °С и 350 °С. Эти величины составили соответственно 55 кДж/моль (0,6 эВ)
и 98 кДж/моль (1 эВ).

Сопоставление полученных значений энергии активации релаксационных про-
цессов, протекающих на стадиях II и III, с известными экспериментальными данны-
ми для энергии активации миграции неравновесных ГЗ в УМЗ Си 71 кДж/моль [3] и
энергии активации миграции ГЗ в крупнокристаллической меди 107 кДж/моль [30]
позволяет предположить, что на стадии II происходит преимущественно миграция
неравновесных ГЗ, сопровождаемая переходом к их более равновесному состоянию,
тогда как энергия активации на стадии III близка к энергии активации нормального
роста зерен в меди.

Полученные результаты позволили также оценить вклады двух различных релак-
сационных процессов в экзотермический пик ДСК, появляющийся при нагреве с по-
стоянной скоростью (рис. 6.15). Видно, что соответствующие тепловыделения час-
тично перекрываются: кривая И^Г) приходится на диапазон температур 130...220 °С,
в то время как сигнал И^( 7) — на 180...270 °С. Сопоставление с данными изотермиче-
ских отжигов позволяет предположить, что первому сигналу Жу( Т) (и тепловыделе-
нию ДЯу) можно поставить в соответствие стадию I возврата структуры, а сигналу
И'(Т’) (тепловыделению ДЯ5), связанному с аномальным ростом зерен, — стадию II.

Эволюцию структуры и рост зерен при отжиге исследовали и в других нанострук-
турных ИПД металлах: Ре [33], Со [10]. После ИПД кручением с логарифмической
степенью деформации, равной 6,2, в Ре наблюдали зерна диаметром около 100 нм,
содержащие много изгибных контуров экстинкции, свидетельствующих о высоких
внутренних напряжениях. Границы зерен также находились в неравновесном состоя-
нии. После отжига в течение 1 ч при 573 К зерна имели тот же размер, однако не со-

Рис. 6.15. Экспериментальный сигнал ДСК с вы-
чтенной базовой линией (— И) и расчетные подпи-
ки, соответствующие релаксации дефектной
структуры ГЗ (- и росту зерен (- [31]
держали внутренних напряжений и дислокаций. Однако при 773 К был заметен рост
зерен и их средний размер составил 0,3 мкм. При этом границы зерен имели обыч-
ный полосчатый контраст, типичный для равновесной зеренной структуры. При бо-
лее высоких температурах имел место дальнейший рост зерен. Микротвердость слег-
ка уменьшается во время возврата, быстро снижается при температуре около 723 К во
время рекристаллизации, а затем снова слегка уменьшается во время дальнейшего
роста зерен.

В случае Со вблизи 693 К были обнаружены некоторые особенности [10], связан-
ные с присущим ему аллотропным превращением Е-фазы с ГПУ решеткой в у-фазу с
ГЦК решеткой. В Со [10] после ИПД кручением сформировалась очень дисперсная
зеренная структура, содержащая высокую плотность дислокаций, микродвойников и
других дефектов решетки. В этом состоянии сохранялась исходная Е-фаза с ГПУ ре-
шеткой. После отжига при 673 К наблюдали некоторое уменьшение плотности де-
фектов, а при 723 К происходило формирование хорошо различимых зерен больше-
го размера с полосчатым контрастом на границах зерен. Процесс роста зерен
продолжился при 773 К, приведя к размеру зерен 5 мкм. Рентгеноструктурный ана-
лиз показал, что уже при 693 К в структуре удается обнаружить у-фазу с ГЦК решет-
кой. Это свидетельствует о том, что е —> у превращение в ИПД Со происходит при су-
щественно более низкой температуре, чем в обычном, крупнозернистом Со. Отжиг
при 1073 К привел к формированию больших зерен размером 10 мкм с многочислен-
ными дефектами упаковки. Измерения коэрцитивной силы Нс показали, что ее вы-
сокое значение после интенсивной деформации постепенно снижается вплоть до
температуры 573 К, т.е. температуры, при которой перераспределение дислокаций
приводит к уменьшению внутренних напряжений. Сильное снижение коэрцитивной
силы наблюдалось между 573 К и 773 К в области, где протекает рекристаллизация.
Выше 773 К коэрцитивная сила снижается медленно, и это уменьшение, по-видимо-
му, связано с ростом зерен.

Таким образом, во всех исследованных металлах, подвергнутых интенсивной де-
формации, при нагреве наблюдали близкую по характеру эволюцию наноструктур.
Типичным является развитие процессов возврата, связанное с перераспределением и
аннигиляцией дислокаций на границах и в теле зерен. Имеют место также рекристал-
лизационные процессы, приводящие к росту зерен, при этом последовательность
этих процессов слабо зависит от химического состава и природы металла (энергии
дефектов упаковки, типа кристаллической решетки), но тесно связана с условиями
интенсивной пластической деформации, которые определяют характер исходных на-
ноструктур. Полученные экспериментальные результаты и их анализ позволяют
уточнить картину структурных изменений в УМЗ металлах при нагреве, что впервые
рассматривалось в работах [3, 8]. Недавние результаты показывают (рис. 6.16), что на
I стадии происходит возврат неравновесных границ зерен, связанный с упорядочени-
ем их структуры и сопровождающийся частичной релаксацией упругих напряжений
и уменьшением плотности внутризеренных дислокаций. На II стадии начинается
аномальный рост зерен, связанный с миграцией неравновесных границ, который пе-
реходит на третьей стадии к нормальному росту зерен.

Вместе с тем важным является установление процесса, контролирующего эволю-
цию структуры при нагреве. В работах [34, 35] предполагается, что этим процессом
могут быть структурные перестройки на неравновесных границах зерен и скорости
Рис. 6.16. Картина эволюции структуры при нагреве УМЗ металлов

этого процесса контролирует возврат структуры и начало рекристаллизации. Недав-
но этот подход был использован для экспериментальной проверки [36-38] и разра-
ботки принципов повышения термостабильности УМЗ металлов [39].

Хорошо известно, что в крупнозернистых материалах увеличение степени холод-
ной деформации обычно приводит к понижению температуры рекристаллизации.
Однако в случае армко-Ее [36, 37] и технически чистого Т1 [38], подвергнутых круче-
нию под высоким давлением 5—6 ГПа, было обнаружено повышение термостабиль-
ности при увеличении числа оборотов от 1 до 5.

Кручение под высоким давлением в обоих материалах привело к сильному из-
мельчению микроструктуры, но после 1 оборота ИПД кручением границы были пре-
имущественно малоугловыми. Вместе с тем после 5 оборотов для микроструктуры
обоих металлов были характерны ультрамелкие зерна со средним размером 150 нм.
Исследования методами высокоразрешающей электронной микроскопии и обратно-
го рассеяния электронов показали, что более 80% границ в исследованных микро-
структурах являются большеугловыми и содержат высокую плотность дислокаций
[37, 38]. Последнее свидетельствует о том, что данные микроструктуры находятся в
неравновесном состоянии.

Для исследования кинетики роста зерен использовали ступенчатый нагрев. Было
установлено, что отжиг, начиная с 400 °С, приводит к некоторому укрупнению зерен
как в армко-Ре, так и в технически чистом Т1. Однако даже после отжига при 520 °С
и 500 °С структура оставалась однородной и средний размер зерен был очень мал и
составил 400 нм и 800 нм для армко-Ре и технически чистого Т1 соответственно.

Такая повышенная термостабильность УМЗ металлов представляет собой очень
интересное явление. Даже в случае низкоуглеродистой стали после холодной прокат-
ки температура рекристаллизации существенно ниже и после отжига при 520 °С в
микроструктуре наблюдается много больших зерен со средним размером около
10 мкм [40]. Хорошо известно, что подобное поведение присуще также технически
чистому Т1.

Указанная парадоксальная повышенная термостабильность УМЗ Ре и Т1 может
быть объяснена на основе данных моделирования роста зерен в УМЗ металлах, полу-
ченных методом ИПД [3, 39]. Результаты анализа показали, что кинетика роста зе-
рен в УМЗ материалах тесно связана с неравновесными границами зерен, которые
предопределяют как движущую силу роста зерен, так и подвижность границ зерен в
соответствии с уравнением

с1~ МЕР, р>1,

где (1 — размер зерен; М - О^кТ представляет собой подвижность атомов в границе
зерна (здесь Бь — коэффициент диффузии при температуре Т; (к — постоянная
Больцмана); Р~ — движущая сила с О в качестве атомного объема (здесь

г/ — толщина границы; Г— энергия границ зерен — поверхностная энергия).

Повышенные диффузия и энергия границ зерен, содержащих высокую плотность
зернограничных дефектов, обеспечивают высокую скорость роста зерен. Однако при
ступенчатом нагреве происходит интенсивный возврат структуры границ. Это приво-
дит к резкому уменьшению движущей силы и особенно подвижности границ зерен,
а значит, повышает термостабильность УМЗ структур.

Последний эффект весьма благоприятен с практической точки зрения, обеспечи-
вая возможность использования УМЗ металлов при повышенных температурах.

Сплавы. Обратимся теперь к особенностям эволюции структуры при нагреве на-
ноструктурных сплавов, полученных методами ИПД. При этом особое внимание бу-
дет уделено специфическим для сплавов особенностям поведения структуры. Как
было показано в гл. 4, в сплавах интенсивная пластическая деформация приводит не
только к сильному измельчению микроструктуры, но и изменениям фазового соста-
ва, связанным с образованием пересыщенных твердых растворов, раздроблением
вторых фаз, возможной аморфизацией [41].

Структура магниевого сплава МА8, подвергнутого ИПД кручением при комнат-
ной температуре, состояла в основном из очень мелких зерен диаметром 50—100 нм.
содержащих дислокации с плотностью 1012—1013 м~2 (рис. 6.17, а) [42]. Зерна разде-
лены, как правило, большеугловыми границами, и для многих зерен характерны по-
лосы Муара, возникающие благодаря двойной дифракции в зернах с базисной плос-
костью, параллельной плоскости фольги. В дополнение к этим зернам в структуре
наблюдали небольшое количество (занимающих 5% обследованной поверхности) зе-
рен большего диаметра 0,11—0,15 мкм, содержащих отдельные дислокации и имею-
щих относительно равновесные границы зерен.

Отжиг в течение 2 ч при 413 К привел к формированию структуры с более совер-
шенными зернами диаметром 0,18 мкм (рис. 6.17, б). Проведенные в [42] исследова-
ния ш ыШ в колоне электронного микроскопа во время изотермического отжига по-

Рис. 6.17. Электронная микроскопия. Микроструктура М§ сплава МА8:

а — после ИПД кручением с е = 6 при 20 °С; б — после дополнительного отжига при 413 К в течение 2 ч
казали, что формирование новых зерен связано с процессами возврата и совершен-
ные границы зерен появляются в результате локальных перестроек в неравновесных
границах зерен. Таким образом, стадия зародышеобразования отсутствует.

Как указывалось в гл. 4, структура сплава А1-4%Си-0,5%2г на основе А1, подверг-
нутого ИПД [43], состояла из почти свободных от дислокаций, хаотически разориен-
тированных кристаллитов-зерен размером 0,2 мкм, содержащих изгибные контуры
экстинкции и имеющих границы без полосчатого контраста. Отжиг при 433 К в тече-
ние 2 ч привел к формированию структуры с тем же самым размером зерен, но с бо-
лее совершенными границами зерен, имеющими обычный полосчатый контраст. По-
следующая деформация при той же температуре выявила сверхпластичное поведение
и привела к увеличению размера зерен вплоть до 0,5 мкм. Дополнительные результа-
ты были сообщены в работе [44], в которой после интенсивной деформации обнару-
жен существенно меньший размер зерен около 0,1 мкм (рис. 6.18, а). Отжиг этого ма-
териала в течение 1 ч при 343...353 К приводит к уменьшению числа контуров
экстинкции в зернах. После отжига в течение 1 ч при 363 К происходило улучшение
структуры границ зерен, треть из которых стала обладать полосчатым контрастом
(рис. 6.18, б). При 373 К начался рост зерен, средний размер которых достиг 0,17 мкм.
Дилатометрические исследования [44] в том же температурном интервале выявили
уменьшение длины образцов (см. также п. 5.1). Анализ температурной зависимости
изменения исходной длины позволил вычислить значение энтальпии, которая оказа-
лась равной 36 кДж/моль. Это составляет примерно половину значения зерногранич-

Рис. 6.18. Электронно-микроскопическое изображение микроструктуры сплава
А1-4%Си-0,5%2г:

а — после ИПД кручением, е = 7, Т— 293 К; б - после дополнительного отжига
при 363 К в течение 90 мин
ной самодиффузии в А1. Авторы объяснили данный факт превращением неравновес-
ных границ зерен в равновесные.

В другом твердом растворе А1-1,5%М§ на основе А1 после ИПД кручением обна-
ружена структура, очень подобная той, что сформировалась в вышеописанном спла-
ве А1—Си—Хг, однако с меньшим размером зерен (0,15 мкм вместо 0,2 мкм) [45]. От-
жиг вплоть до 373 К не привел к изменениям в размере зерен. При 393 К имело место
исчезновение контуров экстинкции, ранее существовавших в теле кристаллитов. Раз-
мер зерен немного увеличился до 0,18 мкм и примерно в половине зерен появился
полосчатый контраст. При более высоких температурах наблюдался рост зерен. Из-
мерения микротвердости показали, что ее значения оказались максимальными после
отжига при 373 К. При более высоких температурах произошло уменьшение микро-
твердости, связанное с ростом зерен, в соответствии с соотношением Холла—Петча.

Исследование процессов, протекающих в пересыщенном сплаве Ре—О при нагре-
ве, было проведено в работе [5]. Этот сплав был получен ИПД кручением окисленно-
го субмикронного порошка Ре. Обработка материала интенсивной деформацией
привела к растворению большинства окислов, на что указали уменьшение интенсив-
ности соответствующих рентгеновских пиков и увеличение параметра решетки мат-
рицы на основе Ре. Микроструктура состояла из очень малых (0,05 мкм), сильно
разориентированных зерен с широкими нечеткими границами (рис. 6.19, а).

Рис. 6.19. Электронно-микроскопическое изображение микроструктуры сплава Ре—О:
а — после ИПД кручением; б — после дополнительного отжига при 873 К
Отжиг при 723 К привел к некоторому возврату в структуре. При этом размер зе-
рен стал равным 0,1 мкм, а их границы стали более выраженными. Микротвердость,
соответствующая данному состоянию, слегка уменьшилась по сравнению с состоя-
нием сразу после ИПД. При 823 К имела место рекристаллизация, приведшая к фор-
мированию хорошо различимых зерен диаметром 0,2 мкм и небольшого количества
(0,5%) мелких (<0,05 мкм) окисных частиц. Микротвердость уменьшилась более за-
метно. При 873 К наблюдали очень сильные изменения. Произошло формирование
оксида РеО, объемная доля которого достигла 18% (рис. 6.19, б). Выделения появи-
лись главным образом на границах зерен матрицы. Одновременно параметр решетки
уменьшился, а микротвердость увеличилась до значений выше, чем для материала
сразу после ИПД. При более высоких температурах наблюдался рост зерен матрицы
и частиц окислов вместе с возрастающим уменьшением микротвердости.

ИПД кручением под давлением 10 ГПа перлитной стали Ре— 1,2%С привела к пол-
ному растворению цементита и формированию пересыщенного твердого раствора уг-
лерода в а-Ре [6] (см. п. 4.2). Структура состояла из очень мелких (0,02 мкм), сильно
разориентированных нанозерен. Отжиг при 523 К привел к формированию равноос-
ных зерен, свободных от дислокаций и имеющих средний размер 0,05 мкм. Как по-
казали исследования температурной зависимости намагниченности насыщения, це-
ментит отсутствовал в материале вплоть до данной температуры. Нагрев до более
высоких температур привел к нарастающему выделению цементита из пересыщенно-
го феррита вплоть до температуры 813 К, соответствующей равновесному составу
сплава. Микротвердость в интервале температур между 473 и 673 К сильно уменьши-
лась, что свидетельствует как о протекании возврата в микроструктуре, так и об уда-
лении излишнего углерода из феррита.

Иная ситуация наблюдалась в двухфазном сплаве Си—50 вес.%А§, в котором оба
химических элемента имеют очень ограниченную взаимную растворимость [46]. Как
в случае порошков, полученных методом газовой конденсации в инертной среде или
механическим легированием, так и в случае массивных исходных заготовок ИПД
кручением приводит к формированию нанокристаллического (размер зерен 10—20 нм)
пересыщенного твердого раствора с небольшим количеством остаточных Си и А&
фаз. Отжиг при температуре около 473 К приводит распаду твердого раствора на зер-
на Си и А&, имеющие примерно одинаковый размер. При более высоких температу-
рах происходит укрупнение зерен обоих компонентов. Наиболее быстро данный про-
цесс протекает в монолитном материале, подвергнутом ИПД.

Весьма интересное поведение было обнаружено при нагреве сплавов системы
А1—Ее, где оба химических элемента практически нерастворимы в твердом состоя-
нии, но ИПД приводит к образованию пересыщенного твердого раствора [47] (см.
п. 4.2). При нагреве наблюдали распад этого твердого раствора (рис. 6.20) с образова-
нием весьма дисперсных выделений на дислокациях в теле и границах зерен. Такая
обработка привела к резкому увеличению микротвердости сплава. В последние годы
старение в УМЗ сплавах является объектом пристального внимания исследователей
в связи с использованием этого явления для улучшения свойств наноструктурных ма-
териалов (см. гл. 8).

Суммируя полученные результаты, можно сделать вывод, что последовательность
процессов, установленная в ходе эволюции структуры при нагреве чистых металлов,
подвергнутых ИПД, имеет место и в случае сплавов после аналогичной обработки.
Рис. 6.20. Зависимость концентрации Ге в
твердом растворе сплава А1—11 вес. % Ге от
времени старения г, полученная методом
энергодисперсионной спектроскопии с
диаметрами пучков 20 нм ( о ) и 0,5 мкм (□)
пучков

Специфика заключается в индуцированном деформацией переходе двухфазных
сплавов в пересыщенный твердый раствор. Во время отжигов наблюдается тенденция
обратного перехода в равновесное состояние путем выделения включений и их коа-
лесценции. В исследованных сплавах на основе Ее (твердых растворах Ее—О и Ее—С)
данная тенденция имеет место на последней стадии эволюции микроструктуры, т.е.
во время роста зерен. В сплавах Си—А1—Ее распад твердого раствора происходит
до начала роста зерен, и здесь имеется возможность получения очень высокой проч-
ности (см. гл. 8).

Интерметаллиды. Эволюция микроструктуры при термообработке интерметалли-
дов, подвергнутых ИПД, наиболее изучена для материалов на основе М13А1 [4, 7].

Структура интерметаллида бинарного стехиометрического состава М13А1, под-
вергнутого ИПД кручением (р = 7 МПа, 5 оборотов) [4], состояла из очень мелких
равноосных зерен с признаками высокого уровня внутренних напряжений, о чем
свидетельствовали сложный дифракционный контраст на электронно-микроскопи-
ческих фотографиях (см. п. 4.2) и плохо различимые границы зерен, выглядящие
диффузными и искривленными. Средний размер зерен, определенный по темно-
польным изображениям, оказался равным примерно 20—30 нм.

Подобная структура наблюдалась в ИПД №3А1 и в работе [7], однако размер зерен
был несколько больше (50 нм). Состояние после ИПД в М13А1 также характеризова-
лось повышенным уровнем остаточного электросопротивления, значительными вну-
тренними напряжениями и высокой микротвердостью (рис. 6.21). Кроме того, как
видно на этом же рисунке, данные рентгеноструктурного анализа свидетельствуют о
полном отсутствии дальнего порядка в данном состоянии.

Микроструктура при отжиге претерпевает последовательность структурных пре-
вращений, подобную рассматриваемой выше для ИПД Ж Однако характерным для
ИПД М13А1 явилось то, что дальний порядок начинает восстанавливаться в узком
температурном интервале вблизи 530 К, т.е. на стадии возврата (рис. 6.21, д). Это упо-
рядочение не является полным, однако дальнейшее увеличение параметра дальнего
порядка происходит только при намного более высоких температурах, близких к
1300 К, когда зерна вырастают до относительно больших размеров. Хотя физическая
природа разупорядочения интерметаллидов при ИПД и последующее их переупоря-
дочение при нагреве требуют дальнейших исследований, важно отметить, что, следуя
полученным результатам, становится ясным, что переупорядочение в М13А1 обуслов-
лено, в первую очередь, не рекристаллизационными процессами, а процессами воз-
врата, связанными с перестройками дислокационной структуры на границах и в теле
зерен.
Рис. 6.21. Изменение электросопротивления (а), его температурного градиента (б), микротвер-
дости (в), степени порядка (г), внутренних напряжений (д) и размеров кристаллитов (е), полу-
ченных из анализа уширений рентгеновского пика (111), в зависимости от температуры отжи-
га в наноструктурном М13А1

г, к

Аналогичный вывод следует из данных, приведенных на рис. 6.22 [48]. В этом ис-
следовании интерметаллида Ы13А1, легированного хромом и бором, подвергнутого
ИПД кручением при комнатной температуре, было проведено изучение структурных
изменений при нагреве непосредственно в колонне электронного микроскопа. Па-
раллельно с использованием дифференциальной сканирующей калориметрии было
исследовано тепловыделение в процессе нагрева этого материала. Как можно видеть
из полученных данных, пик тепловыделения наблюдается при температуре значи-
тельно ниже начала интенсивного роста зерен. Природа этого тепловыделения связа-
на с процессами возврата, а также началом переупорядочения. Следует отметить вы-
б

Рис. 6.22. ДСК кривая для ИПД М13А1 (скорость нагрева 40 К/мин) (а) и электронно-
микроскопические изображения наноструктуры сплава (б—д)

сокую термостабильность наноструктурного состояния этого интерметаллида, поз-
волившую реализовать его уникальное сверхпластическое течение [49] (см. гл. 8).

Здесь отметим также работу [8], где исследовали влияние добавок бора (0,1 вес. •
на термостабильность наноструктурного ЬП3А1. Структура этого материала с добав-
кой бора после ИПД была подобна структуре чистого М13А1. Тем не менее во время
отжига влияние бора оказалось очень заметным. Наблюдали также процессы возвра-
та и изменения свойств при нагреве, однако они были смещены значительно в об-
ласть повышенных температур. Данный эффект объяснялся взаимодействием атомов
бора с дислокациями и границами зерен.

Таким образом, общая последовательность эволюции структуры в интерметалли-
дах на основе ЬИ3А1 является подобной той, что была установлена для чистых метал-
лов и разупорядоченных сплавов. Однако специфическая особенность этих материа-
лов связана с установлением дальнего порядка уже на ранних стадиях процесса
возврата, т.е. при перераспределении и уменьшении количества дислокаций. Было
высказано предположение [8], что непосредственная причина переупорядочения
связана с подвижными вакансиями, образующимися в результате разрушения раз-
личных дефектов и дислокационных петель, присутствовавших в деформированном
материале.

Нанокомрозиты. В последние годы выполнено несколько работ по исследованию
термостабильности в металлических материалах, содержащих дисперсные керамиче-
ские частицы. Металлическая матрица была измельчена до наноразмеров, используя
методы интенсивной деформации, а керамические частицы в полученных наноком-
позитах были равномерно распределены вдоль всего образца (см. п. 3.2).

В работах [50, 51] объемные наноструктурные образцы были получены консоли-
дацией порошков после шарового размола, а также с использованием ИПД компак-
тирования ультрадисперсных порошков, полученных плазмохимическим методом.
Оба вида порошков были окислены, и в результате после консолидации образцы со-
держали дисперсные частицы окислов с объемной долей 1—2%. Значительное увели-
чение термостабильности было также установлено в нанокомпозите Си+0,5%А12О3,
полученным путем измельчения интенсивной деформацией структуры матрицы, со-
держащей дисперсные частицы окислов размером 20—30 нм [52]. В то же время в на-
нокомпозитах А12021 + Ю%А12О3 и А16069+15%$1С, содержащих существенно
большую долю керамических частиц, но с размером около микрона, заметного повы-
шения термостабильности не было обнаружено [53, 54]. Очевидно, что термостабиль-
ность нанокомпозиционных материалов определяется, в первую очередь, дисперсно-
стью и морфологией керамических частиц.

Суммируя результаты, представленные в настоящем подразделе, отметим, что
эволюция структуры при нагреве различных наноструктурных материалов имеет ряд
общих закономерностей. При этом в ходе данной эволюции можно выделить не-
сколько стадий, которые, однако, могут перекрываться.

1. Перераспределение и уменьшение числа дислокаций, существующих в зернах
материала, подвергнутого ИПД.

2. Перераспределение дислокаций в неравновесных границах зерен, образовавших-
ся при интенсивной деформации, что приводит к формированию большеугловых гра-
ниц зерен, имеющих более узкую толщину, соизмеримую с межатомными размерами.

3. Одновременное уменьшение дальнодействующих полей напряжений и упругих
искажений кристаллической решетки в результате структурного возврата неравно-
весных границ зерен. При этом формируется поликристаллическая структура, одна-
ко, с очень маленьким размером зерен. Стадия зародышеобразования отсутствует.
Обычно на этой стадии не наблюдается миграция границ зерен, и механизм соответ-
ствует рекристаллизации ш ыШ. В случае же, если некоторые границы зерен претер-
певают возврат быстрее, чем другие, и способны мигрировать за счет соседних зерен,
механизм соответствует обычной рекристаллизации.
4. Укрупнение зерен при нагреве. Если после возврата в структуре остаются от-
дельные неравновесные границы зерен, то в процессе рекристаллизации возможен
аномальный рост зерен.

Температуры, при которых происходят те или иные процессы эволюции структу-
ры, зависят от нескольких факторов, и прежде всего от:

• природы исследуемого материала и его химического состава (основных элементов
и особенно легирующих добавок и включений, которые могут значительно задер-
жать эволюцию);

• метода и параметров интенсивной деформации (РКУ прессование, кручение или
комбинация процессов), влияющих на структуру, формирующуюся сразу после
деформации, и через нее на последовательность процессов, протекающих при по-
следующем отжиге.

В сплавах и интерметаллидах вдобавок к изменениям в дефектной структуре наблю-
даются дополнительные явления, связанные с перераспределением атомов различ-
ных химических элементов. Причиной перераспределения атомов, приводящего к
разупорядочению и фазовым превращениям, является ИПД. Во время отжига наблю-
дается тенденция к переходу материала в равновесное состояние. При этом могут
происходить:

• локальные атомные перестройки, которые наблюдаются в случае упорядочения
дальнего порядка в деформированных интерметаллидах (в случае упорядочения
ближнего порядка к настоящему времени таких исследований проведено не было):

• перемещение атомов на большие расстояния, что необходимо для фазовых пре-
вращений, таких как выделение включений и коалесценция второй фазы в твер-
дом растворе, который оказался пересыщенным в результате интенсивной дефор-
мации (места в последовательности структурной эволюции, где происходят эти
явления, связано с перераспределением атомов и зависит от конкретного сплава).

До настоящего времени взаимное влияние этих двух механизмов эволюции структу-
ры (изменение дефектной структуры кристаллической решетки и изменение распре-
деления атомов разных химических элементов) в ходе отжига деформированных
сплавов и интерметаллидов изучено недостаточно. Несомненно, что исследование их
взаимного влияния, так же как и исследование взаимосвязи между структурными из-
менениями и изменениями свойств, займет важное место в дальнейших исследова-
ниях, направленных как на понимание фундаментальных процессов, протекающих
при отжиге материалов, подвергнутых ИПД, так и на исследование термостабильно-
сти субмикрокристаллических материалов при их промышленном применении.

6.2 ЭВОЛЮЦИЯ НАНОСТРУКТУР ПРИ ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ

Как будет показано в гл. 8, формирование наноструктур методами ИПД
оказывает значительное, а иногда коренное влияние на деформационное поведение и
механические свойства металлов и сплавов. Вместе с тем в процессе последующей пла-
стической деформации происходит изменение исходного наноструктурного состоя-
ния, причем характер этих изменений определяется схемой и условиями деформации
В данном подразделе рассмотрены результаты экспериментального исследования
влияния холодной прокатки на эволюцию наноструктуры. Интерес к холодной про-
катке в качестве деформационной схемы связан с тем, что прокатка является всесто-
ронне исследованным процессом, который к тому же широко используется на прак-
тике, например, для получения металлических листовых материалов.

Основные закономерности влияния холодной прокатки на структуру крупнокри-
сталлических материалов достаточно подробно описаны в литературе [55, 56]. На-
пример, типичная микроструктура холоднокатаной Си состоит из микрополос сдви-
га и равноосных дислокационных ячеек. В качестве причин, приводящих к
формированию равноосных ячеек и микрополос при малых и средних степенях об-
жатия, авторы [56] отмечают пересечение дислокаций в процессе гомогенного окта-
эдрического скольжения по плоскостям {111} в основном под углами 30—40° к плос-
кости прокатки.

В процессе прокатки крупнокристаллических материалов происходит измельче-
ние ОКР, плотность решеточных дислокаций возрастает, что выражается в уширении
физических профилей рентгеновских пиков [57].

Известно, что в металлах с ГЦК-решеткой наблюдаются три типа текстур холод-
ной прокатки в зависимости от величины энергии дефекта упаковки. К ним относят-
ся текстура чистого металла, текстура промежуточного типа и текстура сплава [56,
58-60].

Проведенные исследования показали, что в Си при холодной прокатке со степеня-
ми обжатия 20—95% формируется текстура чистого металла [61, 62]. Общий вид текс-
туры не зависит от степени обжатия, однако увеличение степени обжатия приводит к
усилению текстуры, которую лучше всего описывает непрерывный ряд ориентировок
от {110}<112> до {44 11}<11 11 8> [61—63]. Помимо указанных ориентировок в Си так-
же наблюдается формирование стабильных ориентировок {130}<310> [64].

Увеличение степени обжатия при прокатке приводит к формированию текстур-
ных максимумов, близких к {110}< 112>, хотя при малых степенях обжатия ориента-
ционная плотность между ориентировками {110}< 112> и {4 4 11 }< 11 11 8> примерно
одинакова [64]. Ориентировки {4 4 11}<11 11 8> имеют уменьшающуюся скорость
роста с увеличением степени обжатия. При степенях обжатия, больших 40%, объем-
ная доля этих ориентировок возрастает слабо. С другой стороны, ориентировки
{552}<115>, являющиеся двойниковыми по отношению к ориентировкам {4 4 11}
<11 11 8>, резко усиливаются при увеличении степени обжатия. Ориентировки
{130}<310> возрастают очень слабо и остаются неизменными после 80% обжатия, а
кубические ориентировки {100}<001> первоначально не ослабевают, а затем, после
80% обжатия, усиливаются [64].

Авторы [65, 66] выделяют в текстуре Си три основные ориентировки. Это Си
({112}<111>), 5({123}<634>) и 2&({011}<211>) — ориентировки, располагающиеся на
одной скелетной линии, начальной и конечной точками которой являются ориенти-
ровки {101}<121> и {112}< 111> соответственно. При 70% обжатии при холодной прр-
катке вклады этих ориентировок в текстуру примерно равны. Дальнейшее увеличе-
ние степени обжатия приводит к уменьшению вклада Си-ориентировки и
увеличению вклада Вз- и, в основном, 5-ориентировок.

Хотя степень обжатия при прокатке влияет на характер сформировавшейся струк-
туры, однако можно условно считать, что после 80% обжатия формируется характер-
ная для холоднокатаного состояния структура. В связи с этим в работах [27, 67] иссле-
дования проводили на образцах Си после РКУ прессования (8 проходов, комнатная
температура), подвергнутых холодной прокатке со степенью обжатия 83%. Скорость
прокатки была небольшой, число проходов при прокатке велико, а степень обжатия
при каждом проходе составляла менее 5%.

Рентгенограмма наноструктурной Си, полученной РКУ прессованием и подверг-
нутой холодной прокатке со степенью обжатия 83%, характеризуется тремя основны-
ми рентгеновскими пиками, а именно: (200), (220) и (311). Максимальные интенсив-
ности этих пиков различны, при этом преобладает максимум (311) (рис. 6.23). Вид
данной рентгенограммы существенно отличается от вида рентгенограммы исходной
наноструктурной Си, полученной РКУ прессованием при комнатной температуре
после 16 проходов по маршруту Лс(см. рис. 3.16, в). В частности, набор основных
рентгеновских пиков, характерных для данных рентгенограмм, существенно разли-
чен. На рентгенограмме наноструктурной Си, полученной РКУ прессованием, замет-
ной интенсивностью обладают рентгеновские пики (111), (200), (220), (311) и (331), а
интенсивность первого и последнего максимальны. Холодная прокатка приводит к
практически полному исчезновению основных для РКУ прессованного состояния
рентгеновских пиков (111) и (331). При этом основным становится рентгеновский
пик (311).

Холодная прокатка наноструктурной Си. полученной РКУ прессованием, приво-
дит к возрастанию величины интегральной интенсивности диффузного фона рассея-
ния рентгеновских лучей на 4,9% по сравнению с состоянием до прокатки [67]. Од-
новременно в результате холодной прокатки происходит увеличение размера зерен в
направлении <200> и уменьшение величины микроискажений кристаллической ре-
шетки в этом направлении (табл. 6.1). К сожалению, крайне малая интенсивность
рентгеновских пиков (111) и (222) на рентгенограмме холоднокатаной Си, получен-
ной РКУ прессованием, не дала возможности вычислить размер зерен и микроиска-
жения кристаллической решетки в направлении <111>.

Рис. 6.23. Рентгенограмма наноструктурной Си, полученной РКУ прессованием и подвергнутой
холодной прокатке со степенью обжатия 83%
Таблица 6.1. Размер зерен /) и среднеквадратичная деформация <е2>1/2
в направлении <200> в наноструктурной Си, полученной РКУ прессованием,
до и после холодной прокатки со степенью обжатия 83%

Состояние Р, нм <е2>1/2 х Ю“4
Наноструктурная Си, полученная РКУ прессованием 37±3 52±4
Холоднокатаная наноструктурная Си, полученная РКУ прессованием 104±5 37±3

Сравнение значений величин параметра Дебая—Уоллера и атомных смещений из
узлов равновесной кристаллической решетки до и после холодной прокатки в нано-
структурной Си указывает на рост данных значений, измеренных в единственно до-
ступном для измерения направлении <200>, с 0,731 до 1,082 А2 и с 0,096 до 0,117 А
соответственно. Одновременно происходит увеличение микротвердости нанострук-
турной Си в процессе холодной прокатки с 1180 до 1250 МПа.

Анализ функции распределения ориентировок (ФРО) холоднокатаной нано-
структурной Си, полученной РКУ прессованием (рис. 6.24, а) показал, что ее текс-
турные компоненты подобны тем, которые характерны для холоднокатаной крупно-
кристаллической Си (рис. 6.24, б) [61—66], т.е. {112}<111>, {123}<634> и {110}<112>.
Разница состоит в том, что ориентационная плотность вблизи ^-ориентировки
{110}<112> понижена в случае наноструктурной Си. Близость между кристаллогра-
фическими текстурами исследованных холоднокатаных крупнокристаллического и
наноструктурного состояний Си обнаружена и в работах [67, 68].

Обнаруженные закономерности эволюции структурных параметров нанострук-
турной Си при пластической деформации холодной прокаткой могут быть объясне-

ние. 6.24. ФРО холоднокатаной со степенью обжатия 83% Си:

а — наноструктурной, полученной ИПД РКУ прессованием; б— крупнокристаллической
ны в рамках представлений об особенностях структуры наноматериалов, полученных
ИПД (см. гл. 3). Так, например, структурные исследования наноструктурной Си, де-
формированной сжатием [22], указывают на обусловленный деформацией рост раз-
мера зерен даже при комнатной температуре. Перераспределение дефектов при хо-
лодной деформации может привести к увеличению измеренного рентгеновскими
методами размера зерен, поскольку данный размер, как было показано выше, может
зависеть от характера распределения дефектной структуры в зернах исследуемого ма-
териала.

Основываясь на полученных данных об увеличении размера зерен, уменьшении
микроискажений кристаллической решетки, а также увеличении атомных смеше-
ний, можно предположить, что процесс возврата в наноструктурных материалах, по-
лученных ИПД, сопровождается переходом границ зерен в более равновесное состо-
яние и уменьшением полей упругих дальнодействующих напряжений. В пользу этого
свидетельствует и небольшая скорость деформации при холодной прокатке, являю-
щаяся важным фактором, определяющим процесс формирования структуры.

Холодная прокатка может привести к более однородному распределению дефек-
тов структуры в зернах наноструктурных материалов, полученных ИПД. В то же вре-
мя общая плотность дефектов кристаллической решетки может быть достаточно вы-
сокой, чтобы обеспечить повышенное значение микротвердости, что и наблюдалось
экспериментально [67].

Таким образом, представленные выше результаты экспериментальных исследова-
ний позволили проанализировать устойчивость и исследовать эволюцию нанострук-
тур в металлах, подвергнутых ИПД, под внешними воздействиями. Сделанные выво-
ды являются развитием предложенной в гл. 5 структурной модели наноматериалов,
полученных с использованием интенсивных пластических деформаций.

В заключение данной главы отметим, что изменения структуры при холодной
прокатке УМЗ материалов могут существенно зависеть от размеров зерен. Недавние
исследования [69] показали, что при прокатке нанокристаллического Рё с размером
зерен 60 нм изменения структуры и кристаллической текстуры качественно отлича-
ются от изменений при прокатке этого крупнозернистого металла и, по мнению ав-
торов [69], это связано с развитием зернограничного проскальзывания при холодной
деформации наноматериалов. Однако этот вопрос требует дальнейших специальных
исследований и будет обсуждаться в п. 8.1.3.

Список используемой литературы

1. 1Л1гаЛпе-§га1пес1 та1епа1з ргерагеё Ьу зеуеге р1а$Нс ёеГогтайоп (ед. Ьу
В.7. УаПеу), Аппа1езде СЫппе. Заепседез Ма1епаих, 1996. V. 21. Ио. 6-7. Р. 369.

2. Китртапп А., биепЖегВ., Кигце Н.-О. // МаГег. 8с1. Еп§., 1993. V. А 168. Р. 165.

3. Ыап УаНеу Я.Х., Ваис1е1е1 В, Ц Ас1а Ме(а11. Ма1ег., 1995. V. 43. Р. 4165.

4. Ьап^иШаите </., СИтеНк Г., КареЫа 6. е( а1. // АсСа Ме1а11. Ма1ег., 1993. V. 41.
Р. 2953.

5. Когуйкоу А.У., 8а/агоу 1.М., ЬарНопок И.У., УаПеу В.2. // АсГа Ме1а11. Ма(ег..
1991. V. 39. Р. 3193.

6. Ког&икоу А. И, 1уат$епко Уи. У., ЬарПопок О. У. е1 а1. // \апо81гисШгед Ма1епа1§.

1994. V. 4. Р. 159.
7. Когуггкоу А., Б'гтПгоу О., ()и1уу А. е! а!. //1. с!е РЬу§. IV. Со11. С7, зирр. 5. де РЬуз.

Ш, 1995. V. 5. Р.С7-271.

8. Ког&икоуА., О1тНгоу О., Когуикоуа С. //Апп. СЫт. Гг., 1996. V. 21. Р. 443.

9. Ми1уикоу Кк. Уа., Ког&йкоуа С.Е, АЬсШоу К.7., УаПеу К.7. //1. оГМа^п. апд Ма^п.
Ма1ег., 1990. V. 89. Р. 207.

10. Ми1уикоу Кк.Уа., Ког&икоуа О.Е., УаПеу К.7. // РЬуз. 81а1. 8о1. (а), 1991. V. 125.
Р. 609.

11. Бкеп Н., Ы 7., Сиеп1кег В., Когщгкоу А. У, УаПеу К.7. // Капо81гис!игед Ма1епа1з,
1995. V. 6. Р. 215.

12. Ыат^аПеу К.К., МиПаДп К.Уа., ЗуиПпа Ь.А., УаПеу К.7. // РЬуз. 8Ш. 8о1. (а),
1992. V. 129. Р. 231.

13. ОеПзтап У. У., Вггпп^ег К., УаПеу К.7., С1еПег Н. // 8спр1а Ме1а11. Ма1ег., 1994.
V 30. Р. 229.

14. Ыат&гПеу К.К., СктеПк Е, Ки&1 К. Ц Ма1. 8с1. Еп^., 1997. V. А 234-236. Р. 335.

15. УаПеу К.7., КогуйкоуА. У., Ми1уикоу К.К. // Ма1ег. 8с1. Еп§., 1993. V. А 186. Р. 141.

16. Добаткин ЕВ., Захаров В.В., Рохлин Л.Д. // В сб.: Нанотехнология и физика
функциональных нанокристаллических материалов. — Екатеринбург. НАМ Ур
РАН, 2005. С. 269.

17. Смирнова Н.А., Левит В.И., Пилюгин В.И. и др. // ФММ, 1986. Т 61. С. 1170.

18. Корзников А.В., Корзникова Г.Ф., Мышляев М.М. и др. // ФММ, 1997. Т. 84.
Вып. 4. С. 133.

19. Королев А.В., Дерягин А.И., Завалишин В.И., Кузнецов Р.И. // ФММ, 1989. Т. 68.
С. 672.

20. Ми1уикоу Кк.Уа., Уа1ееу К.А., АкктаПееу И.А. // №по81гисшгед Ма!епа1з, 1995.
V. 5. Р. 449.

21. Бернштейн М.Л., Займовский В.А. Введение в теорию дислокаций. — М.:
Металлургия, 1968. С. 188.

22. УаПеу К.7., КоДоу Е. У., 1уапоу Уи.Е. е( а1. //Ас1а Ме1а11. Ма1ег., 1994. V. 42. Р. 2467.

23. Смирнова Н.А., Левит В.И., Пилюгин В.И. и др. // ФММ, 1986. Т. 62. С. 566.

24. СеПзтап У.Уи., НоДтапп М., С1еПег Н., В1тп%ег К. //Ас1а Ме1а11. Ма!ег., 1994.
V. 42. Р. 3539.

25. Ыат^аПеу К. К., СктеПк Е, Ки&1 К. // Ма1ег. 8с1. Еп§., 1997. V. А 237. Р. 43.

26. Апйгккапоу И.М., Вискг 3.3., Ыат^аПеу К.К. ег а1. // Доигпа! оГ Ме1аз!аЫе апд

№по8(гисШгед те1а1з, 2001. № 9. Р. 21.

27. Александров И.В., Кильмаметов А.Р., Валиев Р.З. // Металлы, 2004. № 1.С. 63.

28. Актадееу И.Н., КоЬе1еу П.Р., Ми1уикоу К.К. е! а1. // Ас1а Ме1а11. Ма1ег., 1993.
V. 41. Р. 1041.

29. Кайбышев О.А., Валиев Р.З. Границы зерен и свойства металлов. — М.: Метал-
лургия, 1987. 214 с.

30. Каиг I., 6и$1 Ж, Коцпа Ь. — 1п: НапдЬоок оГ Огат апд 1п1егрЬазе Воипдагу
ВШизюп Ба1а. — 81иПёаП: Х1её1ег Ргезз, 1989. V. 1. Р. 14. 380 р.

31. Амирханов Н.М., Исламгалиев Р.К., Валиев Р.З. // ФММ, 1998. Т. 86. № 3. С. 99.

32. Хирт Дж., Лоте И. Теория дислокаций. — М.: Атомиздат, 1972. 600 с.

33. Иванисенко Ю.В. Формирование субмикрокристаллической структуры в желе-
зе и сталях при интенсивной холодной пластической деформации. Дисс. ...
канд. физ.-мат. наук. — Уфа, 1997.
34. УаНеу К.7., Ыат^аНеу К.К., А1ехапс1гоу Г У. // Рго§г. Ма(ег. Зек, 2000. V. 45. Р. 103.

35. УаНеу К.7. // Мапо31гисШгед МаСепак, 1995. V. 6. Р. 73.

36. УаНеу К.7., Гуатзепко Уи.У., КаисН Е.Р., Ваис1е1е1 В. // Ас1а Ма1ег., 1997. V. 44.

Р. 4705.

37. киатзепко Уи. И, Бегуиееуа А. И, Мт ком А. е( ак Мапота^епак Ьу Зеуеге Р1азНс
ОеГогтайоп, Ргос. оГ 1Ье СопГ. «МапотаГепак Ьу Зеуеге Р1а$Нс ОеГогтайоп -
МАМОЗРО2», Оес. 9—13, 2002, У1еппа, АизСпа. (Ед. Ьу М. 7еЬе1Ьаиег апд
К.7. УаНеу) У/Пеу-УСН Уег1а§ СтЬН & Со. КСаА, 2002. Р. 453.

38. УаНеу К.7., Бег^иееуа А. И, МикНеуее А.К. // Зспр1а Ма1ег., 2003. У. 49. Р. 669.

39. УаНеу К.7. Ц Аду Еп§. МаГег., 2003. У. 5. Мо. 5. Р. 296.

40. 81ее1. А НапдЬоок Гог Ма1епак КезеагсЬ апд Еп§1пеепп§ (Ед: Уегет ОеииЬег

Е18епЬй«еп1еи1е). Уо1. 1. Зрпп§ег-Уег1а2, ВегНп, Сегтапу, 1992. Р. 737.

41. Валиев Р.З., Александров И.В. Наноструктурные сплавы, полученные интенсив-
ной пластической деформацией. — М.: Янос, 2000.

42. АЬНи1оу К.7., УаНеу К.7, КгазИткоу И.А. // Ма1ег. Зек ЬеП., 1990. Мо. 9. Р. 1445.

43. Мусалимов Р.Ш., Валиев Р.З. // ФММ, 1992. № 2. С. 94.

44. МизаНтоу К.8Н., УаНеу К.7. // Зспр1а МеЕ, 1992. V. 27. Р. 1685.

45. УаНеу К.7., СНтеНк Е, Вогдеаих Р. е1 ак // Зспр1а Ме1а11. МаСег., 1992. У. 27.
Р. 855.

46. 8Неп Н., 1л 7., СиепНгег В., Ког^ткоу А. У., УаНеу К.7. // Мапо31гис1игед МаТепаК
1998. У. 10. Р. 45.

47. Зепкоу О.И., Ргоез Р.Н., 8ю1уагоу У. У е! ак // Зспр!а Ма!ег., 1998. У. 38. Р. 1511.

48. М1зНга К.8., УаНеу К.7., МсРасМеп 8.Х., МикНеуее А.К. // МаТег. Зег Еп§., 1998. V.

А 252. Р. 174.

49. МсРасШеп 8.Х., ХИзНга К.З., УаНеу К.7, е! а1. // МаШге, 1999. У. 398. Р. 684.

50. УаНеу К.7., 1з1ат§аНеу К.К., А1ехапс1гоу ГУ. // Рго§ге$$ т та1епа! Заепсе, 2000.

V. 45. № 2. Р. 102.

51. КПзНга К.8., УаНеу К.7., Миккеуее А.К. // Ма1ег. Зек Еогит, 1996. V. 225—227.
Р. 605.

52. Красильников Н.А. // Дисс. ... д-ра техн. наук. Уфа, 2005.

53. УаНеу К.7,, 1з1ат&аНеу К.К., Ки&тпа И.Р. е! ак // ЗспрГа Ма1ег., 1999. V. 40. Р. 117.

54. М1зИга К.8., УаНеу К.7., МсЕасШеп 8.Х. е( ак // РИП. Ма§., 2001. V. 81. Мо. 1. Р. 37.

55. Вишняков Я.Д. Современные методы исследования структуры деформирован-
ных кристаллов. — М.: Металлургия, 1975. 478 с.

56. НиН М. У., РНгзН Г., Шеке К. — 1п: Ргос. оГ 1Ье 1п1егп. СопГег. оп ТехШгез оГМе(а1§.
Ргос. оПСОТОМ 7, 1984. Р. 601.

57. Уманский Я.С., Скоков Ю.С., Иванов А.Н,, Расторгуев Л.Н. Кристаллография,

рентгенография и электронная микроскопия. — М.: Металлургия, 1982. 632 с.

58. Вассерман Г., Гревен И. Текстуры металлических материалов. — М.: Металлур-
гия, 1969. 655 с.

59. Кудрявцев И.И. Текстуры в металлах и сплавах. — М.: Металлургия, 1965. 292 с.

60. Лариков Л. Н., Боримская С.Т., Жолудь В.В. // Металлофизика, 1976. Т. 66. С. 14.

61. КаПепд З.8., Коскз И.Р., РоНеВА.О., УУепк Н.-К. // Ма1ег. ЗсГ Еп§., 1991. У. 132А.

Р. 1.

62. О&йгк Т., Иау1ез С.Г. // МаТег. Зек ТесЬп., 1989. У. 5. Р. 186.

63. А1ехапс1гоу /. У., Иау1ез СЛ. // Ма1ег. Зек Еп&., 1985. У. 75. Р. Ы.
64. КиЬег^ Т. ТехШге Веуе1ортеп( т §оте Расе Сеп(егед СиЫс Меи18 апд (Ье Ке1аНоп оГТех(иге 1о РгореПлез. - СатЬпдее: РИ. О. ТНемх, 1978.
65. 66. 67. Розр1ес1г Р, Риске К. // Ас1а Мег., 1975. V. 23. Р. 997. Ьйске К. Ц1С0Т0М 6, 1982. Р. 14. А1ехапс1гоу 1.У., у/ап§ У. В., 7кап§ К. е( а1. — 1п: РгосеесНп§8 оГ (Ие Е1еуеп(Ь 1п(етайопа1 СопГегепсе оп ТехШгея т МаГепак - Вецте: 1п1ег. Асад. РиЫ., 1996. V. 2. Р. 929.
68. МЫйп О.У., СегКтап У.Уи., УаНеу К.2., Со1Ше1п С. // 8спр1а Ма1ег., 1996. V. 35. Р. 873.
69. Нагктапп Р, Випге! Р., КозИегН. 8спр1а Мас., 2003. V. 49. Р. 637.
/. в и

ИССЛЕДОВАНИЕ ФУНДАМЕНТАЛЬНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК
И СВОЙСТВ НАНОСТРУКТУРНЫХ МАТЕРИАЛОВ

Приведенные выше результаты экспериментальных исследований и мо-
дельные представления свидетельствуют о том, что основными структурными элемен-
тами наноматериалов, полученных ИПД, являются малый размер зерен и большая
протяженность неравновесных границ зерен, содержащих внесенные зернограничные
дефекты и упругие искажения кристаллической решетки. В данной главе эти представ-
ления использованы для анализа различных «аномалий» фундаментальных, т.е. обыч-
но структурно-нечувствительных свойств, таких как упругие модули, температуры Кю-
ри и Дебая, намагниченность насыщения, температуры фазовых превращений и т.д.,
которые, как было показано, заметно изменяются в наноструктурных материалах.

Уже в первых исследованиях наноматериалов, выполненных Гляйтером с сотруд-
никами [1] и И.Д. Мороховым с соавторами [2], были обнаружены изменения удель-
ной теплоемкости, упругих модулей, коэффициентов диффузии и других фундамен-
тальных параметров. Это позволило утверждать [1] о формировании особого
наноструктурного состояния твердых тел, принципиально отличного от аморфного
или кристаллического. Однако последующие исследования показали, что вклад в из-
менение фундаментальных характеристик связан не только с наноструктурой, но и во
многом с дефектами получаемых образцов — остаточной пористостью, загрязнения-
ми, примесями. Поэтому исследования фундаментальных физических свойств на-
ноструктурных материалов, полученных ИПД методами и лишенных этих недостат-
ков, имеют большой научный интерес.

К настоящему времени выполнен целый ряд исследований в этой области. Анализ
первых результатов дан в работах [3, 4], и значения некоторых фундаментальных па-
раметров наноструктурных ИПД материалов в сравнении с крупнокристаллически-
ми аналогами приведены в табл. 7.1. Видно, что формирование наноструктур в ИПД
металлах приводит к существенному изменению фундаментальных магнитных харак-
теристик, таких как температура Кюри и намагниченность насыщения. Хотя эти
свойства являются характеристиками ферромагнитных материалов, они отражают
особенности наноструктурного состояния.

Существенные изменения были обнаружены также в величине температуры Де-
бая, которая была измерена методами рентгеноструктурного анализа и мессбауэров-
ской спектроскопии (см. также гл. 5). Как показано, основываясь на структурной мо-
дели, удается провести оценку температуры Дебая в приграничной области. При этом
установлено уменьшение температуры Дебая, что отражает повышение динамичес-
ких свойств атомов, с которыми связаны также изменения коэффициента диффузии.
В качестве примера в табл. 7.1 приведены коэффициенты диффузии Си в нанострук-
турном М1, полученном РКУ прессованием.
Таблица 7.1. Некоторые фундаментальные свойства металлов в наноструктурном
(НС) и крупнокристаллическом (КК) состояниях

Свойства Материал Значение Ссылка
НС КК
Температура Кюри, К М 595 631 [11]
Намагниченность насыщения, Ам2/кг № 38,1 56,2 [11]
Температура Дебая, К Ре 240* 467 [20]
Коэффициент диффузии, м2/с Си в М1 1 х 10-’4 1 х 1О~20 [38]
Предел растворимости при 293 К,% С и а-Ре 1,2 0,06 [83]
Модуль Юнга, ГПа Си 115 128 [44]

* Для приграничной области.

Среди других параметров, для которых установлено изменение в наноструктур-
ных материалах, можно выделить упругие модули и предел растворимости, напри-
мер, углерода в а-Ре (см. табл. 7.1).

Далее рассмотрим эти и другие результаты более подробно.

7.1 МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА

Вопросу исследования магнитных свойств, в частности намагниченности
насыщения и температуры Кюри, в наноструктурных материалах посвящен ряд ис-
следований [5—11]. Эти характеристики магнитных материалов, в отличие от гисте-
резисных свойств, структурно нечувствительны, и их изменение может отражать из-
менения самой кристаллической структуры твердых тел. Вместе с тем имеющиеся
литературные данные достаточно противоречивы. В частности, намагниченность на-
сыщения в наноструктурном №, полученном ИПД кручением, уменьшается пример-
но на 4% [5, 6]. В наноструктурном Ы1, полученном методом газовой конденсации,
эти изменения составляют 15,2% [7]. В то же время в Ы1, полученном электроосажде-
нием, изменения намагниченности насыщения с уменьшением размера зерен не бы-
ло обнаружено [8].

Обнаруженные различия могут быть объяснены несколькими причинами.
Во-первых, в данных работах наноструктурные материалы были получены различны-
ми методами, и метод получения мог существенно повлиять на измеряемые характе-
ристики. Например, за счет возможного введения в материал примесей или микро-
пор [1]. Во-вторых, полученные наноструктурные ферромагнетики могли
значительно отличаться зеренной структурой, и следовательно, возможно изменение
в механизме насыщения, например, благодаря суперпарамагнетизму [6]. В-третьих, в
ИПД материалах могут изменяться межатомные расстояния и проявляться признаки
аморфного состояния, т.е. состояние кристаллической решетки претерпевает фунда-
ментальные изменения [4—5].
Рассмотрим более подробно результаты исследования намагниченности насыще-
ния и температуры Кюри в наноструктурном №, полученном ИПД консолидацией
измельченного в шаровой мельнице порошка [11], где была сформирована нано-
структура со средним размером зерен около 20 нм и сильными искажениями крис-
таллической решетки (см. п. 5.1).

На рис. 7.1 представлены кривые температурной зависимости намагниченности
насыщения о5(Т) для одного и того же образца после дополнительных отжигов. Вид-
но, что каждый последующий цикл, состоящий из нагрева до различных температур,
выдержки и охлаждения, приводит к изменениям в форме кривых. Следует отметить,
что намагниченность насыщения образца в исходном состоянии (после ИПД) (кри-
вая 7) на 30% меньше, чем после отжига при 1073 К. Отжиг при 373 К приводит к не-
значительному росту намагниченности насыщения (кривая 2), в то время как в ре-
зультате отжига при 473 К (кривая 5) наблюдается более заметное увеличение о5(Т).
Наибольшее увеличение намагниченности наблюдается после отжига при 723 К
(кривая 4). Отжиг при 873 К (кривая 5) приводит к заметному изменению намагни-
ченности только в области промежуточных температур 400...550 К. Наконец, после
отжига при 1073 К (кривая 6) поведение намагниченности подобно тому, что имеет
место в случае крупнокристаллического или монокристаллического МЕ

После отжига образца происходят некоторые изменения в форме кривых о5(Г).
В частности, на кривых для случаев исходного состояния и состояния после отжига
при 373 К наблюдается небольшой изгиб, который свидетельствует о существовании
еще одной магнитной фазы с меньшей температурой Кюри [7]. Отжиг образца при
более высокой температуре приводит к исчезновению этого изгиба, и кривые о5(Г)
принимают обычную (нормальную) выпуклую форму.

Характер формы кривых вблизи температуры Кюри представляется довольно ин-
тересным. Например, после отжига при 573 К температура Кюри Тс равна 607 К, что
меньше стандартного значения Тс для чистого М1 на 24 К. После отжига при 723 К Тс
растет до 625 К и только после отжига при 873 К достигает обычного значения 631 К.
Отжиг при 1073 К слегка увеличивает выпуклость кривой в области низких темпера-
тур (вплоть до 530 К).

Чтобы выделить влияние процесса консолидации на изменение магнитных
свойств наноструктурного Ы1, исследовалась зависимость о5( Т) неконсолидирован-
ного измельченного в шаровой мельнице порошка для тех же самых условий отжига.
Как видно из результата сравнения рис. 7.1 и 7.2, характер соответствующих кривых
почти одинаков. Однако в случае несконсолидированного порошка максимальная
разница между о5 в исходном и отожженном состояниях составляет только 16% (см.
рис. 7.2). В случае сконсолидированного образца она составила 31% (см. рис. 7.1).
Температура Кюри несконсолидированного порошка после отжига при 573 К равна
618 К, что на 13 К меньше табличного значения для Мь После отжига измельченно-
го в шаровой мельнице порошка при 723 К температура Кюри увеличилась и стала
равной 626 К, что почти совпадает со значением температуры Кюри для сконсолиди-
рованного образца.

Таким образом, консолидация наноструктурного 141 приводит к дополнительном}
значительному уменьшению о5 и Тс по сравнению с измельченным в шаровой мель-
нице порошком, однако эта разница исчезает после высокотемпературного отжига
при 723 К.
Рис. 7.1. Кривые температурной зависи-
мости намагниченности насыщения од(7)
для одного и того же образца №, подверг-
нутого последовательно ИПД (кривая 7),
нагреву до температур 373 К (кривая 2),
473 К (кривая 5), 723 К (кривая 4), 873 К
(кривая 5) и 1073 К (кривая 6), выдержке
и охлаждению с этих температур

Рис. 7.2. Кривые температурной зависимости
намагниченности насыщения (7) для из-
мельченного в шаровой мельнице несконсоли-
дированного порошка № в исходном состоянии
(кривая 7), после нагрева до температур 373 К
(кривая 2), 473 К (кривая 3), 723 К (кривая 4),
873 К (кривая 5) и 1073 К (кривая 6), выдерж-
ке и охлаждению с этих температур

Проведенные структурные исследования показали, что М, как после измельчения
в шаровой мельнице, так и после консолидации ИПД, обладает наноструктурой с
размером зерен около 20 нм. Тем не менее эти состояния обладают различными маг-
нитными свойствами. Как следует из анализа температурных зависимостей о5(Т) для
этих образцов (см. рис. 7.1 и 7.2), отношение намагниченностей образцов после из-
мельчения в шаровой мельнице и отожженного при 1073 К равно 0,83. В то же время
в случае наноструктурного ТЧ1 после ИПД это отношение только 0,7. Температуры
Кюри этих образцов уменьшились на 13 К и 24 К соответственно. Таким образом,
видно, что как намагниченность насыщения, так и температура Кюри этих образцов
меньше, чем у хорошо отожженных образцов. Более того, в образце после ИПД эти
изменения значительно больше. Все измерения выполнялись в аналогичных услови-
ях. Таким образом, полученные результаты указывают на то, что обнаруженные зна-
чительные различия в магнитных характеристиках могут быть вызваны различиями в
тонкой структуре, а также, возможно, в химическом составе образцов.

Как известно [12], в процессе шарового измельчения может иметь место некото-
рое загрязнение образцов примесями из атмосферы и материала шаров. Например,
показано [13], что во время обработки на воздухе кислород играет роль примеси и его
растворение приводит к увеличению параметра решетки. В рассматриваемом случае
также имело место увеличение параметра решетки [11]. Оно было максимальным в
состоянии после измельчения в шаровой мельнице. Консолидация привела к умень-
шению параметра решетки. После отжига при 473 К в течение 1 ч значение парамет-
ра решетки стало даже меньше, чем в исходном порошке. Поэтому изменения пара-
метра в процессе обработки не коррелировали с изменениями магнитных
характеристик. Отсюда следует, что возможное загрязнение образцов во время полу-
чения не является ответственным за наблюдаемые изменения в магнитных характе-
ристиках.
Уменьшение и Тс нельзя связать только с размерным фактором, т.е. с малым
размером зерен в структуре образцов. Как уже отмечалось ранее, размер зерен почти
одинаков в состояниях после измельчения в шаровой мельнице и консолидации
ИПД, однако их магнитные характеристики существенно отличаются. С другой сто-
роны, для изучаемых образцов характерны значительные искажения кристалличес-
кой решетки, что удается наблюдать методом РСА [11] (см. также п. 5.1). Согласно
оценкам [14], усредненное значение среднеквадратичных деформаций в образцах по-
сле шарового измельчения может достигать нескольких процентов. ИПД может при-
водить к еще более высоким значениям. В результате ситуация начинает напоминать
ту, что имеет место вблизи ядра дислокации, а расположение атомов в теле зерен ста-
новится нестрого периодическим [4] (см. рис. 5.21, б).

Такая непериодичность кристаллической решетки аналогично случаю аморфного
состояния должна приводить к резкому уменьшению величин и Тс [ 15]. Известно
[16], что наличие широкого спектра межатомных расстояний в кристаллической ре-
шетке приводит к сильному изменению в ней энергии обменного взаимодействия.
Это является результатом того, что эта энергия особенно чувствительна к структуре.
В результате уменьшаются спонтанная намагниченность во всем объеме ферромаг-
нитной фазы и значение температуры Кюри. В то же время отжиг образцов даже при
низкой температуре (373 и 473 К) уменьшает искажения кристаллической решетки
из-за возврата в структуре и приводит к частичному восстановлению магнитных
свойств. При высоких температурах свойства восстанавливаются полностью благода-
ря началу рекристаллизации.

Следует отметить, что сохранение изменений в магнитных свойствах вплоть до
температуры 873 К, обнаруженное в [11], отражает более высокую термостабильность
при повышенных температурах наноструктурного №, полученного ИПД компакти-
рованием порошков, по сравнению с образцами, полученными интенсивной дефор-
мацией из массивных заготовок. Это, очевидно, связано с некоторым загрязнением
порошков в процессе шарового размола и последующей консолидации.

Подобный описанному эффект снижения Тс и о5 наблюдали и для наноструктур-
ного Г41, полученного ИПД кручением при комнатной температуре, где средний раз-
мер зерен составлял 0,2-0,3 мкм [5]. Температуру Кюри определяли по максимуму
температурной зависимости магнитной восприимчивости. В этой работе снижение
величины Тс объяснено явлением суперпарамагнетизма в малых однодоменных зер-
нах, размер которых меньше 0,06 мкм, что, однако, вызывает ряд критических заме-
чаний. Во-первых, авторы не указывают измеренную долю таких зерен. Трудно ожи-
дать, что она была значительной, так как структуру 141 после аналогичной обработки
подробно исследовали в [17], но там не наблюдали столь малых зерен. Во-вторых,
дискуссионно также измерение критического размера зерен для реализации суперпа-
рамагнетизма. Например, полагая, что границы зерен являются достаточно хороши-
ми магнитными изоляторами, и, следовательно, возможно рассматривать зерна изо-
лированными друг от друга частицами, воспользуемся известным соотношением [18]

УоКа~кТ/2, (7.Ь

где Ио - критический объем частицы; Ка — константа магнитной анизотропии:
к — постоянная Больцмана.
Получаем, что максимальный размер зерна в №, когда может наблюдаться явле-
ние суперпарамагнетизма, составляет 7 нм для комнатной температуры и 10 нм для
Г= Гскк = 358 °С (здесь Гскк — температура Кюри крупнокристаллического образца).
Эти размеры в несколько раз меньше минимального размера зерен в образце и более
чем на порядок меньше среднего размера зерен при комнатной температуре. Более
того, с помощью суперпарамагнетизма трудно объяснить и наблюдаемое в [19, 20]
расщепление мессбауэровского спектра наноструктурного Ре на два секстета.

В этой связи интересен анализ природы экспериментально наблюдаемого сниже-
ния температуры Кюри и намагниченности насыщения в наноструктурном ИПД ЭД,
базирующийся на модельных представлениях о двухфазном строении наноструктур-
ных материалов (см. п. 5.2.1) [21].

Предполагается, что в ЭД кристаллическая фаза (фаза 1) является ферромагнит-
ной с температурой Кюри Тс = 631 К. В то же время зернограничная фаза (фаза 2) яв-
ляется парамагнитной (по крайней мере, в исследованной в [21] области температур
от комнатной до Т= Тс), точнее, может иметь температуру Кюри ниже комнатной.
Это предположение можно объяснить тем, что специфический колебательный
спектр зернограничных атомов приводит к увеличению их среднеквадратичных сме-
щений. Последнее способствует их магнитному разупорядочению. Данное предложе-
ние подтверждается также мессбауэровскими исследованиями [22], обнаружившими
в нанокристаллическом Ге наличие двух фаз. Температура Кюри у одной из них име-
ет традиционное для кристаллического Ее значение, у другой — существенно мень-
шее значение.

Для такой двухфазной системы обнаруженное снижение намагниченности насы-
щения выглядит также вполне естественным. Из экспериментально установлен-
ной величины До5/а5 = 0,1 при комнатной температуре следует, что толщина зерно-
граничной фазы при комнатной температуре составляет 8 ~ 3 нм, что согласуется с
данными структурных исследований (см. п. 5.1).

В работе [21] дано также термодинамическое рассмотрение поведения системы
при нагреве для выявления условий равновесия фаз 1 и 2. Полагали, что фаза 1 пред-
ставляет собой шар с радиусом К, окруженный фазой 2. Как известно [23], равнове-
сие фаз осуществляется при равенстве температур и химических потенциалов, т.е. с
учетом межфазной поверхностной энергии а, можно записать

И1 +20^/7?= р2, (7.2)

Т\ = Г2, (7.3)

где ц. — химический потенциал /-й фазы; Ух - объем фазы 1 в расчете на один моль.

Следует уточнить, что понятие “межфазная поверхность” соответствует не грани-
це между зернами, а поверхности между кристаллической зеренной фазой 1 и зерно-
граничной фазой 2. Взяв полные дифференциалы от левой и правой частей (7.2) при-
условии постоянства движения, после преобразований получили:

-(5] - 52)а Т= (2а (7.4)

где 5) = —(Эц/Э7)р — энтропия /-й фазы.

10 Валиев Р. 3., И. В. Александров
Энтропия фазы 1 вблизи температуры Тс — точки Кюри фазы 1 может быть пред-
ставлена в соответствии с теорией фазовых переходов второго рода Л.Д. Ландау [24] в
виде:

51=501+—(Т-Тс), (7.5)

Сг

где 501 — «немагнитная» составляющая энтропии фазы 1; а и С— постоянные.

Подставляя (7.5) в (7.4), получили:

[(а2/2О( Тс - 7) (501 - 52)]дТ = (2аГ,/й2)<1Л (7.6)

Обозначив 52 — 50| = 0/Ти проинтегрировав левую и правую части (7.6), получили:

е1п(77Тс) - (а2/2С)(Тс - 7)2 = -(2а Г,//? + А), (7.7)

где А — постоянная интегрирования.

Учитывая, что в эксперименте [21] (Т/Тс) близко к единице, так как эффект на-
блюдается при температурах, близких к Гс, получили приближенное равенство:

а2/4С(Тс -Т)2 + (0/Т)(Тс - 7) - (2аУ1/К + А) - 0. (7.8)

Соотношение (7.8) можно рассматривать как квадратичное уравнение относи-
тельно величины (Тс — 7), где Тпредставляет собой температуру перехода «фаза 1 —
фаза 2». Его решение дает для Т< Тс [24]:

Тс - Т= [(О/Тр + ^2/(20 2<*УХ/(К + Л)]»/2 _ (О/Тс)/(02/2О. (7.9)

Из уравнения (7.9) следует, что величина (Тс — Т) является монотонно убываю-
щей функцией величины К, что находится в качественном соответствии с экспери-
ментом [21].

Таким образом, двухфазная модель может быть достаточно успешно использова-
на для объяснения основных закономерностей снижения величин Тс и в нано-
структурных ИПД металлах. При этом, однако, еще раз напомним о сделанных пред-
положениях:

1) ферромагнитный образец с ультрамелким зерном меньше некоторого критичес-
кого при значениях температуры меньше температуры перехода в парамагнитное
состояние рассматривается как двухфазный материал, где одна фаза кристалли-
ческая, имеющая традиционную для данного кристаллического материала темпе-
ратуру Кюри, другая фаза — зернограничная с существенно меньшей температу-
рой Кюри, в случае № [21] в экспериментально исследованной области
температур от комнатной до температуры магнитного перехода зернограничная
фаза парамагнитна;

2) толщина зернограничной фазы определяет эффективную (для магнитных
свойств) ширину границ зерен в ферромагнитном материале; эффективная шири-
на значительно превышает кристаллографическую;
3) при повышении температуры образна происходит фазовое превращение ферро-
магнитной кристаллической фазы в парамагнитную зернограничную фазу (дан-
ное превращение опережает по температурной шкале обычное магнитное превра-
щение).

Используя данное представление, возможно ввести понятие об эффективной тем-
пературе Кюри в наноструктурных материалах. По определению температура Кюри —
это температура перехода магнитоупорядоченного состояния в магниторазупорядо-
ченное (фазовый переход второго рода).

В рамках предложенной модели экспериментально наблюдаемую пониженную
температуру Кюри можно рассматривать как «эффективную» температуру Кюри на-
ноструктурных материалов.

7.2 ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА

Удельное электросопротивление металлов р существенным образом зави-
сит от концентрации дефектов кристаллического строения. Хорошо известно, что на
величину р влияют точечные дефекты и дислокации. Однако влияние границ зерен
на величину электросопротивления поликристаллических материалов исследовано
весьма слабо. Подобные результаты могут быть получены в результате исследования
зависимостей величины электросопротивления р от среднего размера зерен 2).
В обычных поликристаллах с размером зерен в десятки и сотни микрометров эффект,
связанный с границами зерен, мало существен в связи с невысокой протяженностью
границ зерен в структуре. С другой стороны, в случае наноструктурных металлов раз-
мер зерен становится соизмеримым с величиной свободного пробега электронов
проводимости. В связи с этим проблема электросопротивления наноструктурных ме-
таллов приобретает большой интерес как с физической, так и с практической точек
зрения.

Ряд исследований электросопротивления в зависимости от размера зерен для
< 1 мкм проводился на образцах, полученных компактированием ультрадисперс-
ных порошков [2], и на электроосажденных фольгах [25, 26]. В первом случае, одна-
ко, было трудно отделить влияние остаточной пористости на электросопротивление
образца, а во втором случае на него влияли также внешние поверхности фольг из-за
малой толщины последних, сравнимой с длиной свободного пробега электронов.

В этой связи важное значение имеют результаты исследований электросопротив-
ления, проведенных методами ИПД наноструктурных образцов, которые являются
объемными и не имеют пористости.

В работе [27] подобные исследования проводились при температуре жидкого азо-
та потенциометрическим (компенсационным) методом на образцах Си (чистотой
99,98%), подвергнутых ИПД кручением с логарифмической степенью деформации
е = 7. Такая обработка привела к формированию зеренной структуры с размером зе-
рен 140 нм. В теле большинства зерен дислокации практически отсутствовали. Грани-
цы зерен оказались преимущественно большеугловыми и равновесными. Образцы,
отожженные при высоких температурах, имели средний размер зерен 13 мкм и более.
Было обнаружено, что удельное электросопротивление р интенсивно деформирован-
ного образца уменьшается с ростом температуры отжига Т (рис. 7.3). Уменьшение

ю*
Рис. 7.3. Зависимость удельного электросо-
противления интенсивно деформированной
Си от температуры отжига (р0 — удельное со-
противление ИПД Си). Электросопротивле-
ние измерено при температуре жидкого азота

Рис. 7.4. Зависимость электросопротивления
ИПД Си от среднего размера зерен. Сплош-
ной линией представлена рассчитанная кри-
вая. (р0 — удельное электросопротивление
монокристаллической Си)

носило нелинейный характер. Последовательный отжиг до 200 °С приводил к отно-
сительно слабому падению на 15%, связанному с отжигом избыточных вакансий. На-
чиная с Тотж = 200 °С и выше, уменьшение величины р было связано прежде всего с
интенсивным возвратом и началом роста зерен в металле. С повышением Готж элек-
тросопротивление плавно приблизилось к величине, характерной для крупнокрис-
таллической Си.

Результаты исследования зависимости электросопротивления от обратной вели-
чины среднего размера зерен представлены на рис. 7.4. Здесь электросопротивление
выражено в относительных единицах. При этом за единицу принято значение, к ко-
торому электросопротивление стремится при температуре отжига, близкой к темпе-
ратуре плавления. Очевидно, что это значение соответствует электросопротивлению
монокристаллической Си. Данная зависимость носит нелинейный характер. Элект-
росопротивление изменяется незначительно до тех пор, пока размер зерен уменьша-
ется до 10 мкм. Рост электросопротивления становится более очевидным в ходе по-
следующего уменьшения размера зерен и резко увеличивается в субмикронной
области.

Экспериментальные данные о зависимости электросопротивления Си от разме-
ров зерен в исследованном диапазоне от 0,2 до 13 мкм удалось описать с помощью хо-
рошо известной модели Маядаса— Шатцкеса [28], разработанной для тонких пленок.
Точнее, с помощью той ее части, которая описывает частичное отражение электронов
проводимости от границ зерен, представляемых в виде потенциальных барьеров.
В работе [28] получено следующее выражение:

Ер. = 1-А+за2_3аз1пГ1+ П
р 2а к а)

(7.10>
где

а = -—, (7.П)

с11-К

(здесь р0 — удельное электросопротивление монокристалла; / — длина свободного
пробега электронов в монокристалле; (1 — средний размер зерен в образце; К — коэф-
фициент зеркального отражения электронов проводимости от границ зерен).

Сравнение результатов, полученных с помощью расчетов в рамках данной моде-
ли, с экспериментальными результатами для случая Си показывает [27], что хорошее
согласие между ними наблюдается при /А/(1 - К) = 0,097 мкм. В работе [29], исполь-
зуя данные [30] для скорости Ферми 1,57 х 108 см/с и времени релаксации 2,1 х 10“13 с
при температуре 77 К, вычислена длина свободного пробега электронов проводимо-
сти в Си: /= 0,33 мкм. Исходя из этих результатов, коэффициент зеркального отраже-
ния электронов проводимости от границ зерен в Си, подвергнутой ИПД, оказался
равным К = 0,23. Эта величина близка к величине 0,24, типичной для крупнокристал-
лической Си [28]. Следовательно, для довольно большой части электронов проводи-
мости границы зерен являются непреодолимыми барьерами, и дальнейшее уменьше-
ние размеров зерен в нанокристаллическую область может привести к переходу
некоторых металлов в изолятор. Возможно такой переход недавно наблюдали в нано-
кристаллическом 1п [31].

Аналогичные исследования электросопротивления [32] проводились и в нано-
структурном ЬЛ (99,99%), полученном ИПД кручением. Исследование электросопро-
тивления в наноструктурном М представляет дополнительный интерес в связи с об-
наруженными после отжига выше температуры Кюри Тс и последующего
охлаждения внесенными зернограничными дислокациями, сильно влияющими на
физические свойства [33].

После отжига при 150 °С электросопротивление ЬП, подвергнутого ИПД, претер-
пело небольшой возврат, равный 18% (рис. 7.5). При 200 °С наблюдалось резкое
уменьшение электросопротивления на 29%. Последующий отжиг при 300 °С слегка
уменьшил электросопротивление. Выше температуры Кюри 7"с электросопротивле-
ние возросло. После отжига при 500 °С наблюдался значительный рост электросо-
противления.

Причинами наблюдаемых изменений электросопротивления при температурах от
комнатной до 175 °С (см. рис. 7.5) являются аннигиляция точечных дефектов и пере-

Рис. 7.5. Электросопротивление ИПД № в зави-
симости от температуры отжига [32]. /?0 — элект-
росопротивление сильнодеформированного образ-
ца. Электросопротивление измерялось при 77 К;
п — плотность внесенных зернограничных дисло-
каций;, А<//<7 — микроискажения кристаллической
решетки
распределение дислокаций. В этой области температур размер фрагментов структуры
практически не меняется. Изменение электросопротивления в области температур
175...200 °С связано с увеличением среднего размера зерен. Значительное исчезнове-
ние границ зерен, развитых в наноструктурном состоянии, определяет резкое умень-
шение электросопротивления в этой области.

Наблюдавшаяся зависимость электросопротивления от размера зерен в области
температур 175...300 °С также может быть описана в рамках модели Маяда-
са—Шатцкеса [28]. Сравнение экспериментальных результатов с результатами расче-
тов в рамках этой модели приводит к хорошему согласию при значении коэффици-
ента зеркального отражения К = 0,38. Это значение меньше, чем 0,44, полученное для
отожженных тонких пленок 141 чистотой 99,99% [25]. Поскольку включения на гра-
ницах зерен могут быть дополнительными барьерами для движущихся электронов
проводимости, меньшие значения К могут быть результатом использования более чи-
стого №.

Электросопротивление №, отожженного выше температуры Кюри, не может опи-
сываться простой зависимостью от размера зерен. Здесь наблюдается значительный
рост электросопротивления. Известно, что в №, отожженном выше температуры Кю-
ри, появляются ВЗГД [33]. Показано также, что плотность ВЗГД увеличивается с рос-
том температуры выше температуры Кюри (см. рис. 7.5). Тем не менее только ростом
плотности внесенных ЗГД нельзя объяснить наблюдаемое изменение электросопро-
тивления. Вместе с тем данные рентгеноструктурного анализа показывают, что выше
температуры Кюри микроискажения кристаллической решетки растут в образцах №
с увеличением температуры отжига [32]. Очевидно, что эти микроискажения связаны
с неоднородными упругими деформациями в зернах в результате явления магнито-
стрикции, имеющего место при температуре Кюри. Рост микроискажений и плотно-
сти внесенных зернограничных дислокаций коррелирует с ростом электросопротив-
ления (см. рис. 7.5).

7.3 ДИФФУЗИОННЫЕ СВОЙСТВА

Интерес к исследованию диффузионных процессов и свойств нанострук-
турных материалов основывается на целом ряде причин как фундаментальных, так и
прикладных. Действительно, в наноструктурных материалах значительную роль иг-
рают границы зерен, которые к тому же содержат высокую плотность ВЗГД и нахо-
дятся в крайне неравновесном состоянии. В то же время известно, что коэффициент
зернограничной диффузии существенно превышает коэффициент объемной диффу-
зии [34]. Тем более он должен возрасти в случае неравновесных границ зерен в нано-
структурных материалах, полученных методами ИПД. Далее, повышенная диффузия
несомненно должна оказывать влияние на протекание процессов возврата и рекрис-
таллизации при нагреве метастабильных наноструктурных материалов. Кроме того,
высокие значения коэффициента зернограничной диффузии должны влиять на хот
деформационных процессов в объемных наноструктурных материалах.

Диффузионные процессы в наноструктурных материалах, полученных консоли-
дацией ультрадисперсных порошков, были объектом ряда исследований [35—37] По-
лученные данные демонстрируют резкое ускорение диффузионных процессов в этих
материалах, однако количественные оценки и интерпретация результатов весьма
противоречивы. Предполагается, что это связано с сохранением некоторой остаточ-
ной пористости в образцах, а также нестабильностью их структуры в процессе диф-
фузионных экспериментов.

В наноструктурных материалах, полученных методами ИПД, кинетика диффузи-
онных процессов исследовалась в нескольких работах [38—40]. В частности, в работе
[38] были проведены исследования диффузии Си в наноструктурном Ы1, имеющем
медное покрытие. При этом экспериментально определяли глубину проникновения
Си в ЬИ методом вторичной ионной масс-спектрометрии. Сравнительные диффузи-
онные эксперименты были проведены при температурах 423 и 523 К в течение 3 ч с
использованием как наноструктурного, полученного РКУ прессованием, так и круп-
нокристаллического Ж

При указанных условиях атомы Си не были обнаружены в крупнокристалличес-
ком № даже на глубине х = 2 мкм. В то же время диффузионные потоки атомов Си в
наноструктурном № проникали на глубину более чем 25 и 35 мкм при 423 К и 573 К
соответственно (рис. 7.6). Приведенный в [38] расчет коэффициентов зерногранич-
ной диффузии Си в наноструктурном № основывается на этих данных. При этом
предполагалось, что объемная диффузия практически отсутствует. При 423 К мигра-
ция границ зерен в наноструктурном № не происходила. Это позволило использовать
для расчета коэффициента диффузии уравнение, описывающее изменение концент-
рации примесей в границах зерен от времени [41]:

С = СоегГс

(7.12)

где Со и С — концентрации: Си соответственно на поверхности образца и на глубине
х; I — продолжительность диффузионного отжига.

При вычислении коэффициента диффузии в качестве х удобно выбрать значение,
соответствующее достижению концентрации примеси С= 0,1 Со соответствующей
разрешающей способности: прибора. Значение Со можно получить экстраполяцией
экспериментальной кривой; С(х) на значение х = 0. В этом случае коэффициент зер-
нограничной диффузии Лзг = 1 • 10“14 м2/с (7 = 3 ч).

Во время отжига при 573 К в наноструктурном № происходит рост зерен. Исходя
из его кинетики, рассчитали скорость миграции границ зерен в 141, которая оказалась

Рис. 7.6. Концентрационные профили проникновения

Си в наноструктурный

7 — Т =423 К; 2 — Т= 573 К
равной V- 7 х 10“п м2/с. В этом случае коэффициент Рзг можно вычислить с помо-
щью уравнения [41]

С=Соехр(-х<17^р). (7.13)

Полагая, что диффузия осуществляется вдоль зернограничного коридора шири-
ной Р = 10-8 м, было получено значение коэффициента зернограничной диффузии
Пзг= 1,4 х 10-12 м2/с.

Полученные экспериментальные результаты демонстрируют увеличение коэффи-
циента зернограничной диффузии в наноструктурном 141 по сравнению с крупнокри-
сталлическим ТЧь По данным [38] эта разница составляет 4-6 порядков.

Повышенная диффузионная проницаемость границ зерен была обнаружена и в
других наноструктурных ИПД материалах [39—40]. Более того, было установлено
сильное влияние предварительного отжига образцов на диффузионную проницае-
мость, и это влияние было обусловлено не только ростом зерен, но, прежде всего, из-
менением состояния границ зерен, связанным с их переходом в более равновесное
состояние. Эти данные указывают на важность дальнейших исследований, направ-
ленных на развитие количественных моделей диффузии в наноструктурных матери-
алах. Вместе с тем развитие этих работ должно опираться на развиваемые представ-
ления о неравновесных границах зерен (п. 5.2).

Более детальный анализ особенностей диффузионных процессов в наноструктур-
ных материалах можно найти в работах [42—43].

7.4 УПРУГИЕ СВОЙСТВА

Как известно, упругие свойства твердых тел определяются характером
межатомных взаимодействий и поэтому относятся к числу их фундаментальных ха-
рактеристик. С другой стороны, упругие характеристики определяют механические
свойства материалов. В этой связи исследование упругих свойств наноструктурных
ИПД материалов представляет большой научный и практический интерес.

В работе [44] исследовали эволюцию структуры и упругие свойства Си, подверг-
нутой интенсивной деформации РКУ прессованием при комнатной температуре и
последующему отжигу при температурах до 500 °С. Упругие модули Юнга Е и сдвига
С вычисляли из величин скоростей г, и г, соответственно продольных и поперечных
ультразвуковых волн по известным соотношениям:

рр2(3г2-4р2)

Е =--Ц---5(7.14)

(7=ру2, (7.15)

где р — плотность Си (8,94 г/см3).

Скорости ультразвука измеряли при комнатной температуре эхо-импульсным ме-
тодом [45] на частоте 5 МГц. Чтобы оценить возможную анизотропию упругих
свойств из-за текстуры, возникающей при деформации, измерения скоростей про-
Рис. 7.7. Скорости продольных (а) и поперечных (6) ультразвуковых волн в трех взаимно пер-
пендикулярных направлениях (ось х направлена вдоль оси деформации) в зависимости от тем-
пературы отжига для образцов Си чистотой 99,997%. Штрихом обозначены аналогичные зави-
симости для Си чистотой 99,98%

дольных волн проводили в трех пространственных направлениях. Кроме того, для
поперечных волн измерения выполняли при двух различных поляризациях в плоско-
сти колебаний. Погрешность измерений скорости звука составляла 0,1%, погреш-
ность определения модулей упругости не превышала 0,3%.

На рис. 7.7 представлены полученные зависимости скоростей продольных и попе-
речных ультразвуковых волн от температуры отжига для образцов наноструктурной
Си чистотой 99,997%. Можно видеть, что по мере увеличения температуры отжига
наблюдается повышение скоростей для всех направлений распространения ультра-
звука с резким увеличением их значений при температуре 125 °С.

Характер изменения скоростей на рис. 7.7 можно разбить на три участка. На пер-
вом участке (до 100 °С) заметных изменений скоростей продольных волн не происхо-
дит, скорости поперечных волн в двух направлениях по одной из поляризаций не-
сколько увеличиваются. При этом наблюдаются небольшие различия в абсолютных
величинах скоростей вдоль разных направлений распространения, связанные, види-
мо, с текстурой деформации. Отжиг при температурах около 125 °С приводит к рез-
кому увеличению скоростей по всем направлениям. Для продольных волн этот рост
составляет до 3%, для поперечных — 8%. При дальнейшем увеличении температуры
отжига до 150 °С и выше (вплоть до 500 °С) скорости меняются незначительно. Ха-
рактер изменения скоростей звука с температурой отжига в Си чистотой 99,98% ана-
логичен изменениям в более чистой Си (на рис. 7.7 приведены зависимости от темпе-
ратуры отжига скоростей звука в Си чистотой 99,98% вдоль одного из направлений),
хотя уменьшение чистоты материала приводит к повышению характерной темпера-
туры, при которой наблюдается резкое увеличение скоростей звука, до 175 °С.

Электронно-микроскопические исследования показали, что после деформации в
обоих типах Си формируется однородная наноструктура со средним размером зерна
0,2 мкм. Ее особенностью является то, что на границах зерен отсутствовал характер-
ный полосчатый контраст, указывавший на неравновесность их структуры (см. п. 5.1).
Исследование структуры Си чистотой 99,997% после различных термообработок по-
казывает, что к существенным изменениям приводит отжиг при температуре около
125 °С. В этом случае большинство зерен имеет границы с типичным полосчатым
Рис. 7.8. Зависимости модулей упругости Е и 6
от размера зерна в Си чистотой 99,997%

контрастом, т.е. границы становятся равновесными. Контуры экстинкции внутри зе-
рен практически полностью исчезли, что свидетельствует о снятии внутренних на-
пряжений, а зерна остались свободными от дислокаций. Размер зерен в этом состоя-
нии составил около 0,6 мкм.

С повышением температуры отжига до 150 °С и выше средний размер зерна уве-
личивается (до 1 мкм и более), при этом вид границ не меняется. В Си чистотой
99,98% структурные изменения имели аналогичный характер, но были смещены при-
мерно на 50 °С в область более высоких температур.

На рис. 7.8 показаны зависимости Е и Сот среднего размера зерен с1. Эти зависи-
мости построены на основе данных рис. 7.7 с учетом измерений размеров зерен
после отжига при различных температурах. Можно видеть, что на кривых рис. 7.8
происходит резкий скачок в районе г/= 0,6 мкм, что соответствует температуре отжи-
га 125 °С. Увеличение модуля Юнга составляет 13%, модуля сдвига — 12%. Аналогич-
ное изменение упругих свойств при близком размере зерна (соответствующем темпе-
ратуре отжига 175 °С) происходит и в Си чистотой 99,98%. Интересно, что при
больших размерах зерен, соответствующих отжигу при более высоких температурах,
значительных изменений упругих модулей не происходит.

Рассмотрим, с чем может быть связано столь сильное изменение эффективных
упругих модулей наноструктурной Си в результате отжига при температурах около
125 °С и 175 °С для двух исследованных типов Си соответственно. В первую очередь,
следуя [44], обсудим три возможных механизма, вклад которых в изменение упругих
модулей может быть оценен. Это, во-первых, влияние высоких внутренних напряже-
ний, которые могут приводить к изменению эффективных упругих констант. Во-вто-
рых, — влияние решеточных дислокаций, которые, как известно, могут уменьшать
упругие модули. В-третьих, возможный механизм — это вклад в уменьшение модулей
зернограничных атомов, поскольку упругие модули в границах зерен являются ины-
ми, чем в объеме материала.

Внутренние напряжения. Нетрудно оценить величины внутренних напряжений,
которые были бы необходимы, чтобы обеспечить наблюдаемое уменьшение упругих
модулей. Вклад их в изменение модулей может быть записан в виде [44]

~ М+ А<е>, (7 16)

где М— упругие модули; А — упругий модуль третьего порядка.
Поскольку по порядку величины А/М~ 10, то для изменения эффективных моду-
лей на 10% средняя упругая деформация по образцу должна быть 10~2, что значитель-
но выше экспериментально наблюдаемой.

Решеточные дислокации. Согласно струнной модели дислокаций Гранато—Люкке
[46], вклад дислокаций в изменение модуля при комнатной температуре описывает-
ся выражением

Дб/О^-5-^2-——(7.17)
71 С 1 + (СОТ)

где Ь — вектор Бюргерса; С — линейное натяжение дислокаций; Ы — плотность дис-
локаций; Ь — средняя длина свободного дислокационного сегмента; т = В1?1т&С
(здесь В — коэффициент вязкого торможения).

Можно провести оценки, какова должна быть величина Ц чтобы обеспечить на-
блюдаемые изменения. Согласно результатам структурных исследований, средняя
плотность решеточных дислокаций в зернах не превышает 109 см-2, поэтому для то-
го, чтобы Д (7/(/составила -10%, необходимы величины Ь - 10-4 см, что почти на по-
рядок больше размера зерна (0,2 мкм). Таким образом, можно заключить, что реше-
точные дислокации также не позволяют описать наблюдаемое изменение модулей,
что совпадает с выводами работы [47], где исследовали наноструктурную Си методом
внутреннего трения.

Упругие модули границы. Если предположить, что упругие модули границ (межзе-
ренной области) отличаются от упругих модулей идеального кристалла, то эффектив-
ные модули поликристаллического материала будут комбинацией упругих модулей
кристаллической матрицы и границ, и если объем, занимаемый границами, сущест-
вен, то это может привести к заметному изменению эффективных модулей. Грубую
оценку сверху для упругих модулей границ зерен можно получить, используя прибли-
жение Ройса [48], т.е. считая, что эффективные упругие модули М такого композита
можно записать в виде

М~1 = (1 - а)Л/-' + аА/-', (7.18)

где а — относительный объем границ; Мкр — модуль кристаллической матрицы;
Мгр — модуль границы.

Полагаем а = 3&с1/с1 (здесь (1 — размер зерна; Дг/ — ширина границы). В качестве
Л/кр возьмем упругие модули Си после отжига при 500 °С, когда вкладом границ заве-
домо можно пренебречь. Как показано в п. 5.2.2, в наноструктурном металле эффек-
тивная физическая ширина границ зерен значительно превышает кристаллографиче-
скую ширину границ. Если принять, что для Си со средним размером зерен 0,26 мкм
и неравновесными границами величина Дс1 составляет 4 нм, то для модулей Мгр полу-
чим величины, составляющие 15—17% Мкр, т.е. весьма низкие значения. Если учесть,
однако, что полученные величины являются оценкой сверху по всем границам и что
даже в аморфных металлах модули понижаются лишь на 20—30% по сравнению с кри-
сталлическим состоянием, то данное предположение, что наблюдаемые изменения
обусловлены низкими значениями упругих модулей границ, кажется маловероят-
ным. Более того, недавние численные расчеты [49] дают величину модуля сдвига гра-
ниц зерен, близкую к упругим модулям кристалла.
В то же время следует отметить, что уменьшение упругих модулей после сильной
пластической деформации наблюдали и в поликристаллах Си с существенно
большим размером зерна [47], где о вкладе границ в этом смысле вряд ли можно го-
ворить. Из сравнения результатов измерений упругих модулей с данными структур-
ных исследований вытекает, что основное изменение упругих характеристик проис-
ходит при переходе структуры границы от неравновесного к равновесному
состоянию. Вместе с тем рост зерен, если структурное состояние границ не меняется,
не приводит к заметным изменениям упругих свойств. Поэтому в качестве еще одной
из возможных причин наблюдаемого эффекта следует рассмотреть динамическую пе-
рестройку неравновесных границ в поле механических напряжений, создаваемых
звуковой волной. Как показано выше, после интенсивных пластических деформаций
формируются наноструктуры с неравновесными границами зерен. В отличие от
обычных равновесных большеугловых границ они создают дальнодействующие на-
пряжения, которые обусловлены наличием большой плотности зернограничных де-
фектов.

Отжиг при относительно низких температурах приводит к трансформации зерно-
граничной структуры, перестройке неравновесных границ в относительно равновес-
ные благодаря аннигиляции неравновесных дефектов, что сопровождается релакса-
цией напряжений вдоль границ. Очевидно, что движение зернограничных дефектов
в поле напряжений звуковой волны, их упругая релаксация приводят к дополнитель-
ной деформации и объясняют понижение эффективных упругих модулей. К сожале-
нию, сейчас трудно конкретизировать природу этих зернограничных перестроек, и
необходимы дальнейшие экспериментальные и теоретические исследования этого
эффекта. Отметим, что аналогичные результаты, указывающие на изменения моду-
лей упругости в ИПД Си и Си нанокомпозитах, были получены также в работах
[50,51].

Как было показано ранее, ИПД сопровождается, помимо формирования нано-
структур, активными процессами текстурообразования, которые могут приводить к
анизотропии структурно-чувствительных физических и механических свойств
[52—69]. К таким свойствам относятся и упругие свойства. Следует, однако, отметить,
что в рассмотренных случаях при исследованиях упругих свойств наноматериалов,
полученных ИПД, измеряли лишь абсолютные значения упругих модулей, а не их
анизотропию. Роль кристаллографической текстуры в формировании упругих
свойств наноструктурных материалов явилась объектом специальных исследований.

Известно, что при отжиге чистой холоднокатаной Си происходят наиболее яркие
изменения характера кристаллографической текстуры, когда текстура деформации
изменяется на текстуру рекристаллизации. Это приводит к коренному изменению ха-
рактера анизотропии упругих свойств в данном материале [52, 70—73].

Экспериментальное определение анизотропии упругих свойств в листовых мате-
риалах представляет собой сложную процедуру, поскольку требует получения доволь-
но больших образцов, вырезанных под разными углами по отношению к направле-
нию прокатки в плоскости образца. С другой стороны, имеется возможность
предсказания анизотропии упругих свойств на основе знания некоторых констант
монокристаллов и характера кристаллографической текстуры, описываемой функ-
цией распределения ориентировок (ФРО) [74]. Следует учесть, что малый размер
экспериментально получаемых образцов может существенно затруднить или сделать
невозможным экспериментальное измерение анизотропии упругих свойств. Такая
ситуация достаточно типична в настоящее время для наноструктурных материалов,
получаемых ИПД.

При проведении теоретических расчетов анизотропии модуля Юнга считается,
что упругие свойства поликристаллических материалов определяются константами
упругости монокристаллов и преимущественными ориентировками зерен в прост-
ранстве [60, 62—66, 68]. При этом обычно пренебрегают взаимодействием между со-
седними зернами и пользуются различными аппроксимациями. Наиболее близкой к
эксперименту является аппроксимация Хилла, который предложил брать среднее от
аппроксимаций Фойгта (одинаковая деформация всех зерен) и Ройсса (одинаковое
напряжение во всех зернах). Бунге в работе [53] рассчитал зависимость величины мо-
дуля Юнга от ориентации в плоскости прокатки для холоднокатаной Си. При этом
полученная зависимость аналогична по форме экспериментальным данным и ошиб-
ка не превышает 7%. Аналогичные исследования были выполнены для Ре промыш-
ленной чистоты и МЬ [54], стали [55], Си [56].

Согласно Бунге [74], основным уравнением для расчета анизотропии модуля Юн-
га Да) в плоскости прокатки в зависимости от угла а по отношению к направлению
прокатки (НП) является уравнение

Да) = [5|1Н х соз4а + 52222 х 8^4(Х + ($1212 + V2 х 51122) х 81п22а]-1. (7.19)

Здесь 5|1Н, 52222, 51212 и 5]|22 - величины, зависящие от выбранной аппроксима-
ции (Фойгта, Ройсса или Хилла).

В приближении Фойгта

(7-20)
где

С\к! ~ С^к1 + са Х

х [а'0'(ук1) - 1ук1+ а" (ук1)С" + а'2 (уА:/)^2 + а'3 (ук1)С^], (7.21)

су*/= са = ^111 - ^4122 — 2<ч212- (7.22)

Коэффициенты а^(ук[) — (ук1, а\\укГ), а\2(ук[) и а^(ук1) — табулированы в
табл. 13.4 в работе [74]. Показатели С]1, С42 и С]3 — коэффициенты ФРО.

В приближении Ройсса

$ У к! ~ 5 У к! ~ ^ук1 Х

х [ а^(ук1) - 1цк) + Ъ"(ук1)Ц1 + Ъ'42(ук[)С'42 + а>3(уЛ/)С'3], (7.23)

где

5а = 51111 ~ ^122 ~ 2^212- (7.24)

В приближении Хилла

^ук/ = ^Ук1= ^к1+ ^)к№- (7.25)
В настоящем исследовании расчет анизотропии модуля Юнга производился в
приближениях Фойгта, Ройсса и Хилла для наноструктурной и крупнокристалличес-
кой Си в холоднокатаном и отожженном при различных температурах состояниях.

Коэффициенты ФРО С^1, С\2 и С43 определяли [75] на основе ультразвуковых из-
мерений. Первые два из указанных коэффициентов получили на основе измерений
временных задержек продольной и двух сдвиговых ультразвуковых волн частотой
7—10 МГц, распространяющихся в направлении, нормальном к плоскости листа, и
поляризованных вдоль и поперек направления прокатки, а также упругих констант
монокристалла исследуемого материала [76]. Третий коэффициент рассчитывали на
основании характеризующих текстуру исследуемого материала идеальных ориенти-
ровок с гауссовым рассеянием и их объемной доли из соотношения [77]:

сг^шсга. (7261

/=1

где А, ^(^ и С™п(&) — соответственно число идеальных ориентировок & их объемные
доли и коэффициенты ФРО.

Объемные доли рассматриваемых ориентировок исследуемого материала опреде-
ляли путем решения уравнения (7.26) относительно неизвестных методом наи-
меньших квадратов с использованием итерационной процедуры. При этом вместо
коэффициентов С™п в левую часть данного уравнения подставляли коэффициенты
С4П и С412, полученные из ультразвуковых измерений.

Ультразвуковые измерения производили из расчета трех независимых измерений
на точку. При расчете коэффициентов С413 предполагали, что исследуемые текстуры
могут быть описаны шестью компонентами 1>, {123}<634>, {110}<112>,

{001}< 100>, {131}<323>, {120}<001 >.

Суммарная относительная погрешность в определении модуля Юнга не превыси-
ла 3%.

На основании полученных коэффициентов С^1, С412 и С\3 рассчитали анизотро-
пию модуля Юнга для холоднокатаных и отожженных при различных температурах
наноструктурной и крупнокристаллической Си (рис. 7.9, 7.10).

Анализ полученных результатов показал, что для холоднокатаной наноструктур-
ной Си характерна значительно менее ярко выраженная анизотропия модуля Юнга
(рис. 7.9, а), чем для крупнокристаллической Си (рис. 7.10, а), где наблюдаются ярко
выраженные максимумы в направлении прокатки (НП) и поперечном направлении
(ПН). Температуре 150 °С в случае наноструктурной Си (рис. 7.9, г) и 200 °С в случае
крупнокристаллической Си (рис. 7.10, д) соответствуют практически изотропные со-
стояния. Аналогичное состояние было обнаружено ранее прямыми измерениями мо-
дуля Юнга ультразвуковым методом в больших образцах частично рекристаллизован-
ной в результате сверхбыстрого отжига крупнокристаллической Си [70].

Характер анизотропии модуля Юнга в холоднокатаной наноструктурной Си су-
щественно меняется после отжига при температурах 200 °С и 250 °С. При этом в НП
и в ПН наблюдаются минимумы, а в районе угла 45° по отношению к НП располага-
ется интенсивный максимум (рис. 7.9, д, е).

Таким образом, проведенные исследования демонстрируют важную роль кристал-
лографической текстуры в формировании величины и анизотропии модуля Юнга в ис-
170 п

160 -

150 о

140 -*

130 о

120 -

100 -

90 -

80 -

б
170
. 160
Л 150
Е 140
Е 130
2 120
* 110
§ 100
2 90

0 15 30 45 60 75 90

Угол по отношению к НП, град

0 15 30 45 60 75 90

Угол по отношению к НП, град

170 п

160 -

150 -

140 -

130 1

120 -

110

100

90 -

80 --

0 15 30 45 60 75 90

Угол по отношению к НП, град

2
Ё

2
X
2

Рис. 7.9. Рассчитанная в приближениях Фойгта (Ф), Ройсса (Р) и Хилла (X) зависимость моду-
ля Юнга от угла а по отношению к НП в плоскости прокатки холоднокатаной наноструктур-
ной Си (а), а также после ее отжига в течение 30 мин при температурах 50 °С (б), 100 °С (в),
150 °С (г), 200 °С (ф, 250 °С (е)

следованных образцах Си. При этом сравнительный анализ полученных результатов
(см. рис. 7.9, 7.10) показывает, что в целом значения модуля Юнга, соответствующие
наноструктурной Си, существенно ниже, чем в случае крупнокристаллической Си.

Полученные результаты существенно дополняют рассмотренные выше результа-
ты прямых измерений модуля Юнга в наноструктурной Си, полученной РКУ прессо-
ванием, где также наблюдали пониженные значения упругих параметров по сравне-
нию с крупнокристаллическим состоянием. Вместе с тем отметим, что в результате
низкотемпературного отжига при температуре, равной в случае Си чистотой 99,98%
150 °С, начинается рост зерен с новой ориентацией, т.е. формируется кристаллогра-
Рис. 7.10. Рассчитанная в приближениях Фойгта (Ф), Ройсса (Р) и Хилла (X) зависимость мо-
дуля Юнга от угла а по отношению к НП в плоскости прокатки холоднокатаной крупнокрис-
таллической Си (а), а также после ее отжига в течение 30 мин при температурах 50 °С (б).
100 °С (в), 150 °С (г), 200 °С (д\ 250 °С (в)

фическая текстура, которая существенно влияет на величину модуля Юнга и его ани-
зотропию. Изменение кристаллографической текстуры может также давать вклад в
изменение величины модуля Юнга в Си и с более крупным размером зерен.

Для экспериментального изучения роли кристаллографической текстуры в фор-
мировании величин модуля Юнга интересно также проследить за эволюцией струк-
турных параметров в процессе низкотемпературного отжига (рис. 7.11). При этом об-
ратим внимание на НП, в котором имеют место наиболее сильные изменения модуля
Юнга (см. рис. 7.9, 7.10).
Рис. 7.11. Эволюция модуля Юнга в НП в холодно-
катаных наноструктурной (•) и крупнокристалличе-
ской (о) Си при повышении температуры отжига

Температура, °С

Анализ рис. 7.11 показывает, что величина модуля Юнга в НП сначала в пределах
погрешности эксперимента (±3%) растет, а затем (после 150 °С) наблюдается ее паде-
ние, наиболее резко выраженное при отжиге холоднокатаной наноструктурной Си,
полученной РКУ прессованием. Данная температура соответствует началу роста зе-
рен и текстурному превращению в последнем структурном состоянии.

Таким образом, оказалось, что при низкотемпературном отжиге наноструктурной
Си после холодной прокатки, в отличие от обнаруженного повышения величины мо-
дуля Юнга [44, 78], может иметь место его существенное (на 24%) понижение в НП в
плоскости прокатки. При этом последний эффект обусловлен эволюцией кристалло-
графической текстуры. Аналогичная тенденция в крупнокристаллической Си выраже-
на существенно слабее, что, по-видимому, связано с неполным текстурным превраще-
нием при рассмотренных температурах низкотемпературного отжига (см. рис. 7.11).

Как было показано выше, процесс РКУ прессования очень сложен. В ходе этого
процесса кристаллографическая текстура может существенно изменяться в зависи-
мости от числа проходов и той зоны в образце, из которой был вырезан образец для
структурных исследований. В связи с этим текстурные изменения при низкотемпера-
турном отжиге могут приводить к формированию текстур, отличающихся не только
интенсивностью компонент, но и их видом.

С другой стороны, проведенные исследования показали, что анизотропия модуля
Юнга в холоднокатаной наноструктурной Си значительно менее выражена, чем в
случае холоднокатаной крупнокристаллической Си. В то же время характер кристал-
лографической текстуры в этих состояниях близок. Как уже отмечалось в п. 6.2, хо-
лодная прокатка наноструктурной Си, полученной РКУ прессованием, сопровожда-
ется процессами возврата, которые должны переводить границы зерен в равновесное
состояние. При холодной прокатке крупнокристаллической Си возврат не наблюдал-
ся. Полученные результаты говорят о том, что не только кристаллографическая текс-
тура, но и другие структурные параметры, в том числе, очевидно, и неравновесное со-
стояние границ зерен, могут определять упругие свойства исследуемых материалов
Все это указывает на необходимость дальнейших исследований связи тонкой струк-
туры ИПД материалов с их упругими свойствами.
7.5 ВНУТРЕННЕЕ ТРЕНИЕ

Изучение внутреннего трения в наноструктурной Си, полученной РКУ
прессованием, проведено в работах [79—81], где исследовали его амплитудную и тем-
пературную зависимости методом крутильного маятника. Было выявлено, что в на-
ноструктурной Си наблюдается высокий уровень фона (амплитудно-зависимой час-
ти) внутреннего трения, который был в 4—5 раз выше, чем у крупнокристаллических
образцов, полученных отжигом при высоких температурах, и в 2—3 раза выше, чем у
деформированного серого чугуна (50 х 10-4), который является критерием при опре-
делении условной границы [79, 82] высокого деформирования.

При определении температурной зависимости внутреннего трения [80] образец
исследуемого материала вначале нагревали от 4 до 400 К. Затем образец вновь охлаж-
дали до 4 К и проводили измерения при нагреве до более высокой температуры 500 К.
Такую экспериментальную процедуру осуществляли несколько раз, последовательно
повышая верхнюю температуру до 500, 600 и 650 К, т.е. измерения проводили в не-
сколько циклов.

Результаты исследований (рис. 7.12) показали, что в наноструктурной Си (кривые
/ и 2) наблюдается сильное отличие температурной зависимости внутреннего трения,
по сравнению с образцом крупнокристаллической Си (кривая 4). В частности, в на-
ноструктурной Си существенно (примерно на 120 К) снижается начало интенсивно-
го роста внутреннего трения и имеется сильно выраженный максимум при 475 К. На-
личие этого пика, называемого зернограничным, обусловлено интенсификацией
зернограничного проскальзывания в материале. Согласно [80, 81] обнаруженное су-
щественное различие температурной зависимости внутреннего трения в нанострук-
турной и крупнокристаллической Си обусловлено не только разным размером зерен,
но и переходом границ зерен из неравновесного состояния в равновесное при нагре-
ве выше 500 °С.

В заключение отметим, что недавние исследования демонстрируют целый ряд
«аномалий» фундаментальных характеристик и физических свойств в наноструктур-
ных ИПД материалах. Эти изменения обусловлены не только малым размером зерен,
но и специфической дефектной структурой, связанной с неравновесными границами
зерен. В этой связи развиваемая структурная модель наноструктурных материалов
(см. п. 5.2.2) является полезным базисом для объяснения и предсказания таких «ано-
малий».

Рис. 7.12. Температурные зависимости
внутреннего трения наноструктурной
Си, измеренные при последовательных
циклах нагрева (низкотемпературная
часть приведена с увеличенной в 10 раз
шкалой внутреннего трения):

1-4 — при нагреве от 4 К до 400, 500, 600 и
650 К соответственно
Список используемой литературы

1. (ИеПегН. Ц Рго§ге88 МаГег. 8сь, 1989. V. 33. Р. 223.

2. Морохов И.Д., Трусов Л.Д., Лаповок В. И. Физические явления в ультрадисперс-
ных средах. — М.: Наука, 1984. 472 с.

3. УаПеуК.7., КогцйкоуА.У., Ми1уикоуК.К //МаГег. 8сь Еп§., 1993. V. А 186. Р. 141.

4. УаПеу К.7. // №по81гис!игед Ма1епа18, 1995. V. 6. Р. 73.

5. МДуикоу Кк.Уа., Ккарк^оу 8В., УаПеу К.7. // РЬуз. 81а1. 8о1. (а), 1992. V. 133.
Р. 447.

6. Королев А.В., Дерягин А.И., Завалишин В.И., Кузнецов Р.И. // ФММ, 1989. Т. 68.
С. 672.

7. 8скае/ег Н.-Е., КгоптиПег Н, \Уиг$скит К. //Капо81гисШгед МаГепак, 1992. V. 1.
Р. 523.

8. ЕгЪ II., Е1-8кепс А.М., Ра1итЬо С., Аиз1 КТ. // №по81гисШгес! Ма^епак, 1993.
V. 2. Р. 383.

9. Ееск! Н.-Е // Капо81гисП1гед МаГепак, 1995. V. 6. Р. 33.

10. Багосй Ь., Веке В.Б., Роз§ау 6., КЕ-Уаг^а М. // №по8(гисШгес1 Ма1:епа18, 1995.

V. 6. Р. 981.

11. УаПеу К.7., Когцикоуа С.Е., Ми!уикоу Кк. Уа. е! а1. // РЫ1о8. Ма§ах. В., 1997. V. 75.
Р. 803.

12. Коек С.С. Ц Капо81гисШгед Ма1епа18, 1993. V. 2. Р. 109.

13. Вкакоу Уи.А., ЕПпега! И.У, Его1оу Е.У., Роуо1о%к1 Е.А. // Ма!ег. 8сх. Рогит, 1995.
V. 179-181. Р. 33.

14. Не1181ет Е., Ееск1 НЕ, Ей 7, Еокпзоп УУ.Е Ц 3. Арр1. РЬу8., 1989. V. 65. Р. 305.

15. Напйпск К, КоЬе 8. АтогрЬе Регго- апд Ретта^пеНса. ВегПп: Асадетте—Уег1а§,
1980.

16. К1ск1егЕ, НапПпск К, ВскгеШегЕ. Ц РЬуз. 81а1. 8о1. (Ь), 1975. V. 68. Р. К 61.

17. Ми1уикоу Кк. Уа., Когуикоуа 6.Е., АЬс1и1оу К7., УаПеу К.7. // Зоигп. оГ Ма$п. апд

Маёп. Ма!ег., 1990. V. 89. Р. 207.

18. Чикацуми С. Физика ферромагнетизма. — М.: Мир, 1987.

19. Валиев Р.З., Мулюков Р.Р, Овчинников В.В. и др. // Металлофизика, 1990. Т. 12.
С. 124.

20. УаПеу К.7., Ми1уикоу К.К., Очсктткоу V. У. // РЫ1. Ма&. Ьей., 1990. V. 62. Р. 253.

21. Валиев Р.З., Мулюков Р.Р., Мулюков Х.Я. и др. // Письма в ЖЭТФ, 1989. № 1.
С. 34.

22. УаПеу К.7., Ми1укоу К.К., Очсктткоу У.У., ВкаЬазкоу У.А. // 8сир!а Ме!а11.
МаХег., 1991. V. 25. Р. 841.

23. Бокштейн Б. С., Копецкий Ч.В., Швиндлерман Л. С. Термодинамика и кинетика

границ зерен в металлах. — М.: Металлургия, 1986. 224 с.

24. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Статистическая физика. Ч. 1. М.: Наука, 1976. 584 с.

25. УпезЕ.УМ.С. //ТЫп 8оИд РПт8., 1987. V. 150. Р. 201.

26. Упез Е. Ж С. Ц ТЫп 8о11д РПт8., 1987. V. 150. Р. 209.

27. Исламгалиев Р.К., Ахмадеев НА., Мулюков Р.Р., Валиев Р.З. // Металлофизика,
1990. №2. С. 317.

28. Мауадаз А.Г., Вка^кез М. // Р1ту8. Кеу. В: 8о11д 81а1е, 1970. № 1. Р. 1382.

29. Ыат^аПеу К.К., Акктадееу И.А., Ми1уикоу К.К., УаПеу К.7. // РЬуз. 81а1. 8о1. (а),
1990. V. 118. Р. К27.
30. Ашкрофт Н., Мормин Н. Физика твердого тела. Т. 1. — М.: Мир, 1979. 400 с.

31. №гп11 6., МагдиагсП Р., СИеПег Н. // 3. Сгуз1а1 ОгоМЬ., 1988. V. 86. Р. 66.

32. Шат^аПеу Я.К., МиПаДп Я.Уа., 8уиПпа Б.А., УаПеу Я.7. // РЬуз. 8Ш. 8о1. (а),
1992. V. 129. Р. 231.

33. Имаев М.Ф. // ФММ, 1987. Т 64. С. 824.

34. Кан Р.У. Физическое металловедение: В 3 томах, 1967.

35. Втпп^егапб Н. 61еИег. — 1п: Епсус1ореФаоГМа1епа18Ыепсе, 1988, V. 1. Рег^атоп
Ргезз, ОхГопЗ.

36. Ми1$сИе1е К1гсННе1т Я. // 8спрГа МеСаП. МаГег., 1987. V. 21. Р. 135.

37. НогуаЮ 3. Ц ОеГес! апд О1Пиз1оп Еогит, 1989. V. 66-69. Р. 207.

38. Ко1оЬоу Уи.Я., 6гаЬоуе1$кауа 6.Р., ЯаЮсИка 1.Р. е1 а1. //Апп. СШт. Рг., 1996. V. 21.

Р. 483.

39. УаПеу Я.7., Яахмтоухки I. М., 8ег%ееу У.1. // РЬуз. 8Ш. 8о1. (а), 1993. V. 139. Р. 321.

40. \Уйг8сИит Я., КиЫегА., 6ги$8 8. е1 а1. // Апп. СЫт. Рг., 1996. V. 21. Р. 471.

41. М1Мп Уи.М., Яа^итоузкП 1.М. // 8спр1а Ме1а11., 1991. V. 25. Р. 1375.

42. Колобов Ю.Р., Валиев Р.З., Грабовецкая Г.П. Зернограничная диффузия и свой-
ства наноструктурных материалов. — Новосибирск: Наука, 2001. 232 с.

43. \Уиг8Иит Я., НеПН 8., Вгоктап 11. // Аду. Еп&. Ма1ег., 2003. V. 5. Мо. 5. Р. 365.

44. АИтабееу И.Н., КоЬе1еу IV.Р., Ми1уикоу Я.Я. е1 а1. // Ас1а Ме1а11. МаГег., 1993.
V. 41. Р. 1041.

45. Труэл Р., Эльбаум Ч., Чик Б. Ультразвуковые методы в физике твердого тела. —
М.: Мир, 1972. 307 с.

46. (капаю А., Биеке К. Ц 3. Арр1. РЬуз., 1956. V. 27. Р. 583.

47. КоЬе1еу IV. Р., 8офег Уа.М. // 8спр1а Ме1а11. Ма1ег., 1992. V. 27. № 1. Р. 13.

48. ЯеиззА. // 2з. Ап§е\у. Ма1Ь. МесЬ., 1929. В.9. Р. 49.

49. МЫ/О., К1и& МУ). Ц 8спрга Ме1а11., 1990. V. 24. Р. 907.

50. БеЬебеуА.В., Вигепкоу Уи., Ри1пеу 8.А. е1 а1. //Зоигпа1е бе РЬуз1дие IV, 1996. V. С8.
Р. 365.

51. БеЬебеу А.В., Ри1пеу 8.А., Кору1оу У.1. е! а1. // 8спр1а Ма!ег., 1996. V. 35. Р. 1077.

52. Вассерман Г., Бревен И. Текстуры металлических материалов. — М.: Металлур-

гия, 1969. 655 с.

53. Вип^е НУ., ЕЬеП Я., СиШИег Б. // РЬуз. 81аЕ 8о1., 1969. V. 31. Р. 565.

54. Нос1сПп$Юп О.8., Оаук СУ. // ]. 1пз1. Ме1а1з., 1969. V. 5. Р. 155.

55. Вип&> НУ, ЯоЬеПз \У. Т. Ц 3. Арр1. СгузЕ, 1969. V. 2. Р. 116.

56. Буепз^оп IV.Б., \УППагп8оп Н.М. // Ме(а1з ТесЬпо1о§у, 1974. V. 11. Р. 477.

57. Адамеску Р.А., Митюшов Е.А. // Заводская лаборатория, 1989. Т. 3. С. 29.

58. Днепренко В.Н., Дивинский С.В., Усов В.В., Брюханов А.А. // ФТТ, 1992. Т 34.
С. 1872.

59. Рагк МУ., Вип$е НУ., К1е\че1 Н., ЕгПзсИе Ь. // ТехШгез апд М1сгоз1гисШгез, 1995.
V. 23. Р. 43.

60. О1У1П8к1 8.У., Бтергепко У.И. // — 1п: РгосеесНп^з оГ(Ье Е1еуепФ 1пГегпаиопа1
СопГегепсе оп ТехСигез :п Ма(епа1з. — Вефп§: 1п1егп. Асад. РиЫ., 1996. V. 2. Р. 729

61. Вип$е НУ. Ц КпзЕ ипд ТесЬп., 1970. В.5. 8.145.

62. П/г НитЬеп М. //}. Арр1. СгузЕ, 1992. V. 25. Р. 756.

63. НитЬеН М., 7ио Ь., МиПегР, ЕзПп^ С. // РЫ1оз. Ма^ах. А, 1993. V. 68. Р. 575.

64. Усов В.В. // Металлофизика и новейшие технологии, 1994. Т. 16. С. 8.
65. Рау1е$ 6.3. // Зоита! оГ Ме1а1$, 1976. V. 28. Р. 21.

66. Випу> Н.З. Ц 7. Ме1а11кде. 1979. В.70. 8.411.

67. Вип&е Н.З. // 7. МеЫПкде, 1985. В.76. 8. 457.

68. 7ио Ь., НитЬег! М., ЕзНп^ С. //1. Арр1. СгузЕ, 1992. V. 25. Р. 751.

69. ИШатоге 1.Е., НасМеп Р., 31га1/ог<1 Р.З. //ТехШге, 1972. V. 1. Р. 17.

70. А1ехапс1гоу РУ, Иаугез 6.3. // Ма1ег. 8с1. Еп§., 1985. V. 75. Р. Ы.

71. КиЬег§ Т. ТехШге деуе1ортеп1 т зоте Гасе сепШгес! сиЫс тега1з апд 1ке ге!аиоп о!
(ехШге Ш ргорегйез. РЬ. В. ТИез18. - СатЬпй^е, 1978.

72. Ро$р1еск 3., Ейске К. Ц Асга Ме1а11. 1975. V. 23. Р. 997.

73. Риске К. Ц 1СОТОМ 6. 1981. Р. 14.

74. Вип%е Н.З. Майтетайзске МеШодеп дег ТехШгапа1узе. — ВегНп: Акадепие \ёг!а^-
1969. 330 8.

75. А1ехапдгоу 1.У., ЗегеЬгуапу У. IV., Загуагоуа Ь.И. е! а1. // ТехШгез &
М1сго81гисП1ге8, 1999. V. 32. Р. 321.

76. Серебряный В.Н. // Заводская лаборатория, 1994. № 4. С. 29.

77. ЗегеЬгуапу У.И. // — 1п: МаШетаНса! теИтойз оГ 1ех1иге апа1у818. - БиЬпа, 1995.
Р. 17.

78. Ахмадеев Н.А., Валиев Р.З., Кобелев Н.П. и др. Ц ФТТ, 1992. Т 34. С. 1687.

79. Мулюков Р.Р. Ц МиТОМ, 1998. Т .8. С. 34.

80. Ми1уикоу К.В., ]Уе11ег М., УаНеу К.7, е! а1. // №по81гис1иге<1 Ма1ег., 1995. V. 6.

Р. 577.

81. Ми1уикоу К.К., Акктадееу И.А., УаНеу К.7. // Ма1ег. 8с1. Алб Еп$., 1993. А171.
Р. 143.

82. Фастов Ю.К., Шульга Ю.Н., Рахштад А.Г. Металловедение высокодемпфиру-
ющих сплавов. — М.: Металлургия, 1980. 272 с.

83. Когсп1коуА.У. е! а1. // ЫапоЕИгисШгед Магепак, 1994. V. 4. Р. 159.
Глава 8.

ДЕФОРМАЦИОННОЕ ПОВЕДЕНИЕ И МЕХАНИЧЕСКИЕ
СВОЙСТВА НАНОСТРУКТУРНЫХ МАТЕРИАЛОВ

Как свидетельствуют теоретические оценки, с точки зрения механическо-
го поведения формирование наноструктур в различных металлах и сплавах может
привести к высокопрочному состоянию в соответствии с соотношением Холла—Пет-
ча [1—3], а также к появлению низкотемпературной и(или) высокоскоростной сверх-
пластичности [4, 5]. Реализация этих возможностей имеет непосредственное значе-
ние для разработки новых высокопрочных и износостойких материалов,
перспективных сверхпластичных сплавов, металлов с высокой усталостной прочнос-
тью. Все это вызвало большой интерес среди исследователей прочности и пластично-
сти материалов к получению больших объемных образцов с наноструктурой для по-
следующих механических испытаний.

Вместе с тем, как отмечалось выше, существуют нерешенные проблемы в получе-
нии таких наноматериалов традиционными методами — газовой конденсацией или
шаровым размолом в связи с сохранением в них при компактировании некоторой ос-
таточной пористости и дополнительными трудностями при приготовлении массив-
ных образцов [6, 7]. Как результат, до недавнего времени были выполнены лишь еди-
ничные работы по исследованию механических свойств наноструктурных металлов и
сплавов, имеющих размер зерен около 100 нм и менее. Большинство проведенных
исследований связано с измерениями микротвердости, и полученные данные весьма
противоречивы. Например, в некоторых работах [8, 9] обнаружено разупрочнение
при уменьшении зерен до нанометрических размеров, в то же время в ряде других ра-
бот [10, 11] наблюдали в этом случае упрочнение, хотя наклон кривых был меньше по
сравнению с соотношением Холла—Петча.

Многие из упомянутых проблем получения образцов удается преодолеть путем
создания наноструктур в крупнокристаллических материалах за счет использования
методов ИПД, основанных на деформировании образцов с большими степенями де-
формации при относительно низких температурах (обычно меньше 0,3-ь0,4Тпл) в ус-
ловиях высоких приложенных давлений (см. гл. 1).

Полученные методами ИПД с использованием различных схем и методов (круче-
ние под высоким давлением, РКУ прессование, всесторонняя ковка) образцы позво-
лили начать систематические исследования механических свойств на растяжение и
сжатие во многих металлических материалах, включая промышленные сплавы
[12—14 и др.]. В этих и многих последующих работах было продемонстрировано, что
наноструктурным ИПД образцам могут быть присущи очень высокие прочностные
свойства. Более того, полученные материалы часто проявляют сверхпластичность
при относительно низких температурах и могут демонстрировать высокоскоростную
сверхпластичность [5, 15].
Недавние исследования показали также новые возможности методов ИПД для
получения наноструктурных сплавов с метастабильной структурой и фазовым соста-
вом (см. гл. 4). Как уже отмечалось, были установлены, например, полное растворение
цементита и формирование пересыщенного твердого раствора углерода в армко-Ре
в случае высоколегированной стали, подвергнутой ИПД [16], а также образование
пересыщенных твердых растворов в А1 сплавах с исходными взаимно нерастворимы-
ми фазами [17]. Формирование таких метастабильных состояний позволяет ожидать
получения особопрочных материалов после последующих отжигов. Вместе с тем
структура этих образцов характеризуется не только малым размером зерен и больше-
угловыми разориентировками соседних зерен, но также специфической дефектной
структурой границ зерен, необычной морфологией вторых фаз, повышенным уров-
нем внутренних напряжений, кристаллографической текстурой и т.д. В связи с этим
очень важным является изучение комплексного влияния структурных особенностей
наноматериалов на их механическое поведение.

Ниже приведены недавние результаты исследования механических свойств нано-
структурных материалов, в том числе полученных методами ИПД. Особое внимание
уделено изучению влияния особенностей структуры на высокопрочные состояния,
сверхпластические свойства и усталостное поведение. Обсуждаются вопросы меха-
низмов деформации наноматериалов, пути достижения уникального комплекса
свойств.

8.1 МЕХАНИЧЕСКОЕ ПОВВДЕНИЕ ПРИ КОМНАТНОЙ ТЕМПЕРАТУРЕ

Многочисленные исследования последних лет показали, что типичные
нанокристаллические материалы с размером зерен менее 50 нм проявляют очень вы-
сокую твердость и прочность, но при растяжении они демонстрируют очень низкую
пластичность и часто даже хрупки [3, 18—20]. Одной из причин низкой пластичности
считаются возможные проблемы с качеством образцов, в частности полученных ком-
пактированием нанопорошков, где существует остаточная пористость и присутству-
ют примеси-загрязнения. Вместе с тем было установлено, что принципиальной так-
же является причина фундаментальной природы, связанная с затруднениями
зарождения и движения дислокаций в ультрамелких зернах (см. также п. 8.3). В этой
связи большой интерес вызвали недавние работы, демонстрирующие возможность
достижения одновременно очень высокой прочности и пластичности в нанострук-
турных металлах и сплавах [21—24]

Однако получение наноматериалов с высокими прочностью и пластичностью
связано с формированием в них особых типов микроструктур.

В одном из первых исследований этой проблемы [21] чистая медь (99,996%) была
подвергнута РКУ прессованию при комнатной температуре по маршруту Всс враще-
нием заготовки на 90° по часовой стрелке вдоль ее оси между последовательными
проходами (всего 16 проходов). Прочность и пластичность меди оценивали по ре-
зультатам одноосных испытаний на растяжение при комнатной температуре образ-
цов размером 5 х 2 х 1 мм в четырех состояниях (рис. 8.1). Исходная крупнокристал-
лическая медь с размером зерен ~30 мкм имела низкий предел текучести, но обладала
значительным деформационным упрочнением и большим удлинением до разруше-
ния, т.е. пластичностью. Такое поведение характерно для крупнокристаллических
Рис. 8.1. Зависимости напряжения течения от
степени деформации при испытаниях на растя-
жение (г= 20 °С,ё = 10-3 с”1) для образцов ме-
ди исходной крупнозернистой (7) и после хо-
лодной прокатки на 60% (2), РКУ прессования,
2 прохода (3) и 16 проходов (4)

металлов. Удлинение до разрушения является количественной характеристикой пла-
стичности и его определяли по предельной деформации, при которой образец разру-
шался. Холодная прокатка меди на 60% значительно увеличивала прочность (кривая 2
на рис. 8.1), но существенно снижала пластичность, что типично для механического
поведения металлов, подвергнутых пластической деформации. Эта тенденция харак-
терна для меди и после РКУ прессования с двумя проходами (кривая 3 на рис. 8.1).
тем не менее дальнейшее прессование меди с числом проходов до 16 одновременно
увеличило как прочность, так и пластичность (кривая 4на рис. 8.1). Причем увеличе-
ние пластичности более значительно, чем увеличение прочности. Ранее такие зави-
симости не наблюдались для деформированных материалов, т.е. полученные резуль-
таты меняют известные представления о механических свойствах металлов,
подвергнутых пластической деформации. В работе [21] измеряли также чувствитель-
ность напряжения к скорости деформации т = (Э1по/Э1пЁ)е (здесь о — напряжение те-
чения; ё — скорость деформации). Было установлено, что образцы с высокой плас-
тичностью имеют большую чувствительность к скорости деформации (например.
т = 0,14 после РКУ прессования меди с 16 проходами в отличие от т = 0,06 после
РКУ прессования меди с 2 проходами). Повышенная скоростная чувствительность
напряжения препятствует локализации деформации и последующему разрушению
[32]. Интересно, что подобные закономерности обнаружены для титана и некоторых
других металлов, которые были подвергнуты РКУ прессованию или ИПД кручением
и испытаны на растяжение [24, 25]. Для титана увеличение прочности и пластичнос-
ти наблюдалось после интенсивной деформации кручением и кратковременных от-
жигов при температуре ниже 300 °С [24]. Как показали исследования с использова-
нием высокоразрешающей электронной микроскопии, эта обработка привела к
изменению структуры границ зерен, связанному с перераспределением дислокаций
(рис. 8.2). На схеме рис. 8.2 видно, что, хотя общая интенсивность дислокаций сни-
жается при низкотемпературном отжиге после интенсивной деформации, локальная
плотность дислокаций у границ зерен может расти и таким образом увеличивается их
неравновесность.

Рис. 8.2. Схема, иллюстрирующая изменения струк-
туры границ зерен металла после ИПД (а) и последу-
ющего низкотемпературного отжига (6)
Необычное механическое поведение, обнаруженное в некоторых металлах, под-
вергнутых ИПД, свидетельствует о принципиальных изменениях механизма дефор-
мации после того, как в них произошло формирование УМЗ структуры в результате
обработки. Как известно, перемещение дислокаций и двойникование являются ос-
новными механизмами деформации для крупнокристаллических металлов. В УМЗ
металлах затруднены зарождение и перемещение дислокаций, что приводит к увели-
чению прочности. В то же время наличие ультрамелких зерен может способствовать
активизации других деформационных механизмов, например таким, как зерногра-
ничное проскальзывание и вращение зерен, и, следовательно, повышать пластич-
ность. В работе [25] экспериментально наблюдали развитие зернограничного про-
скальзывания в УМЗ меди, деформированной при комнатной температуре.
Повышенная чувствительность к скорости деформации, которая наблюдалась при
этом, также указывает на активное зернограничное проскальзывание [24, 25]. Одна-
ко возникает вопрос, почему в материалах после ИПД зернограничное проскальзы-
вание может происходить при сравнительно низких температурах. Зернограничное
проскальзывание является диффузионным процессом и обычно развивается при по-
вышенных температурах. Здесь можно предложить следующее объяснение, связан-
ное со свойствами структуры границ зерен в наноструктурных материалах после
ИПД. Согласно концепции [92, 93], сформулированной в середине 90-х годов, в за-
висимости от условий интенсивной деформации получаемые УМЗ материалы могут
иметь очень неравновесные границы зерен (см. также гл. 5), т.е. границы с большеуг-
ловыми разориентировками, имеющие высокую плотность внесенных дислокаций и,
как результат, избыточную энергию и дальнодействующие напряжения. Последую-
щие наблюдения с использованием высокоразрешающего ПЭМ дали прямые доказа-
тельства формирования таких неравновесных границ зерен в металлах после ИПД
[24, 96, 97]. Недавние исследования также свидетельствуют о значительном росте ко-
эффициента диффузии (на два или три порядка) в металлах, полученных методами
ИПД, что может быть связано с неравновесностью границ зерен [98, 99]. В связи с
этим можно полагать, что наличие неравновесных границ в УМЗ металлах способст-
вует развитию зернограничного проскальзывания и возможность его наблюдения по-
является даже при комнатной температуре. Интересно, что ускорение зерногранич-
ного проскальзывания вдоль неравновесных границ зерен было отмечено ранее в
модельных экспериментах на бикристаллах [100]. Отсутствие существенного дефор-
мационного упрочнения на кривых «истинные напряжения—деформация» является
еше одним интересным свойством, выявленным во время механических испытаний
УМЗ металлов, полученных методами ИПД (см., например, рис. 8.1). Из механики
деформации растяжением известно, что проявление стабильного течения и, следова-
тельно, высокой пластичности тесно связано с деформационным упрочнением. Од-
нако полученные экспериментальные данные позволяют полагать, что высокая пла-
стичность УМЗ металлов не связана со значительным деформационным*
упрочнением. Недавно подобное поведение было обнаружено при растяжении нано-
структурной меди [101]. Авторы работы [101] делают вывод, что критерии стабильно-
сти требуют пересмотра при анализе характера деформации УМЗ материалов. В то же
время данные настоящей работы свидетельствуют, что деформация исследуемых ма-
териалов после ИПД характеризуется повышенной чувствительностью напряжения
течения т к скорости деформации. Известно, что именно высокая чувствительность
напряжения течения к скорости деформации обусловливает сверхпластичность мате-
риалов. Очевидно, что при растяжении УМЗ материалов повышенное значение т
также способствует увеличению удлинения до разрушения. Увеличение параметра т,
в свою очередь, может быть результатом развития зернограничного проскальзыва-
ния. Этот факт также хорошо известен из экспериментов по сверхпластичности [32].
Таким образом, при использовании РКУ прессования существует возможность прин-
ципиального изменения свойств металлов и сплавов при формировании в них УМЗ
структур, что позволяет реализовать сочетание высокой прочности и пластичности.
Исследования такой необычной прочности и пластичности наноструктурных мате-
риалов имеют весьма важное как фундаментальное, так и практическое значение.
Для целей фундаментальных исследований эти работы позволяют выявлять новые
механизмы деформации, а для практических целей важным является создание нано-
материалов с высокой прочностью и пластичностью, так как при этом возможно рез-
кое повышение усталостной прочности, ударной вязкости материалов, снижение
температуры хруп ко-вязкого перехода [102, 103].

Как известно, именно усталость более других факторов часто является причиной
снижения срока службы конструкций и, следовательно, именно она ограничивает
область применения многих перспективных материалов.

Результаты исследований последних лет показали, что РКУ прессование может
успешно применяться для получения однородных ультрамелкозернистых микро-
структур в различных металлических материалах. Недавние разработки данного ме-
тода интенсивной пластической деформации создали основу, благодаря которой по-
явилась возможность увеличить размеры заготовок, подвергающихся интенсивной
деформации, и расширить диапазон материалов, в которых удается сформировать
УМЗ структуру. В частности, продемонстрировано успешное применение РКУ прес-
сования для малопластичных и труднодеформируемых металлов и сплавов. В недав-
них работах было также продемонстрировано, что РКУ прессование может привести
к проявлению в металлах и сплавах микроструктурных особенностей и свойств, которые
принципиально отличаются от свойств, получаемых при прокатке или экструзии —
традиционных методах обработки. На основе этих результатов выше рассмотрены
примеры исключительно высокой прочности и пластичности, которые могут появ-
ляться в металлах после РКУ прессования как результат формирования особых УМЗ
микроструктур. Полученные данные открывают путь для практических разработок
по использованию наноструктурных металлов и сплавов как новых конструкцион-
ных материалов следующего поколения (см. гл. 9).

8.2 МЕХАНИЧЕСКОЕ ПОВЕДЕНИЕ И ДЕФОРМАЦИОННОЕ УПРОЧНЕНИЕ

Рассмотрим теперь результаты нескольких исследований, где в качестве
материалов для экспериментов были использованы Си 99,98% [15, 25—28], Т1 99,6%
[29], промышленный алюминиевый сплав (А1—5%М§—2%Ы—0,1%7г) [30], сплав
А1-11 % вес.Ре [17] и др.

Вследствие различных геометрических размеров полученных наноструктурных
образцов их механические испытания проводили по трем схемам: растяжение, сжа-
тие, изгиб.
Рис. 8.3. Кривые «истинные напряжения — истинные деформации» испытания образцов нано-
структурной Си при комнатной температуре:

а — растяжение; б — сжатие; 1 — после РКУ прессования; 2— отожженное при Т= 773 К, 1 ч; 3 - то же
при Т = 473 К, 3 мин

Остановимся вначале на данных механических испытаний образцов нанострук-
турной Си, которая была использована в качестве исследуемого материала в ряде ра-
бот [25, 27, 28]. Как было показано в гл. 4, РКУ прессование Си по оптимальным ре-
жимам приводит к формированию достаточно равноосной микроструктуры со
средним размером зерен 200—300 нм, и преимущественно большеугловыми граница-
ми зерен, которые, однако, являются сильно неравновесными. На рис. 8.3 представ-
лены кривые «истинные напряжения—деформации» этих образцов на растяжение и
сжатие соответственно. Здесь же для сравнения приведены соответствующие кривые
для отожженных образцов. Как видно из рис. 8.3, а, наноструктурная Си, полученная
РКУ прессованием, в сравнении с хорошо отожженным крупнозернистым состояни-
ем проявляет два наиболее существенных различия: во-первых, в несколько раз более
высокое значение предела текучести, превышающее 400 МПа, и, во-вторых, значи-
тельно менее выраженное деформационное упрочнение на стадии пластического
течения. Последнее, очевидно, обусловлено изменением механизма деформации в
наноструктурных металлах, когда наряду с действием внутризеренного дислокацион-
ного скольжения развивается зернограничное проскальзывание (ЗГП) уже при отно-
сительно низких температурах [25, 27]. На рис. 8.3, б приведена диаграмма «напряже-
ние-деформация» для такого же образца Си, подвергнутого дополнительному
3-минутному отжигу при 473 К. Такой короткий отжиг не приводит к заметному рос-
ту зерен, однако ведет к возврату дефектной структуры их границ, выраженному в
резком уменьшении внутренних напряжений [27]. Видно, что, несмотря на аналогич-
ный размер зерен, имеется весьма существенная разница деформационного поведе-
ния в этих двух состояниях. После кратковременного отжига вид кривой становится
похожим на вид кривой, соответствующей крупнокристаллической Си. Этот резуль-
тат очень важен и показывает, что на прочностные свойства наноструктурных мате-
риалов может влиять не только средний размер зерна, но и дефектная структура гра-
ниц зерен.

Следует отметить, что Си после РКУ прессования может показывать и относи-
тельно низкую пластичность при растяжении (-10%) [15]. По-видимому, это связано
с высокой долей малоугловых границ зерен, присутствующих в образцах после опре-
деленных режимов РКУ прессования. В работе [25] испытывали Си со средним раз-
мером зерен 210 нм при сжатии. Испытание проводилось при комнатной температу-
ре с начальной скоростью деформации 1,4 х 10~3 с-1. Было также обнаружено, что
деформационные кривые для Си с различным размером зерен различаются по фор-
ме. Типичными особенностями кривой деформации сжатием в случае наноструктур-
ной Си являются: высокое напряжение течения, равное 390 МПа; значительное на-
чальное деформационное упрочнение в узком интервале степеней деформации
(примерно 5%) на начальной стадии деформации; практически полное отсутствие де-
формационного упрочнения на последующей стадии деформации. Напряжение тече-
ния на второй стадии составило около 500 МПа. В то же время пластичность нано-
структурной Си была высока. Образцы при сжатии не разрушались даже после
максимальной деформации, которая в данном эксперименте равнялось 83%.

Проведенные исследования выявили, что во время деформации наблюдался рост
зерен. Статический рост зерен в этом материале имеет место только при отжиге при
температурах выше 200 °С [31]. Следовательно, рост зерен, наблюдавшийся в этом
эксперименте, обусловлен деформацией. График зависимости среднего размера зе-
рен (принимая во внимание увеличение размеров поперечного сечения во время де-
формации сжатием) от степени деформации представлен на рис. 8.4. Размер некото-
рых зерен достигает г/ = 600-^900 нм после деформации на 53—80%. Распределение
зерен по размерам изменилось с деформацией. Доля зерен, свободных от дислока-
ций, осталась неизменной и равной 10—15%. Число зерен, в теле которых дислокации
распределены хаотически, увеличилось до 50-60%. Типичные микроструктуры после
деформации на 29, 53 и 83% представлены на рис. 8.5, а, б и в соответственно. Нали-
чие большого количества контуров экстинкции внутри зерен свидетельствует о том.
что внутренние напряжения остаются высокими.

После некоторой начальной деформации (е = 0,05) средняя плотность дислока-
ций в зернах слегка возросла до Ю15 м~2. Еще раз отметим, что это нижний предел
плотности, поскольку реальная плотность дислокаций должна быть выше вследствие
накопления дислокаций также на границах зерен. Однако в таких сложных структу-
рах трудно получить статистически надежные результаты. Тем не менее можно ут-
верждать, что средняя плотность дислокаций во время дальнейшей деформации не

в, нм

Си, (Л = 210 нм;

экспериментальная Т = 293 К

150 1—I—।—I » 1 1-----1—> 1—>---1—।—I

О 100 200 300 400 500 600 Г, с

Рис. 8.4. Экспериментальные значения
среднего размера Ц, зерен в наноструктур-
ной Си после различной деформации () и
результаты теоретических предсказаний
роста зерен
Рис. 8.5. Типичные микроструктуры нано-
структурной Си после деформации сжатием
на 29% (а), 53% (б) и 83% (в)

изменялась. У большинства границ зерен сохранился сложный контраст, т.е. они со-
хранили свое неравновесное состояние.

Исследование поверхности деформированных образцов с помощью высокоразре-
шающих реплик выявило появление линий скольжения [25]. В каждом зерне было
выявлено, как правило, действие только одной системы скольжения. Линии сколь-
жения пересекали зерна от одной границы до другой и распределялись в них равно-
мерно. Разрешение реплик составляло 2 нм, и, следовательно, скольжение менее чем
7 дислокаций не могло быть обнаружено. После дальнейшей деформации на 50% ли-
нии скольжения стали более выраженными. В то же время в некоторых случаях на-
блюдалось действие двух систем скольжения (рис. 8.6).

Важной, обнаруженной с помощью высокоразрешающих реплик, чертой структу-
ры наноструктурной Си явилось появление зерен, удлиненных перпендикулярно на-
правлению сжатия (рис. 8.6). При этом изменение формы зерен соответствовало из-
менению формы образца. Данный факт свидетельствовал о том, что основной вклад
в общую деформацию дает внутризеренное скольжение.

Исследование реплик позволило также обнаружить появление ступенек на грани-
цах зерен благодаря зернограничному проскальзыванию. Как видно, например, из
рис. 8.6, б, проскальзывание наблюдается не только на отдельных границах зерен, но
также и на границах нескольких соседних зерен (кооперативное проскальзывание).
Вклад зернограничного проскальзывания в общую деформацию, оцененный по вы-
соте ступенек [32], оказался равным 15—20%.
Рис. 8.6. Следы внутризеренного скольжения и ЗГП на углеродных репликах с поверхности об-
разца Си, деформированного на 53%. Стрелками обозначены направления оттенения платиной

Таким образом, проведенные экспериментальные исследования выявили ряд осо-
бенностей пластического поведения наноструктурной Си при комнатной температу-
ре: высокие пределы текучести и напряжения течения, очень низкое деформацион-
ное упрочнение, незначительную скоростную чувствительность напряжения
течения, но относительно высокую пластичность. Причиной этих необычных меха-
нических свойств, нехарактерных для крупнокристаллических материалов, являются
специфические процессы, происходящие при деформации наноструктурной Си. Это
прежде всего совместное развитие внутризеренного скольжения, зернограничного
проскальзывания и миграции границ зерен. Последний процесс является ответствен-
ным за некоторый наблюдаемый рост зерен.

Дислокационное скольжение четко выявляется с помощью электронно-микро-
скопических наблюдений следов скольжения на поверхности образцов. Более того,
изменение формы зерен однозначно свидетельствует о том, что внутризеренное
скольжение дает основной вклад в общую деформацию образца. Тем не менее в теле
зерен не наблюдается накопления дислокаций, хотя плотность последних достаточно
высока (примерно 1015 м-2).

Можно предложить два объяснения факту отсутствия дальнейшего накопления
дислокаций в теле зерен [25]. Во-первых, небольшое количество дислокаций в теле
каждого отдельного зерна участвует в деформации. Действительно, число дислока-
ций, скользящих в единицу времени в зерне, может быть оценено с учетом предполо-
жения, что они быстро захватываются границами зерен. При скорости деформации
1,4 х 10-3 с-1, использованной в эксперименте, макроскопическая деформация, рав-
ная 50%, требует временного интервала 360 с. Принимая во внимание размер зерен
210 нм, а удлинение зерен 105 нм, что соответствует скольжению примерно 400 дис-
локаций, получаем, что в отдельном зерне в деформации участвует 1 дислокация в се-
кунду. Во-вторых, отсутствие накопления дислокаций может быть связано с процес-
сами возврата. Часть возврата может осуществляться путем поперечного скольжения
дислокаций. Более того, возврат должен происходить также в результате поглощения
дислокаций границами зерен. Рассмотрим данный процесс более подробно.

Изменение плотности дислокаций р во время деформации мелкозернистых мате-
риалов может быть описано с помощью следующего кинетического уравнения
[33-35]:

др _ аё р
дг М т ’

(8.1)

где а — коэффициент, учитывающий вклад активных дислокаций и их геометрии; ё—
скорость деформации; Ь — вектор Бюргерса; (1 — размер зерен; т — время, требуемое
для поглощения дислокации границей зерна [33].

Стационарным решением уравнения (8.1) является уравнение

осёт

9~~м'

откуда

т=р^_

ОСЁ

(8.2)

(8.3)

Подставляя в уравнение (8.3) р = 1015 м-2, Ь = 2,5 х 1О“10 м, с1 = 2,1 х 10-7 м,
а = 2,4, ё = 1,4 х 10-3 с-1, в соответствии с [34] получим т = 15 с.

Существует ряд теоретических исследований, посвященных поглощению дисло-
каций границами зерен [35, 36]. Модели, предложенные в этих работах, позволили
получить выражения для времени поглощения дислокаций. Например, в работе [36]
получена следующая формула, которая согласуется с рядом экспериментальных дан-
ных:

О,ОЗШ73
000*5 ’

(8.4)

где к, Т, С имеют свой обычный смысл; Н ~ 30 нм — расстояние, характеризующее
размытие изображений дислокаций перед исчезновением; □ - объем атома; Вь - ко-
эффициент зернограничной диффузии; 5 « 10~9 м — толщина границы зерна.

Значения Вь в наноструктурных и обычных материалах могут существенно
отличаться. Значение коэффициента диффузии с помощью уравнения (8.4) с учетом
т = 15 с, а также Т = 293 К, Ф = 1,3 х 10-29 м3, С = 48 ГПа, оказалось равным
Вь = 3,5 х 10-9 м2/с. Полагая, что Вь = В1Ю&ф(—(}ь/К1), где, согласно [37],
ВЬо = 2,35 х 10-5 м2/с, для энергии активации зернограничной диффузии в нано-
структурной Си получаем значение (2Ь ~ 78 кДж/моль. Фактически реальное значение
зернограничной диффузии может быть даже слегка выше, поскольку, как указыва-
лось ранее, полная плотность дислокаций должна быть выше. Для плотности
р = 2 х 1015 м“2, например, значение 0,« 79,2 кДж/моль.

Полученное значение энергии активации зернограничной диффузии, значитель-
но ниже значения 107 кДж/моль, типичного для диффузии вдоль стационарных гра-
ниц зерен в крупнокристаллической Си [37]. Это означает, что в данной ситуации по-
глощение дислокаций имеет место на границах зерен, для которых характерна
повышенная диффузия, и данный факт объясняет ускоренное развитие процессов
возврата при деформации ультрамелкозернистой меди уже при комнатной темпера-
туре.

Проанализируем также другие деформационные процессы, имеющие отношение
к границам зерен.

Миграция границ зерен и рост зерен. Как уже отмечалось выше, во время деформа-
ции наноструктурной Си имеет место рост зерен, отсутствующий даже во время про-
должительной выдержки при комнатной температуре. Наблюдение ускоренного рос-
та зерен во время сверхпластической деформации в обычных материалах является
известным фактом [32, 38, 39]. Однако в случае низкотемпературной деформации на-
ноструктурных материалов подобный рост зерен, по-видимому, наблюдался впервые.
С другой стороны, значительный рост зерен был обнаружен в чистой нанокристалл и -
ческой Си, полученной газовой конденсацией также при комнатной температуре
[40].

Природа роста зерен в наноструктурной Си, по-видимому, подобна по характеру
той, что имеет место в обычных материалах, поскольку рост зерен в данном случае
также обусловлен миграцией границ зерен. Известно [41], что во время нормального
роста зерен в ультрамелкозернистых материалах изменение среднего размера зерен с!
пропорционально движущей силе процесса /'(см. п. 6.1)

Л-МЕР, р>\. (8.5)

Во время деформации может появиться дополнительная движущая сила, связан-
ная с изменением упругой энергии, благодаря аннигиляции внесенных зерногранич-
ных дислокаций и уменьшению внутренних напряжений,

Эой

5 V (1 3(1)

(8.6)

где со ~ Рвзгд/^— плотность упругой энергии внесенных дислокаций в границах зе-
рен.

Полагая, что плотность ВЗГД остается неизменной во время роста зерен, можно
получить уравнение: (Гды/3(1 = —со. Поскольку со = <5?/2Е (здесь Е — модуль Юнга),
уравнение (8.6) может быть переписано в виде

г=а|21+яГ|

8(а 2Е )

(8.7)

Преобразуя уравнение (8.5) для р = 1 с Е, заданной уравнением (8.7), можно полу-
чить следующий закон для нормального роста зерен:

0 кТ

2у о*

—- + —-

а 2Е

(8.8)

где / — время деформации и с/0 — начальный размер зерен.

Для размера зерен из области 200—300 нм и у = 0,625 Дж/м2 [41] значение первого
слагаемого в скобках в уравнении (8.8), представляющего вклад поверхностной энер-
гии, лежит между 4,2 и 6,3 МПа. Поскольку внутренние напряжения всегда ниже, чем
приложенное напряжение, максимальное значение второго слагаемого, описываю-
щего влияние упругой энергии, можно оценить, взяв приложенное напряжение
0пр = 500 МПа. Для 7Г= 130 ГПа су2/2Е = 1 МПа, что составляет менее 20% от значе-
ния 2уД/. Следовательно, слагаемым, отвечающим упругой энергии, в уравнении
(8.8) можно пренебречь по сравнению с поверхностной энергией границ зерен.

Основываясь на этом рассмотрении, кривые, описывающие рост зерен, получили
для двух ситуаций с использованием уравнения (8.8) [25] (см. рис. 8.4). Кривая 1 по-
строена для обычных значений диффузионных параметров ОЬо = 2,35 х 10-5 м2/с и
()ь = 107 кДж/моль. Как можно увидеть из кривой, рост зерен в данном случае не на-
блюдается. Кривая 2 получена для активационной энергии (2Ь = 70 кДж/моль. Данная
оценка находится в согласии с экспериментальными результатами, полученными в
[25], а также данными работы [41], где было показано, что рост зерен в нанокристал-
лах при низких температурах больше ассоциируется с более низкой энергией актива-
ции, чем с высокими движущими силами.

Зернограничное проскальзывание (ЗГП). В связи с малым размером зерен и невоз-
можностью использования традиционных методов, как уже отмечалось выше, для
наблюдения ЗГП использовали реплики высокого разрешения. Оцененный в [25]
вклад ЗГП в общую деформацию был невелик (15-20%), но проскальзывание явля-
ется важным деформационным механизмом в наноструктурной Си уже при комнат-
ной температуре.

Как известно, скорость ЗГП обычно контролируется зернограничной диффузией,
хотя до настоящего времени микромеханизм ЗГП все еще не выяснен до конца. Для
описания скорости проскальзывания часто используют уравнение [32, 42]

(8.9)

Данное уравнение справедливо в случае, если зернограничное проскальзывание
связано с аккомодацией соседних зерен, а механизм аккомодации контролируется
зернограничной диффузией. Подставляя значения о = 500 МПа, Е = 130 ГПа и
А = 1,5 х 103 [43] в уравнение (8.9), можно получить согласие с экспериментальными
данными, предположив, что (2Ь = 73 кДж/моль.

Таким образом, в случае всех трех процессов, имеющих отношение к границам зе-
рен, а именно: поглощения решеточных дислокаций, миграции границ зерен и ЗГП,
рассчитанные значения хорошо совпадают с экспериментальными данными, если
полагать, что значения коэффициентов диффузии являются повышенными в нано-
структурных ИПД материалах. Оценки, сделанные в работе [25], просты и кажутся
надежными, хотя это может показаться несколько удивительным. На самом деле
уменьшение энергии активации зернограничной диффузии вплоть до 70—78 кДж/моль
является значительным. Вместе с тем, объяснение этого явления с помощью пред-
ставлений о неравновесных границах зерен в наноструктурных материалах, прини-
мая во внимание условия деформации наноструктурной Си и большие внутренние
напряжения [44], представляется достаточно правдоподобным, хотя и требует даль-
нейших специальных исследований.

11 Валиев Р. 3.» И. В. Александров
Следуя [25], рассмотрим теперь происхождение высокой прочности в Си после
интенсивной деформации.

Предел текучести и напряжение течения. Прежде всего здесь подчеркнем, что зна-
чения предела текучести и напряжения течения в наноструктурной Си, полученной
методом ИПД, оказались значительно выше соответствующих значений для нано-
кристаллической Си, полученных в работе [10]. По-видимому, эти различия связаны
с наличием пор в последнем случае и не отражают природу наносостояния [45].
С другой стороны, в Си, подвергнутой сильной экструзии (более 80%), значения на-
пряжения течения были равны около 350 МПа [46].

Как известно, если каждое зерно пересекается примерно одной дислокацией в се-
кунду, то этим нельзя объяснить высокое значение предела текучести в рамках пред-
ставлений о формировании дислокационных скоплений. По этой причине наиболее
подходящей моделью, объясняющей механическое поведение наноструктурных ма-
териалов, является модель, основывающаяся на механизме изгиба дислокаций [47].
Согласно этой модели необходимым условием для начала пластической деформации
является принятие дислокационными петлями формы полуокружности. Критичес-
кое напряжение, при котором выполняется данное условие, выражено уравнением
[48]:

МСЪ ( Зг\ (1Д л V
--------- 1----1п — -1 + -

2лГ(1 - V) I 2 ) к Ъ ) 2

(8.10)

где М— фактор Тейлора; V — коэффициент Пуассона; Ь — средняя длина дислокации,
зависящая либо от размера зерен, если зерна нанометрического размера, либо от об-
щей плотности дислокаций р для зерен размером более 100 нм. В последнем случае
данная зависимость задается уравнением Ь = Х/'Гр [49].

Для типичных значений для Си Ь = 2,56 х 10~10 м, 6= 48 ГПа, V = 0,35 и Л/ = 3,06
выражение (8.10) дает значения напряжений 357 и 427 МПа для р = 5 х 1014 и 1015 м~:
соответственно. Эти значения меньше экспериментальных значений предела текуче-
сти 390 МПа и напряжения течения 500 МПа примерно на 10—15%. Данный факт мо-
жет быть связан с влиянием внутренних напряжений, которые не рассматривались в
уравнении, а также тем, что реальная плотность дислокаций выше, чем полученная в
результате измерений.

В соответствии с этой моделью деформационное упрочнение на начальной стадии
деформации (вплоть до 5%) может быть объяснено увеличением дислокационной
плотности от 5 х 1014 до 1015 м~2. Увеличение внутренних напряжений влияет на про-
цесс образования дислокаций, препятствуя их выгибанию и таким образом увеличи-
вая величину приложенных напряжений, необходимых для продолжения деформа-
ции. В то же время увеличение внутреннего гидростатического давления при
растяжении активизирует зернограничную диффузию и, как следствие, способствует
протеканию процессов возврата.

Стадия установившейся деформации. Следуя [25], на данной стадии имеет место
равновесие между процессами деформационного упрочнения и возврата в границах
зерен. Возврат включает в себя поглощение дислокаций границами зерен, ЗГП и ми-
грацию границ зерен. Напряжение течения на этой стадии контролируется зарожде-
нием новых дислокаций.
Рис. 8.7. Зависимости «истинное
напряжение — истинная дефор-
мация» для наноструктурной Си
при различных температурах и
скоростях деформации

Полученные результаты важны для понимания природы деформационного уп-
рочнения при больших деформациях (стадия IV), обнаруженных для многих матери-
алов (см. гл. 2). Так, некоторые одинаковые черты наблюдаются в деформационном
поведении наноструктурной Си и обычной Си на стадии IV. Среди них — высокое на-
пряжение течения, отсутствие деформационного упрочнения и низкая скоростная
чувствительность [50]. Кроме того, в работах [50, 51] при больших деформациях
крупнокристаллических материалов также сообщалось о формировании отдельных
большёугловых границ зерен. На стадии IV интенсивно исследовалось механическое
поведение многих металлических материалов, однако изучению структуры формиру-
ющихся границ уделялось мало внимания.

Интересны результаты динамических исследований [28] влияния скорости де-
формации и температуры на механическое поведение при сжатии наноструктурных
Си и Ы1, полученных РКУ прессованием, которые показали, что вид истинных кри-
вых «напряжение—деформация» зависит как от скорости деформации, которая изме-
нялась в широком диапазоне от 0,001 до примерно 4000 с-1, так и от температуры ис-
пытаний (рис. 8.7, 8.8). Напряжения течения в Си и М возрастают с увеличением

Рис. 8.8. Зависимости
«истинное напряжение —
истинная деформация»
для наноструктурного М
при различных темпера-
турах и скоростях де-
формации
скорости деформации при 298 К или уменьшением температуры при 0,001 с-1. Оба
металла фактически проявляют отсутствие квазистатического упрочнения при 298 К.
Напряжение течения в наноструктурной Си, при котором не наблюдается упрочне-
ние, равняется примерно 450 МПа, что соответствует напряжению насыщения, т.е.
напряжению, при котором накопление дефектов и динамический возврат сбаланси-
рованы.

Одновременно с вышеуказанными особенностями было обнаружено, что при ди-
намическом нагружении и(или) испытаниях при 77 К наблюдаются более высокие
напряжения течения и возросшие скорости деформационного упрочнения.

Значения коэффициента скоростной чувствительности т = Лп о/Лпё, получен-
ные на основании данных, измеренных для скоростей деформации 0,001 с-1 и при-
мерно 3000 с-1 при температуре 298 К, оказались равными 0,015 и 0,006 для нано-
структурных Си и № соответственно.

Как было показано в [28], отжиг наноструктурной Си в течение 1 ч при темпера-
туре 473 К, когда рост зерен незначителен, хотя наблюдается существенный возврат
дислокационной структуры границ зерен, привел не только к сильному уменьшению
напряжения течения, но и также к уменьшению его скоростной чувствительности и
увеличению скорости упрочнения (рис. 8.9). Такое поведение напоминает поведение
крупнокристаллических отожженных ГЦК металлов. Следовательно, можно пола-
гать, что относительно высокая скоростная чувствительность вместе с почти нулевым
упрочнением при деформации наноструктурных Си и М при комнатной температу-
ре связаны с существовавшей до начала деформации дислокационной структурой.
Как известно, хорошо отожженные чистые ГЦК металлы независимо от размера зе-
рен обычно проявляют минимальную скоростную чувствительность напряжения те-
чения и скорость упрочнения порядка ц/200. Полученные результаты свидетельству-
ют о том, что механическое поведение наноструктурных Си и КН во многом
определяется дислокационной субструктурой, сформировавшейся в ходе интенсив-
ной пластической деформации. Данный вывод согласуется с наблюдениями, уже от-
меченными ранее в работе [26].

Другим интересным примером деформационного поведения нано материалов яв-
ляется механическое поведение Т1, подвергнутого ИПД кручением [52]. Поскольку

Рис. 8.9. Влияние отжига при
473 К на кривые зависимости
«истинное напряжение — истин-
ная деформация» в нанострук-
турной Си
Рис. 8.10. Микроструктура Т1, подверг-
нутого деформации кручением

образцы имели размеры около 10 мм в диаметре, для их исследования были исполь-
зованы испытания на изгиб. Полученные результаты позволили определить пределы
текучести (от), предел прочности (ов) и максимальную величину прогиба (Д) [52].

Электронно-микроскопические исследования образцов Т1, подвергнутых дефор-
мации кручением (рис. 8.10), выявили в них средний размер зерен около 100 нм и
большеугловые разориентировки соседних зерен. На темнопольных изображениях
наблюдали сложный неоднородный контраст внутри зерен, что свидетельствует о на-
личии в них значительных упругих деформаций и сильных искажений кристалличе-
ской решетки. В процессе нагрева этих образцов, как показывает просвечивающая
электронная микроскопия, заметные структурные изменения начинаются в процес-
се отжига 250 °С и выше. Это прежде всего относится к уменьшению упругих искаже-
ний кристаллической решетки, что отчетливо наблюдается на темнопольном изобра-
жении. В этом случае измеряемый по данным снимкам средний размер зерен
становится несколько больше, хотя миграции границ зерен еще не происходит.

Рост зерен в Ъ, подвергнутом ИПД, начинается после отжига при температуре
350 °С. Границы зерен становятся более прямыми, на них часто наблюдается полос-
чатый контраст, характерный для равновесных, отожженных границ.

Результаты измерений микротвердости и испытаний на изгиб (рис. 8.11) показа-
ли, что после ИПД микротвердость и прочность Т1 достигают максимальных значе-
ний, которые более чем в три раза выше, чем в отожженном крупнозернистом состо-
янии. После последующего отжига значения Ну остаются почти постоянными до
температур 300...350 °С, но затем, выше 350 °С (температура начала роста зерен), они

Рис. 8.11. Зависимость
среднего размера зерна и
механических свойств
наноструктурного Т1 от
температуры отжига:
/-</;2-Ну;5-ов;4-от
резко уменьшаются. В то же время предел текучести от значительно уменьшается уже
после отжига при 250 °С (температура начала заметных структурных изменений).
Пластичность наноструктурного Т1, измеряемая по величине максимального проги-
ба, мала в исходном состоянии, но существенно увеличивается после отжига, состав-
ляя 0,35 мм при 250 °С, где максимальны значения Ну и предела прочности ав. Здесь
интересно отметить, что недавно значительное повышение пластичности после до-
полнительного отжига было обнаружено также в нанокристаллических сплавах, по-
лученных кристаллизацией из аморфного состояния [53, 54].

Рассмотрим теперь применение интенсивной пластической деформации к спла-
вам, где возможно достижение даже более высокой прочности вследствие формирова-
ния наряду с наноструктурой метастабильных состояний и последующего старения.

Например, в работе [55] для достижения высоких прочностных свойств А1 сплав
1420 (А1—5,5%М$-2,2%Ел—0,12%Хг) подвергали последовательно закалке, интенсив-
ной деформации кручением и старению при 120 °С. Данная температура старения
была выбрана с целью сохранить малый размер зерен, обеспечив при этом выделение
мелкодисперсных частиц вторых фаз. Структурные исследования сплава, подвергну-
того закалке, показали отсутствие в нем частиц вторых фаз, причем средний размер
зерен матричного сплава на основе А1 равнялся 10 мкм. При этом величина микро-
твердости закаленного образна составила 540 МПа (табл. 8.1).

ИПД кручением сплава 1420 привели к формированию наноструктуры со сред-
ним размером зерен 70 нм (рис. 8.12) [55], содержащей высокий уровень внутренних
упругих напряжений и сильные искажения кристаллической решетки. После ИПД
произошел значительный рост микротвердости сплава до 1750 МПа. Этот уровень
микротвердости сохранялся до температуры отжига при 150 °С в течение 30 мин.
С дальнейшим увеличением температуры отжига наблюдали значительное уменьше-
ние микротвердости образцов, связанное с релаксацией структуры и началом роста
зерен. Старение образцов при температуре 120 °С в течение 24 ч сохранило средний
размер зерен матричного сплава, но привело к выделению частиц вторых фаз, имею-
щих размер около 20 нм. При этом величина микротвердости наноструктурногс
сплава 1420 после старения увеличилась до 2300 МПа.

Весьма интересны процессы старения в сплавах системы А1—Ре, компоненты ко-
торой взаимно нерастворимы в обычном состоянии, но формируют пресыщенный
твердый раствор после интенсивной деформации (см. гл. 4) [17]. Например, сплав
А1—11 %Ре в исходном литом состоянии имел дендритную структуру, содержащую ма-
тричную фазу А1, имеющую средний размер около 15 мкм, и дендриты фазы А113Еех :
моноклинной структурой. После ИПД наблюдали однородную ультрамелкозернис-

Таблица8.1. Микротвердость, МПа, образцов
алюминиевых сплавов

Состояние материала Сплав
1420 А1—11 вес.%Ее
После закалки 540 —
После интенсивной деформации 1750 1700
После старения 2300 3020
а б

Рис. 8.12. Микрофотография структуры алюминиевого сплава 1420 после закалки и ИПД кру-
чением:

а — светлопольное изображение и картина микродифракции; б — темнопольное изображение

тую структуру, в которой А1 матрица имела средний размер зерен около 100 нм, а фаза
А113Ре4 была однородно распределена в виде отдельных частиц с размером 0,3-1 мкм.
Энергодисперсионный рентгеновский анализ А1 матрицы показал, что она содержит
дополнительно 0,89 ат. % Ре в твердом растворе (рис. 8.13, а), в то время как в части-
цах фазы А1|3Ре4 содержание Ре было 22,6 ат. % (рис. 8.13, б).

Величина микротвердости сплава в исходном литом состоянии была 750 МПа, но
после ИПД составила 1700 МПа и значительно повысилась после отжига при 100 °С
в течение 5 ч (см. табл. 8.1), свидетельствуя об интенсивном старении сплава. При
этом уровень микротвердости в сплаве А1-11%Ре превысил 3000 МПа, что является
рекордным для А1 сплавов.

Рассмотренные выше экспериментальные данные о механических свойствах на-
ноструктурных материалов демонстрируют ряд особенностей их деформационного
поведения при комнатной температуре. Это, во-первых, высокое значение предела
текучести и, во-вторых, слабое деформационное упрочнение на стадии пластическо-
го течения образцов. Анализ свидетельствует, что природа этого эффекта может быть

Рис. 8.13. Энергодисперсионные рентгеновские спектры сплава А1—11%Ге, подвергнутого де-
формации кручением:

а — спектр от матрицы; б — спектр от частицы А113Ре4
связана с активизацией процессов возврата на границах зерен при деформации нано-
структурных металлических материалов. Ускоренная диффузия, которая приводит к
активизации процессов возврата на границах зерен, может быть ответственной за на-
блюдаемое отсутствие заметного упрочнения на стадии пластического течения при
деформации наноструктурных металлов. С другой стороны, высокое значение преде-
ла текучести очевидно обусловлено трудностью генерации дислокаций в неравновес-
ных границах зерен наноструктурных металлов.

Рассмотренные положения справедливы для анализа механического поведения и
другого рассмотренного материала — наноструктурного Т1 [24, 29]. В этом случае так-
же обнаружена сильная зависимость предела текучести не только от размера зерен,
но и состояния границ. После нагрева до 300 °С, хотя размер зерен мало изменился,
значение предела текучести значительно уменьшилось. Это можно объяснить изме-
нением состояния границ зерен, о чем свидетельствуют данные электронно-микро-
скопических исследований. В то же время предел прочности и микротвердость сохра-
няют свой уровень.

Из полученных результатов вытекают два важных следствия. Во-первых, стано-
вится очевидным, что известное эмпирическое соотношение Ну = Зот не выполняет-
ся в наноструктурных материалах, если исследуются исходные и отожженные после
ИПД состояния. Этот факт может быть объяснен следующим образом. Как известно,
предел текучести соответствует началу пластической деформации, но при измерени-
ях микротвердости средняя величина деформации составляет 9—10% [56]. Следова-
тельно, можно ожидать, что в случае сильного деформационного упрочнения в ото-
жженных после ИПД образцах будет существовать значительное различие в
соотношении между Ну и от в сравнении с исходными наноструктурными образца-
ми, в которых, как показал эксперимент, деформационное упрочнение незначитель-
но. Эти результаты указывают на необходимость осторожного использования соот-
ношения Ну = Зот при исследовании механических свойств нано- и
субмикрокристаллических материалов.

Во-вторых, тот факт, что величина предела текучести в наноструктурных матери-
алах может существенно варьироваться в зависимости от дефектной структуры гра-
ниц зерен при одинаковом размере зерен, указывает на необходимость учета роли
дефектной структуры границ при исследовании известного соотношения Хол-
ла-Петча, рассматривающего зависимость предела текучести от размера зерен. Оче-
видно, невниманием к структурному состоянию границ зерен можно объяснить
большую противоречивость в имеющихся данных по этой проблеме.

С практической точки зрения особый интерес имеет достижение высокопрочных
состояний в наноматериалах, которые удается получить, например, после старения
метастабильных сплавов, хотя процессы старения в наноструктурных сплавах имеют
ряд отличий от крупнокристаллических образцов [57]. Например, в наноструктурном
сплаве 1420 наблюдали формирование наиболее высокопрочного состояния, а также
происходило ускорение процессов старения. Другой особенностью наноструктур в
алюминиевых сплавах является образование новых метастабильных фаз. Например,
в несмешиваемом сплаве А1—11%Ре, подвергнутом ИПД, выявлено растворение
0,89 ат.% Ре в алюминиевой матрице, что приводит к существенному повышению
прочностных свойств сплава в результате выделения дисперсных фаз при последую-
щем старении [17].
8.3 МЕХАНИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ПРИ ПОВЫШЕННЫХ ТЕМПЕРАТУРАХ:
СВЕРХПЛАСТИЧНОСТЬ

Сверхпластичность материалов — это явление чрезвычайно высокой пла-
стичности, составляющей сотни и тысячи процентов удлинения при растяжении (на-
иболее «жесткой» схеме механических испытаний), наблюдающееся в поликристал-
лических материалах с размером зерен (кристаллитов) обычно менее 10 мкм при их
деформации в определенном температурно-скоростном интервале, как правило,
Т= 0,5-Н),6 Тпл (Тпл — температура плавления), и скоростях деформации 10~4-Н0-5 с-1
[32, 58].

Хорошо также известно, что сверхпластическое течение таких микрокристалли-
ческих материалов часто описывается уравнением состояния в виде:

ОвЪГьуГаХ1

е = А-- — — ,

кт \а) {е)

(8.11)

где ё — скорость деформации; А — константа; В — коэффициент зернограничной диф-
фузии; С — модуль сдвига; Ь — вектор Бюргерса; К— константа Больцмана; Т — тем-
пература испытания; а — размер зерна; Е — модуль упругости; р — экспонента, зави-
сящая от размера зерен (обычно близка к 2); о — напряжение течения, п — параметр,
обратный скоростной чувствительности напряжения течения.

Основываясь на этом уравнении состояния для сверхпластического течения,
можно было ожидать [59, 60], что уменьшение размера зерна должно привести к рез-
кому повышению сверхпластических свойств и достижению сверхпластичности при
относительно низких температурах и(или) высоких скоростях деформаций. Поэтому
развитие методов ИПД для получения наноструктурных материалов открыло новые
возможности для исследования сверхпластичности в металлических материалах, а
также дало возможность начать новые систематические экспериментальные исследо-
вания в этой области [5]. Эти исследования начались в двух направлениях: первое —
это получение объемных образцов с однородной структурой и размером зерна менее
1 мкм (уровень субмикрокристаллов) с помощью РКУ прессования или многократ-
ной ковки; второе — это получение нанокристаллических структур в образцах с малы-
ми геометрическими размерами (менее 15—20 мм), используя метод интенсивной
пластической деформации кручением.

Ниже мы рассмотрим некоторые достижения в этой области и дадим сравнитель-
ную характеристику сверхпластического поведения нескольких ультрамелкозернис-
тых сплавов, полученных двумя способами: РКУ прессованием и ИПД кручением.

Нанокристаллические сплавы. Исследование сверхпластического поведения про-
водилось для сплавов, поскольку наноструктуры обычно характеризуются низкой
стабильностью при повышенных температурах и фактически нанокристаллические
чистые металлы нестабильны иногда даже при комнатной температуре. Нанострукту-
ры в сплавах и интерметаллидах более устойчивы. Такие структуры были получены с
использованием ИПД кручением в легированном бором интерметаллидном соедине-
нии Ы13А1 (№—3,5%А1—7,8%Сг—0,6%2г—0,02%В) [61] и в алюминиевом сплаве 1420
(А1—5,5%М§—2,2%1л—0,12%2г) [62, 63]. Этот метод (см. гл. 1 и 3) имеет преимущест-
во при получении маленьких дисковых образцов (012 х 0,5 мм) с наноструктурой.
а

Рис. 8.14. Электронно-микроскопические струк-
туры сплава №3А1 после ИПД и отжига при

650 °С:

а — светлопольное изображение; б — микродифрак-
ционные картины от двух соседних зерен; в - высо-
коразрешающая фотография темнопольной грани-
цы зерен и приграничных объемов

Образцы для механических испытаний на растяжение с длиной рабочей части 1 мм
были вырезаны электроискровой резкой из дисков, подвергнутых ИПД кручением.
Испытания на растяжение проводились на специально подготовленном испытатель-
ном оборудовании с компьютерным регулированием скорости деформации [61, 63].

После ИПД кручением в интерметаллиде №3А1 было выявлено сильное измельче-
ние структуры. Средний размер зерна составил около 50 нм (см. также гл. 4). Эта ве-
личина оставалась практически неизменной после отжига при Т= 650 °С (рис. 8.14, а),
и даже после нагревало 750 °С размер зерна не превысил 100 нм. Картины микроди-
фракции, полученные от двух граничащих зерен, показывают, что для последних ха-
рактерны большеугловые разориентировки (рис. 8.14, б). Более того, наличие не-
скольких дополнительных экстрарефлексов на дифракционных картинах указывает
на изменение характера упорядочения в сплаве, подверженном отжигу при

650 °С. Электронно-микроскопические наблюдения показали, что зерна практи-
чески свободны от дислокаций, однако границы зерен все еще сохраняют их нерав-
новесный характер. Об этом свидетельствует то, что они по-прежнему не являются
плоскими на атомном уровне и содержат высокую плотность дефектов, таких как фа-
сетки и зернограничные дислокации (рис. 8.14, в). Как уже отмечалось (см. гл. 4), та-
кая структура характерна для многих металлов после ИПД кручением.

При температуре 650 °С наноструктурный сплав М13А1 проявил сверхпластическое
поведение (вид образца Г\Н3А1 после испытаний показан на рис. 8.15). Для сравнения
на рис. 8.15 представлен также исходный (до испытания) образец. Из данного рисун-
ка становится очевидным, что нанокристаллические образцы проявляют очень высо-
кую пластичность при растяжении (несколько сотен процентов до разрушения) без
видимого образования макроскопической шейки. Это подтверждает проявление
сверхпластического поведения, однако в нанокристаллах последнее имеет некоторые
необычные характеристики.
Рис. 8.15. Вид наноструктурных образцов
ГЧ13А1 до и после растяжения со скоростью
10-3 с"1 при Т= 650 °С (удлинение 300%) и
при Т = 725 °С (удлинение 560%)

В частности, кривые «напряжение—деформация» для наноструктурного №3А1 при
скорости деформации 10-3 с-1 и Т= 650 °С, 750 °С имеют обширные участки дефор-
мационного упрочнения при обеих температурах с максимальными напряжениями
течения, достигающими 0,9—1,5 ГПа [61]. Полученные значения весьма высоки для
интерметаллидов Ы13А1. Было также обнаружено необычное влияние термической
обработки на поведение данного сплава при растяжении. Так, отжиг в течение 1 мин
при температуре 750 °С в среде аргона перед испытанием на растяжение привел к то-
му, что образец не проявил сверхпластического поведения даже при отсутствии роста
зерна.

Следует отметить, что сверпластичность в наноструктурном сплаве ЬИ3А1 наблю-
далась при температурах более чем на 400 °С низких по сравнению с микрокристал-
лическим №3А1 [64]. Для выяснения механизмов необычного сверхпластичного по-
ведения наноструктурного №3А1 был проведен ряд специальных исследований
методом просвечивающей электронной микроскопии, в том числе высокоразрешаю-
щей, для чего были подготовлены фольги, взятые с участка рабочей части образца
№3А1, деформация которого была проведена при 650 °С и составила 300% (см.
рис. 8.15).

Хотя во время деформации и происходил некоторый рост зерен, их средний раз-
мер оставался менее 100 нм (рис. 8.16, а). Зерна не были удлинены и не удалось обна-
ружить какого-либо свидетельства дислокационной активности внутри зерен, хотя
тщательные исследования были проведены с помощью высокоразрешающей элек-
тронной микроскопии границ двойников отжига (рис. 8.16, б), которые образовались
в некоторых зернах ИПД сплава при его нагреве перед деформацией. Подобные
двойниковые границы известны своей способностью легко захватывать и сохранять
решеточные дислокации [65]. Однако выявить дислокации в этих внутренних грани-
цах раздела не удалось. Эти эксперименты согласуются с теоретическими расчетами,
демонстрирующими трудность аккомодации зернограничного проскальзывания пу-
тем генерации решеточных дислокаций в нанозернах во время сверхпластической де-
формации [66]. Очевидно, что сверхпластическая деформация наноматериалов про-
исходит в результате зернограничного проскальзывания и некоторой диффузионной
аккомодации без видимой дислокационной активности в зернах.
Рис. 8.16. Фотографии наноструктурного №3А1:

а — светлопольное электронно-микроскопическое изображение; б — высокоразрешающая фотография
двойниковых границ

Явление низкотемпературной сверхпластичности наблюдали также и в ряде алю-
миниевых нанокристаллических сплавов [67], например, наноструктурных алюми-
ниевых сплавах 1420 и 1421, полученных интенсивной пластической деформацией
кручением под высоким давлением (6 ГПа, 5 оборотов),

Из типичных фотографий структуры в алюминиевом сплаве 1420, подвергнутом
закалке с последующим ИПД кручением (см. рис. 8.12), видно, что образцы характе-
ризуются ультрамелкозернистой структурой со средним размером зерен менее 100 нм.
Вместе с тем, как было показано выше в гл. 6, при нагреве нанокристаллических ма-
териалов обычно наблюдаются релаксационные процессы, ведущие к началу роста
зерен. В частности, типичные фотографии структуры, представленные на рис. 8.17,
свидетельствуют, что после отжига при температуре 300 °С в течение 5 мин в алюми-
ниевых сплавах 1420 и 1421 наблюдается равноосная зеренная структура со средним

Рис. 8.17. Типичные фотографии структуры сплавов 1420 и 1421, подвергнутых закалке, ИПЛ
кручением и отжигу при температуре 300 °С в течение 5 мин:

а — сплава 1420; б — сплава 1421
Рис. 8.18. Вид образцов нанокристаллических сплавов (л) 1420 и 1421 (б) после растяжения

размером зерен, не превышающим 300 нм. Отсутствие интенсивного роста зерен при
нагреве до температуры 300 °С связано, очевидно, с присутствием в структуре мелко-
дисперсных частиц А138с и А132х с размером менее 20—30 нм, которые тормозят миг-
рацию границ зерен. Этому способствует также присутствие выделений фазы
А12Ь1М§, которые располагаются в основном на границах зерен в тройных стыках,
имея средний размер 200—300 нм, сопоставимый со средним размером зерен матрич-
ного сплава.

Образцы до и после испытаний при различных температурах показаны на
рис. 8.18. Для последних характерно равномерное удлинение без образования шейки,
что является характерной чертой сверхпластического поведения. Другой очень важ-
ной чертой является форма кривых деформации, где наблюдалось значительное де-
формационное упрочнение при всех скоростях деформации, причем деформационное
упрочнение было более высоким, когда скорость деформации была выше. Отметим
также, данный сплав демонстрирует сверхпластичность при очень высоких скоростях
деформации до 5 х 10”1 с-1 и относительно низкой температуре 300 °С [63].

Субмикрокристаллические сплавы. Недавние исследования показали, что исполь-
зование РКУ прессования не только значительно понижает температуру сверхплас-
тического течения, но и также приводит к высокоскоростной сверхпластичности
к высокоскоростной сверхпластичности относится проявление сверхпластичности
при скоростях деформации более 10-2 с-1 [58] в субмикрокристаллических сплавах,
имеющих размер зерна 0,5— 1,0 мкм. Этот эффект впервые был показан Р.З. Валиевым
с соавторами [68] на двух промышленных алюминиевых сплавах, и позднее его на-
блюдали на целой группе материалов [67, 69, 70 и др.]. Рассмотрим для примера ха-
рактеристики сверхпластичности в субмикрокристаллических сплавах 1420 и 1421,
полученных равноканальным угловым прессованием [67, 70].

Электронно-микроскопические исследования структуры алюминиевых сплавов
1420 и 1421 после закалки и РКУ прессования по оптимальному режиму (температу-
ра прессования 370 °С, 10 проходов) выявили в них сильное измельчение структуры
вплоть до среднего размера зерен матрицы 0,7-0,8 мкм и 0,3-0,4 мкм соответствен-
но (рис. 8.19). При этом изучение спектра разориентировок выявило формирование
преимущественно высокоугловых границ зерен (с углами более 30°) как в попереч-
ном сечении, так и в сечении вдоль оси РКУ прессования (рис. 8.20).
а б

Рис. 8.19. Типичные фотографии структур алюминиевых сплавов 1420 и 1421 после закалки и

РКУ прессования при температуре 370 °С:
а — сплав 1420; б — сплав 1421

Другой важной особенностью для обоих сплавов явилось наличие в структуре
множества частиц вторых фаз. Как в сплаве 1420, так и в сплаве 1421 были выявлены
частицы А12ЫМ§ фазы с объемной долей 10—20% и средним размером 0,3—0,5 мкм
(см. рис. 8.19, а, темные частицы). Наличие подобной фазы в образцах сплава 1420,
подвергнутых РКУ прессованию, ранее было установлено Р.К. Исламгалиевым с со-
авторами в работе [71] при исследованиях методами дифференциальной сканирую-
щей калориметрии и энергодисперсионного анализа.

При 1п 8Йи нагреве непосредственно в колонне просвечивающего электронного
микроскопа в микроструктуре образцов после РКУ прессования при температуре 270 °С
дополнительно наблюдали начало выделения частиц А1Ы фазы с размером до 100 нм
преимущественно вблизи тройных стыков и границ зерен (рис. 8.21, светлые части-
цы). Последующий нагрев до 400 °С привел к значительному увеличению их объем-

Рис. 8.20. Спектр разориентировок в сплаве 1420, подвергнутом РКУ прессованию при
Т = 370 °С (10 проходов):

а — поперечное сечение; б — сечение вдоль оси прессования

б
б

Рис. 8.21. Микроструктуры, наблюдаемые при т нагреве в образцах, подвергнутых РКУ
прессованию:

а, б— сплав 1420; в, г — сплав 1421 при 270 °С (левая колонна) и 400 °С (правая колонна)

ной доли и заметному укрупнению до 0,4 мкм и более, однако заметного роста зерен
матрицы в обоих сплавах не произошло. Следует отметить, что в сплаве 1421 после
РКУ прессования наблюдали наличие дополнительных выделений размером менее
20 нм (см. рис. 8.19, б, указаны стрелками). Энергодисперсионный анализ показал,
что эти частицы имеют сложный химический состав [71]. Этот и другие анализы вы-
явили увеличение содержания 8с и Хг, помимо увеличенного содержания М§, что ти-
пично для этих сплавов [72]. Переменные составы такого типа часто наблюдаются в
алюминиевых сплавах [73] и могут быть обозначены А1(М§, 8с, 2г)х.

В результате механических испытаний на растяжение ультрамелкозернистые об-
разцы сплавов 1420 и 1421 продемонстрировали высокоскоростную сверхпластич-
ность при относительно низкой температуре (рис. 8.22). Так, максимальное удлине-
ние до разрушения 1620% наблюдали в сплаве 1420 при температуре 400 °С и
а

Рис. 8.22. Внешний вид образцов УМЗ сплавов 1420 и 1421, полученных РКУ прессованием,
после механических испытаний на растяжение

начальной скорости деформации 10~2 с-1. В сплаве 1421 при той же температуре так-
же была выявлена высокоскоростная сверхпластичность с удлинением до разруше-
ния более 1500% при скорости деформации 10-1 с-1.

Следует отметить важную роль присутствия скандия в сплаве 1421. Во-первых, при
одних и тех же режимах РКУ прессования в сплаве 1421, где присутствовали 8с содер-
жащие частицы, удалось сформировать более мелкую структуру, чем в сплаве 1420. Во-
вторых, наличие данных частиц очевидно сдерживало рост зерен в процессе сверхпла-
стической деформации, тем самым способствуя достижению максимального
удлинения при более высокой скорости деформации по сравнению со сплавом 1420.

Внешний вид образцов после механических испытаний на растяжение при темпе-
ратуре 400 °С свидетельствовал об однородном удлинении без образования видимой
шейки, что является характерным признаком сверхпластической деформации (см.
рис. 8.22). Коэффициент скоростной чувствительности напряжения течения, полу-
ченный методом переключения скоростей для сплава 1420 составил т — 0,45, что
обычно ассоциируется с развитием зернограничного проскальзывания, тогда как для
сплава 1421 значение коэффициента т при большей скорости деформации 10-1 с-1
равнялось 0,22, что ниже, чем для обычной структурной сверхпластичности, где час-
то т ~ 0,5. Здесь можно отметить, что пониженные значения коэффициента т при
аналогичных скоростях деформации наблюдали также для сплавов А1—0,2% -
0,5%М§ после РКУ прессования [74].

Изучение деформационного рельефа в растровом электронном микроскопе для
образцов сплавов 1420 и 1421, деформированных растяжением на 200% и дополни-
тельно на 20% при температуре 400 °С с начальной скоростью деформации 10~2 с-1
после РКУ прессования показало, что многие маркеры — риски смещены в местах,
где они пересекают границы зерен, свидетельствуя о прохождении зернограничного
проскальзывания (рис. 8.23) [70].

Вместе с тем детальное изучение показало, что ЗГП происходит неоднородно.
При этом наблюдается смещение рисок как на границах индивидуальных зерен, так
и на границах между группами зерен. Была обнаружена также зависимость величины
ЗГП от размера группы зерен, на границе которых происходит смещение рисок. Так.
экспериментальные результаты свидетельствуют, что для размеров ансамбля -1 мкм
вклад в общую деформацию достигает -80% и -85% соответственно для сплавов 1420
и 1421. При этом вклад ЗГП, вносимый скольжением ансамблей зерен со средним
Рис. 8.23. Микрофотографии, полученные в РЭМ, наглядно демонстрирующие развитие зерно-
граничного проскальзывания в подвергнутых РКУ прессованию образцах сплавов 1420 (а, б) и
1421 (в, г) во время испытаний на растяжение при температуре 400 °С и начальной скорости де-
формации 10-2 с”1 (оси растяжения совпадают с вертикалью)

размером 4—5 мкм, снижается до 25—30%. Тем самым полученные результаты под-
тверждают, что ЗГП играет очень важную роль при деформации УМЗ сплавов 1420 и
1421 в условиях высокоскоростной сверхпластичности.

Другим классическим двухфазным сверхпластическим материалом является эв-
тектоидный сплав 2п—22%А1, демонстрирующий при оптимальных температурно-
скоростных условиях деформации (температура 250 °С, скорость деформации
10-3 с-1) удлинение при испытаниях на растяжение свыше 2000% [43]. Обычно сверх-
пластичность в этом сплаве достигается при размере зерен, лежащем в области 1—5
мкм. С целью исследования влияния наноструктуры на сверхпластическое поведение
образцы сплава были подвергнуты двум различным схемам ИПД: РКУ прессованию
и деформации кручением.

Сплав 7п—22%А1, подвергнутый РКУ прессованию, имел средний размер зерен
около 0,5 мкм и продемонстрировал высокие сверхпластические свойства при очень
высоких скоростях деформации [75] (табл. 8.2). Как видно из таблицы, при скорости
деформации порядка 3,3 х 10-1 с"1 в сплаве, подвергнутом РКУ прессованию, были
достигнуты очень большие удлинения до 1540%, тогда как в сплаве, имеющем мик-
розернистую структуру, максимальные удлинения наблюдались при скорости дефор-
мации 10-3 с-1 [43].
Таблица 8.2. Максимальные удлинения сплава Хп—22%А1, подвергнутого РКУ
прессованию, после растяжения в различных условиях испытаний

Температура испытаний, °С Удлинение сплава, %, при скорости деформации, с-1
3,3 X 10-4 3,3 х 10~3 3,3 X 10-2 3,3 х 10-'
100 450 — — —
150 700 940 — —
200 - - 1900 1540

С целью достижения наименьшего размера зерен образцы сплава 7п-22%А1 были
также подвергнуты закалке с последующей деформацией кручением. Эта процедура
привела к формированию двухфазной нанодуплексной структуры со средним разме-
ром зерен около 80 нм (см. рис. 4.57) [76—77]. Вместе с тем энергодисперсионный
анализ показал изменение химического состава обеих фаз. Так, было обнаружено,
что содержание Хп в А1 фазе достигало 10%, что примерно в 5 раз выше, чем в равно-
весном состоянии. Сверхпластическое поведение этих образцов наблюдалось при
температуре 120 °С и скорости деформации 10~4 с-1. Тем не менее величина удлине-
ния до разрушения была относительно невелика и составила 280%. Для сравнения:
этот же сплав со средним размером зерен 0,5 мкм, полученный РКУ прессованием,
при испытаниях в этих же температурно-скоростных режимах продемонстрировал
удлинение свыше 600%.

Итак, в случае наноструктурных материалов важными моментами являются про-
явление сверхпластичности при температурах существенно ниже, чем это наблюдает-
ся в микрокристаллических сплавах, а также возможность реализации сверхпластич-
ности при высоких скоростях деформации. Природа этих эффектов обсуждалась в
работах [5, 98], где показано, что неравновесные состояния границ зерен в нано-
структурных материалах, приводя к ускорению динамических процессов на границах,
могут вести к существенному уменьшению температуры сверхпластической деформа-
ции. Более того, границы зерен, содержащие захваченные решеточные дислокации,
могут непосредственно облегчать зернограничное проскальзывание [78].

В то же время влияние среднего размера зерен на сверхпластическое поведение
наноструктурных сплавов, как показали вышеприведенные экспериментальные ре-
зультаты, не является однозначным. Так, образцы сплава Хп—22%А1, подвергнутые
РКУ прессованию и имеющие средний размер зерен около 0,5 мкм, продемонстри-
ровали высокие сверхпластические свойства. Вместе с тем уровень сверхпластичес-
ких свойств этого же сплава в нанокристаллическом состоянии со средним размером
зерен 80 нм был гораздо ниже. Аналогичную тенденцию проявил сплав М13А1(Сг), ле-
гированный В, который в нанокристаллическом состоянии продемонстрировал
сверхпластическое поведение при температуре 650 °С, что существенно ниже темпе-
ратуры 1150 °С, наблюдаемой в мелкозернистом образце [64]. Тем не менее величина
удлинения до разрушения оказалась равной только около 400% при величине напря-
жения течения 1500 МПа.

Полученные результаты свидетельствуют, что уменьшение среднего размера зерен
до 100-300 нм приводит к повышению сверхпластических свойств, но роль дальнем-
шего измельчения зерен в проявлении эффекта сверхпластичности требует, очевид-
но, более тщательных исследований.

В частности, в [66] было отмечено, что генерация дислокаций в нанозернах может
быть затруднена, и это ведет к торможению аккомодационно-дислокационных про-
цессов. В этой связи можно ожидать снижения уровня сверхпластических свойств в
нанокристаллических материалах с размером зерен меньше некоторого критическо-
го значения. В то же время в нанокристаллическом 2п—22%А1 было выявлено изме-
нение химического состава 2п и А1 фаз, что также могло привести к снижению сверх-
пластических свойств. К тому же нужно отметить атомное разупорядочение в сплаве
Ы13А1(Сг), подвергнутом ИПД, что также могло повлиять на сверхпластическое пове-
дение. Вследствие этого вопрос о возможности достижения более высоких сверхпла-
стических свойств в этих сплавах при дальнейшем уменьшении размера зерен остает-
ся открытым.

Таким образом, использование метода ИПД для получения ультрамелкозернистых
структур позволяет достичь повышенных сверхпластических свойств, а именно низко-
температурной и высокоскоростной сверхпластичности во многих сплавах. Явнокрис-
таллические сплавы проявляют повышенное сверхпластическое поведение по сравне-
нию с микрокристаллическими сплавами, хотя это поведение сопровождается
значительным деформационным упрочнением, которое, по-видимому, связано с изме-
нением деформационных механизмов за счет трудности дислокационной аккомода-
ции зернограничного скольжения в малых зернах [66].

Обнаружение сверхпластичности в ультрамелкозернистых сплавах при относи-
тельно низких температурах и очень высоких скоростях деформации указывают на
возможность значительного и эффективного повышения уровня использования
сверхпластической формовки различных промышленных сплавов с измельченной
структурой. Однако для достижения более высоких сверхпластических свойств в уль-
трамелкозернистых сплавах необходим тщательный контроль за их микроструктурой
и фазовым составом.

8.4 ЦИКЛИЧЕСКАЯ ДЕФОРМАЦИЯ И УСТАЛОСТЬ

Возможности промышленного применения наноструктурных материалов
в качестве конструкционных во многом определяются их усталостным поведением.
Усталость — характеристика циклического поведения материалов, и повышение
прочности металлов и сплавов в наноструктурном состоянии позволяет ожидать уве-
личения также их усталостной прочности. Однако, до недавнего времени было до-
вольно мало известно об усталостном поведении наноструктурных материалов и ран-
ние исследования были противоречивы [79—81]. Лишь в последние годы появились
результаты, демонстрирующие возможность значительного повышения усталостной
прочности и долговечности при создании наноструктур методами ИПД [102, 103].

Первые исследования усталостного поведения нанокристаллической Си, полу-
ченной компакгированием, были недавно проведены в работе [79]. Эти эксперимен-
ты проводились с целью исследования стабильности внутренней структуры при по-
вторяющихся сжимающих нагружениях. Как известно, эволюция микроструктуры
при усталостных испытаниях происходит в первую очередь благодаря движению дис-
локаций в прямом и обратном направлениях. В этом смысле циклические испытания
на растяжение и сжатие представляются подходящими для исследования таких ос-
новных усталостных свойств, какими являются циклическое упрочнение и эффект
Баушингера. Исследования этих явлений имеют целью установить механизмы де-
формации в наноструктурных материалах.

Подробное исследование усталостного поведения Си после РКУ прессования бы-
ло выполнено в работе [81]. Циклические испытания на растяжение-сжатие проводи-
ли при амплитудах деформации в интервале 10“4ч-10_3 при комнатной температуре.

Циклические кривые для нескольких образцов после РКУ прессования и отжига
приведены на рис. 8.24. Видно, что для всех образцов наблюдается стадия насыще-
ния. Однако значения напряжения насыщения ан значительно различаются в зави-
симости от характера термообработки. Образцы, отожженные при 773 К, проявляют
циклическое поведение, характерное для обычной поли кристаллической Си. При
этом значение ан, равное ПО МПа, обычно наблюдается в Си поликристаллах
[82-84].

Испытания нескольких наноструктурных образцов при различных амплитудах де-
формации показали примерно равные величины напряжения насыщения он около
250 МПа (рис. 8.24, а). После кратковременного отжига при 473 К ан также уменьша-
ется и его значение достигает 150 МПа. Тем не менее, это значение заметно выше,
чем то, которое соответствует относительно крупнокристаллической Си.

Отличия в амплитудах напряжения течения при насыщении для различных образ-
цов указывают на формирование разных дислокационных структур и различные ме-
ханизмы упрочнения. Хотя известно, что для холоднодеформируемой Си характерно
быстрое разупрочнение на раннем этапе усталостных испытаний [85], исследованные
наноструктурные образцы, полученные ИПД, слегка упрочнились при циклических
испытаниях.

Значительные различия в поведении наноструктурных и крупнокристаллических
материалов видны также на рис. 8.24, 5, показывающем изменения энергетического
параметра Баушингера РЕ по отношению к степени накопленной пластической де-
формации.

Рис. 8.24. Кривые циклического упрочнения (а) и энергетического параметра Баушингера рЕ (б)
в зависимости от накопленной пластической деформации для наноструктурной Си после ИПД
и отжига:

7, 2 — исходное состояние; 3, 4 — состояние после отжига при температурах соответственно 473 и
773 К, 2 ч
При этом величину рЕ определяли как [81]

гОрДЕад- <я!е

Рцикл
е =-------?---------’ (8.12)

Ф ОЙЕ

ЦИКЛ

где ор — максимальное значение напряжения, достигнутое во время растяжения и
сжатия за цикл усталостных испытаний; Депл = сопз! - амплитуда пластической де-
формации за цикл, задаваемая в интервале 4 х 10-4-И х 10“3.

В крупнокристаллических образцах параметр рЕ достигает максимального значе-
ния во время стадии быстрого упрочнения, обычно ассоциирующейся с формирова-
нием развитой дислокационной структуры в Си [86, 87]. Максимальное значение рЕ
обычно совпадает с завершением стадии быстрого упрочнения, и это можно интер-
претировать как начало стадии зарождения устойчивых полос скольжения [86-88].
Затем РЕ постепенно уменьшается с увеличением деформации. Такое поведение от-
личается от характерного для наноструктурных материалов, где РЕ остается пример-
но постоянным во время стадии насыщения вплоть до стадии зарождения трещин.

Общепринято, что эффект Баушингера связан с наличием обратных напряжений,
создаваемых дислокационными скоплениями. По этой причине увеличение РЕ в на-
чале деформации крупнокристаллических материалов можно отнести к увеличению
плотности дислокаций во время циклического упрочнения. Уменьшение величины
РЕ (см. рис. 8.24, б, кривая 4) объясняется появлением низкоэнергетических дислока-
ционных конфигураций в форме устойчивых полос скольжения.

В случае наноструктурных материалов исследования с помощью оптической ми-
кроскопии не позволили обнаружить локализацию деформации вплоть до очень
поздних стадий циклической деформации. Более того, значение рЕ остается постоян-
ным с самого начала циклической деформации. Это означает, что обратные напряже-
ния в этих материалах не изменяются при циклической деформации, что само по се-
бе необычно для усталостного поведения материалов. Тем не менее, как видно из рис.
8.24, а, наблюдается некоторое циклическое упрочнение в наноструктурных матери-
алах, что свидетельствует об увеличении внутренних напряжений.

Следует иметь в виду, что только внутренние напряжения, обусловленные дисло-
кационными скоплениями, вносят вклад в эффект Баушингера. В то же время суще-
ствует много других дислокационных механизмов, которые могут быть ответственны
за внутренние напряжения.

Величина усредненного энергетического параметра РЕ в наноструктурном образ-
це после кратковременного отжига больше, чем в крупнокристаллическом образце и
неотожженном наноструктурном образце, который обладает большей запасенной
энергией. Следует отметить, что усредненное значение рЕ в наноструктурном образ-
це, подвергнутом кратковременному отжигу, увеличивается с накоплением деформа-
ции на стадии быстрого упрочнения. Такое поведение подобно поведению крупно-
кристаллической Си. В то же время оно довольно сильно отличается от
соответствующего поведения неотожженных наноструктурных образцов. Для него
характерны ясно различимые флуктуации от начала до окончания циклической де-
формации. Причина этого пока не ясна.
К настоящему времени выполнен ряд экспериментов, указывающих на то, что ма-
териалы, предварительно сильно деформированные растяжением или сжатием, при
последующем циклическом деформировании разупрочняются [83, 89, 90]. Обобще-
ние этих наблюдений по отношению к размеру ячеек показало, что циклическое
разупрочнение будет наблюдаться в том случае, когда размер ячеек, образовавшихся
на стадии насыщения при циклическом деформировании, больше того, который су-
ществовал в материале до начала циклической деформации [89]. С другой стороны,
если установившийся размер ячеек меньше, чем в исходном материале, наблюдается
упрочнение. Также был сделан вывод, что установившийся размер ячеек не зависит
от исходного состояния металла.

Размер зерна в наноструктурной Си, исследованной в работе [81], намного мень-
ше, чем типичный размер ячеек, равный 0,5 мкм, в поликристаллической Си, под-
вергнутой усталостным испытаниям [83, 84, 89]. Это говорит об ограниченной при-
менимости данной концепции для исследования усталостного поведения
наноструктурных материалов. Более того, в работе [91] показано, что в режиме низ-
ких амплитуд размер зерна меньше критического значения, равного 85 мкм, не ока-
зывает влияния на напряжение циклической деформации. Напряжение насыщения
для наноструктурного образца, отожженного при 773 К, соответствует значению, ха-
рактерному для Си поликристаллов, испытанных при той же самой амплитуде плас-
тической деформации [91]. В отличие от вышеупомянутых закономерностей, в слу-
чае, когда размер зерна оказывается значительно меньше критического, наблюдается
значительно более высокое напряжение насыщения.

В начале циклической деформации наноструктурные материалы проявляют зна-
чительно менее короткую стадию быстрого упрочнения по сравнению с обычными
поликристаллами. Тем не менее, на рис. 8.25, кривая 1 и 8.26 некоторое упрочнение
заметно. Для полученных кривых характерно экспоненциальное упрочнение

<7=ат + Ле"пл’ (813)

где Оу — напряжение течения; ат — предел текучести; кип — константы материала.
В табл. 8.3 представлены параметры кривых циклического упрочнения, полученные

Накопленная пластическая деформация

Рис. 8.25. Быстрое упрочнение в нано-
структурной Си в исходном состоянии и
после отжига:

7 — исходное состояние; 2, 3— отожженные
при температурах соответственно 473 К
3 мин и 777 К, 2 ч
Рис. 8.26. Петли гистерезиса для нанострук-
турной Си, циклически деформированной до
насыщения в исходном состоянии и после от-
жига; епл =5:

1 — исходное состояние; 2, 3 - отожженные при
температурах соответственно 473 К и 773 К

в результате нелинейного регрессионного анализа [81]. Экспоненты упрочнения п в
наноструктурных образцах оказались равными 0,12. Это меньше, чем в обычной
крупнокристаллической Си, где п ~ 0,40 (см. табл. 8.3 и рис. 8.25).

Одинаковые значения п для наноструктурных образцов, имеющих одинаковый
размер зерен до и после кратковременного отжига, показывают, что механизмы цик-
лического упрочнения в этих материалах могут быть подобны. Поскольку п различно
в материалах с различным размером зерен и нечувствительно к состоянию границ зе-
рен в наноструктурных материалах, имеет смысл предположить, что циклическое уп-
рочнение контролируется скорее размером зерен, чем состоянием границ зерен. Тем
не менее детали механизма циклического упрочнения в наноструктурных материалах
остаются неясными.

Сравнивая поведение наноструктурной Си в исходном (после РКУ прессования)
состоянии и после кратковременного отжига, можно отметить, что до тех пор, пока
средний размер зерен остается неизменным, различия в усталостных свойствах объ-
ясняются различной структурой границ зерен. Крайне неравновесные границы зе-
рен, содержащие хаотичные внесенные зернограничные дислокации, приводят к по-
явлению высоких внутренних напряжений в зернах, что приводит к упругим
искажениям кристаллической решетки [92, 93].

Таблица 8.3. Параметры кривых циклического упрочнения наноструктурной Си

Состояние образца Напряжение насыщения он, МПа Энергетический параметр РЕ на установившейся стадии Предел текучести от, МПа Экспо- ненциальный фактор к, МПа Экспонента упрочнения п
Исходное 255±5 1,42±0,02 220±10 17 ±2 0,12±0,03
После отжига при 473 К 150±5 1,8±0,1 110±3 22±3 0,12±0,02
После отжига при 773 К 105±2 0,50±0,02 30±2 51±5 0,40±0,06
Следовательно, в наноструктурных материалах до и после кратковременного от-
жига состояние как границ, так и тел зерен различно. Понимание данного факта важ-
но для интерпретации необычного усталостного поведения наноструктурных мате-
риалов.

Следуя [81], можно объяснить повышенные значения напряжения насыщения он
и пониженные значения РЕ в исходных образцах по сравнению с отожженными. На-
пряжение течения от, требуемое для продолжения деформации, может быть пред-
ставлено в виде

а^Оо + о,, (8.14)

где а0 — напряжения, необходимые для преодоления сопротивления со стороны мат-
рицы; сг - внутренние напряжения, которые часто ассоциируются с дальнодейству-
ющими напряжениями со стороны дислокационных скоплений вблизи границ зерен
в поликристаллах.

Высокие значения а0, связанные с искажениями кристаллической решетки в ис-
ходном наноструктурном образце, определяют высокое значение напряжения насы-
щения. Тем не менее напряжения от скоплений дислокаций на границах зерен могут
не возрастать из-за аккомодационных процессов на неравновесных границах зерен.
Можно предположить, что неравновесные аморфноподобные границы зерен эффек-
тивно поглощают решеточные дислокации. Таким образом, увеличения полей напря-
жений не происходит и РЕ остается постоянным при циклической деформации.

Другая ситуация складывается в случае отожженных наноструктурных материалов
с обычными, релаксированными границами зерен. В этом случае скопившиеся у ре-
лаксированных границ зерен дислокации значительно увеличивают поля напряже-
ний и, следовательно, увеличивают значения РЕ. Следовательно, накопление дисло-
каций на ранних стадиях циклической деформации является ответственным за
быстрое упрочнение и постепенное увеличение среднего значения [3Е в нанострук-
турной Си после кратковременного отжига.

Известно, что усталостные свойства коррелируют с формой петли гистерезиса при
циклических испытаниях 187, 94]. Это утверждение становится более очевидным, ес-
ли учесть, что энергетический параметр Баушингера связан с упругой энергией, запа-
саемой в образце во время циклической деформации. Более наглядным является ана-
лиз формы петли гистерезиса за цикл испытаний при сравнимых амплитудах
деформации. При этом, чем выше среднее значение энергетического параметра, тем
лучше усталостные свойства.

На рис. 8.26 представлены гистерезисные петли для всех трех типов материалов,
деформированных циклически до насыщения при епл = 5.

Образцы, отожженные при 773 К, характеризуются петлями гистерезиса, форма
которых типична для обычной поликристаллической Си. В то же время нанострук-
турные материалы проявляют намного более выраженные петли гистерезиса и, сле-
довательно, лучшие усталостные свойства по сравнению с крупнокристаллическими
поликристаллами.

Количественные различия в форме петель гистерезиса отражаются в величине па-
раметра РЕ (см. рис. 8.24, б). Следовательно, поскольку доля упругой энергии, запа-
сенной за 1 цикл, самая маленькая в наноструктурных образцах, подвергнутых крат-
повременному отжигу при 473 К, можно утверждать, что этот материал обладает са-
мыми лучшими усталостными свойствами среди исследованных состояний. Тем не
менее при анализе усталостного поведения мы должны помнить, что, как только про-
изойдет зарождение трещины, именно она будет определять распределение напряже-
ний. В резульате при анализе усталостного поведения следует принимать во внима-
ние процессы зарождения и распространения трещин.

Таким образом, проведенные в [81] усталостные испытания показали, что нано-
структурная Си проявляет необычные усталостные свойства, обусловленные как ма-
лым размером зерен, так и специфическим неравновесным состоянием границ зерен.

Полученные результаты можно суммировать следующим образом:

• наноструктурная Си проявляет ярко выраженную стадию насыщения;

• во время циклической деформации не наблюдается циклического разупрочнения;

• по сравнению с обычными поликристаллами наноструктурные материалы обла-
дают более высоким напряжением насыщения и значительным эффектом Бау-
шингера;

• усталостные свойства зависят от внутренней структуры наноматериалов, на кото-
рую сильно влияет термическая обработка;

• напряжение насыщения уменьшается, а энергетический параметр Баушингера
увеличивается после кратковременного 3-минутного отжига при 473 К, что явля-
ется результатом возврата в неравновесных границах зерен.

В противоположность этому в работе [80] Си после РКУ прессования проявляла цик-
лическое разупрочнение, похожее на поведение обычной холоднодеформированной
Си. Для установления причин этих различий усталостного поведения Си после РКУ
прессования, специальное исследование было проведено в работе [95]. Как отмеча-
лось в гл. 4, в зависимости от режимов РКУ прессования могут быть получены раз-
личные типы наноструктур, существенно отличающиеся однородностью по образцу
и разориентировкам формирующихся зерен. Этот подход был использован в [95], где
было изучено сравнительное поведение двух видов образцов РКУ Си: одного — с
весьма однородной ультрамелкозернистой, а другого — с наличием полосовых струк-
тур, где зерна были удлинены и присутствовали фрагменты с малоугловыми граница-
ми. Усталостные испытания показали, что в первом образце при постоянной ампли-
туде деформаций наблюдается стадия циклического насыщения, а во втором образце
— циклическое разупрочнение. Значительно различались также значения параметра
энергии Баушингера, а также картины локализации деформации и поверхностной
морфологии. Полученные результаты демонстрируют существенное влияние типа
наноструктур, формирующихся при интенсивных деформациях, на усталостное по-
ведение, и этот вопрос требует дальнейших исследований.

Обзоры недавних работ по усталостному поведению наноструктурных материалов
представлены также в публикациях [103, 105, 106].
Список используемой литературы

1. 31е^е1 К. И< — Iп: Ргос. оГ Фе КАТО А81, Месйатса! ргорегНез оГиДгаГше-^гатес!

таГепак (ЕсК М. Ка^ам, О.М. Рагкт, Н. 61ейег). - ОогскесЫ: Во$1оп; Еопдоп:
К1и\уегу НеаФ РиЫ., 1993. V. 233. Р. 509.

2. Морохов И.Д., Трусов Л. Д.. Лаповок В.И. Физические явления в ультрадисперс-
ных средах. - М.: Наука, 1984. 472 с.

3. МееНтап З.К. Ц Ма1ег. 8Ы. Еогит, 1993. V. 243-245. Р. 767.

4. СИокзИ!А.Н., МикИеуее А.К., Ьап§Поп Т.6. // Магег. 8с1. Еп§., 1993. V. ИЛО. Р. 237.

5. Валиев Р.З., Александров И.В. Наноструктурные материалы, полученные ин-
тенсивной пластической деформацией. — М.: Логос, 2000. 272 с.

6. 61еПег Н. // Рго§ге$8 МаХег. 8с1, 1989. V. 33. Р. 223.

7. КосИ С.С., СИо УЗ. // КапоЗГгисШгед МаХепак, 1992. V. ЕР. 207.

8. СИокзИ! А.Н., КозепА., КагсИ 3., 61еИег Н. // 8спрХа МеХаП., 1989. V. 23. Р. 1679.

9. СИг1з1тап Т., За'т М. // 8спрХа МеЕ, 1991. V. 25. Р. 767.

10. И1етап 6. ИС, \Уеег1тап З.К., 31е$а1 К. ИС // 8спрХа МеХаП., 1989. V. 23. Р. 2013.

11. Е1-ЗИег1кА.М., ЕгЬ 13., Ра1итЬо 6., Айз! К.Т. // 8спрХа МеХаП., 1992. V. 27. Р. 1185.

12. УаПеу К.7., Ког&икоу А.У., Ми1уикоу К.К. // Махег. 8с1. Еп§. 1993. А 186. Р. 141.

13. УаПеу К.7., Кгаз11п1коу Ы.А., Тзепеу И.К. // МаХег. 8с1. Еп§., 1991. А 137. Р. 35.

14. Валиев Р.З., Кайбышев О.А., Кузнецова Р.И. и др. // ДАН СССР, 1988. Т. 301.
С. 864.

15. Валиев Р.З., Исламгалиев Р.К. // ФММ, 1988. Т. 85. Вып. 3. С. 161.

16. Ког&икоу А. И, Натзепко Уи. У., ЬарПопок И. У. еХ а1. // Капо8ХгисХигес1 МаХепак.

1994. V. 4. Р. 159.

17. Зепкоу О.И., Егоез ЕН., 3[о1уагоу У. У. еХ а1. // 8спрХа МаХег., 1998. V. 38. Р. 1511.

18. КосИ С.С., Мотз И.6., Ей К., 1поие А. // МК8 Ви11., 1999. V. 24. Р. 54.

19. КосИ С.С. Ц 8спрХа МаХег., 2003. V. 49. Р. 657.

20. \Ме1ззти11ег 3., Магктап У. //Ас1у. Еп§. Махег., 2005. V. 7. К 4. Р. 202.

21. УаПеу К.7., А1ехапс1гоу 1.У., 7Ии У.Т., Ьоууе Т.С. // 1. МаХег. Кез., 2002. V. 17 (1).
Р.5.

22. УаПеу К.7. Ц КаХиге, 2002. V. 419. Р. 887.

23. \Мап$ К, СИеп М., 7Иои Е, Ма Е. // ЫаХиге, 2002. V. 419. Р. 912.

24. УаПеу К.7., Зег^иееуа А.У., МикИеуее А.К. // 8спрХа МаХег., 2003. V. 49. Р. 669.

25. УаПеу К.7., КоДоу Е.У.. 1уапоу Уи.Е. еХ а1. // АсХа МеХаП. МаХег., 1994. V. 42.

Р. 2467.

26. СеПзтап У. У., Вптт&ег К., УаПеу К.7., С1еИег Н. // 8спрха МехаП. Махег., 1994.
V. 30. Р. 229.

27. Сег1зтап У.У., УаПеу К.7., АкИтадееу И.А., М1зИ'т О. // Ма(ег. 8сЕ Еогит, 1996.
V. 233. Р. 80.

28. Сгау 6.Т., Ео\уе Т.С., Саду С.М. е! а1. // Капо81гисШгес1 Ма1епа1з, 1997. V. 9.
Р. 477.

29. Попов А.А., Валиев Р.З., Пышминцев И.Ю. и др. // ФММ, 1997. Т 83. С. 127.

30. ЗкЯуагоу У.У., Ьа1узИ У.У., $Иипс1а1оу У.А. е! а1. // Ма!ег. 8сг Еп§., 1997.

А 234-236. Р. 339.

31. АИтадееу Н.Н., КоЬе1еу И.Р., Ми1уикоу К.К. е! а1. // Ас1а Меш11. Ма1ег., 1993.
V 41. Р. 1041.
32. КшЬузкеу О.А. 8ирегр1а811сйу оГ АПоуз: 1п1егтеи1Пде8 апд Сегапмсз. - Вег1т:
8рпп§ег, 1992.

33. УаПеу К.7., СеПзтап ИК, Ка1Ьу$кеу О.А., Ккаппапоу 8к.Кк. // РЬу8. 81а1. 8о1. (а),
1983. V. 77. Р. 97.

34. Герцман В.Ю., Валиев Р.З., Имаев М.Ф., Зелин М.Г. // Поверхность, 1986. Т. 4.
С. 138.

35. Ьо]ко\У8к1 РИ //Аси Ме1а11. МаРег., 1991. V. 39. Р. 1891.

36. Ыа^агоу А.А., Котапоу А.Е., УаПеу В.7. // 8спр1а Ме1а11. МаРег., 1990. V. 24.
Р. 1929.

37. Каиг Сиз! РИ, Ко&па Ь. — 1п: НапдЬоок оГ Огат апд РпРегрйазе Воипдагу
БИТизюп Баи. - БРиП^агГ: Х1её1ег Рге88, 1989. V. 1. Р. 14. 380 р.

38. Казкуар В.Р., АпеПА., Миккеуее А.К. // }. МаРег. 8с1., 1985. V. 20. Р. 2661.

39. 8кепуоос1 В.Е., НатШоп С.Н. // 8спр1а Ме1а11. Ма1ег. 1991. V. 25. Р. 2873.

40. СйМкег В., Китртапп А., Кище Н.В. // 8спр1а Ме1а11. МаРег., 1992. V. 27. Р. 833.

41. [лап Е, УаПеу К.7., Ваис1е1е! В. // Ас1а МеиН. МаРег.,-1995. V. 43. Р. 4165.

42. 8кегЬу О.В., ЧЗЛзучоПк Е. // Рго§. МаРег. 8ск, 1989. V. 33. Р. 169.

43. Ва11А., Ни1ск1п8оп М.М. Ц Ме1а1. 8с1.I., 1969. V. 3. Р. 1.

44. Александров И.В. Развитие и применение методов рентгеноструктурного ана-
лиза для исследования структуры и свойств наноструктурных материалов.
Дис.... д-ра физ.-мат. наук. — Уфа, 1997. 350 с.

45. Могпз В.С. Месйатса! Ьейауюиг оГ папозРгисШгед таРепак. §\уйхег1апд: Тгапз.
Теей. РиЬПсайоп ЕГО, 1998. Р. 85.

46. ЕтЬигуЕВ., КекА.8., НзкегВ.М. //Тгапз. МеРак 8ос. АРМЕ, 1966. V. 236. Р. 1252.

47. Ыап Е, Ваис1е1е1 В., Иа^агоу А.А. // МаРег. 8с1 Еп§., 1993. А 172. Р. 23.

48. Шпк ЕР., Ьо!ке Е. Тйеогу оГ Бк1оса1лоп8. — Уогк: \УШеу, 1982.

49. КиМтаппЛУПздог/ В. // МаРег. 8с1. Еп§., 1989. V. А 113. Р. 1.

50. 7еке!Ьаиег М., 8еитег У. // АсГа Ме1а11. МаРег., 1993. V. 41. Р. 577.

51. Рыбин В.В. Большие пластические деформации и разрушение металлов. — М.:
Металлургия, 1986. 279 с.

52. Ророу А.А., РузктйХзеу I. Уи., Ветакоу 8.Ь. еР а1. // 8сг. МаРег., 1997. V. 37. Р. 1089.

53. Носкова Н.И., Пономарева Е.Г., Перетурина И.А., Кузнецов В.Н. // ФММ, 1996.
Т. 81.С. ПО.

54. Носкова Н.И., Пономарева Е.Г., Глейзер А.А. и др. // ФММ, 1993. Т. 76. С. 171.

55. Исламгалиев Р.К., Салимоненко Д. А., Шестакова Л.О., Валиев Р.З. // Известия

вузов. Цветная металлургия, 1997. № 6. С. 52.

56. МИтап У. Уи. Ц АсРа МеГа1. Ма1ег., 1994. V. 42. Р. 1349.

57. Альтман М.Б., Елагин В.И., Квасов Ф.И. и др. Промышленные алюминиевые
сплавы. — М.: Металлургия, 1984. 528 с.

58. И1ек Т.(3.9 МЪскууогПг Е, 8кегЬу О.В. 8ирегр1а8Йсйу ш МеРак апд Се га пн С8. —
СатЬпд§е: СатЬпдёе Итуег. Рге88, 1997. 290 р.

59. Ьап&оп Т.С. Ц Ме1а11. Тгапз., 1982. V. 13 А. Р. 689.

60. КНзкга К.8., В1е1ег Т.К., Миккеуее А.К. //АсРа Мер. МаРег., 1995. V. 43. Р. 877.

61. КНзкга В.8., УаПеу К.7., МсЕасШеп 8.Х., Миккецее А.К. // МаГег. 8с1. Еп§., 1998.

V. А252. Р. 174.

62. УаПеу К.7., Ыат^аПеу К.К., 81о1уагоу ИИ е1 а1. // МаРег. 8с1. Еогит. 1998.
V. 269-272. Р. 969.
63. М1зкга К.8., УаНеу К.7., МсРаМеп 8.Х. ег а1. // РИП. Ма§., 2001. V. 81. № 1. Р. 37.

64. УаПеу К.7., бауапоу К.М., Уап^Н.8., Микке гр ее А. К. // 8спр(а Ме1а11. Ма1ег., 1991.
V. 25. Р. 1945.

65. 8ипоп А.Р., Ва11и/^1 К. ИК 1п(егГасе$ т Сгу$1аШпе МаГепак - ОхГогск С1агедоп
Рге$$, 1995. Р. 728.

66. М1зкга К.8., Микке гр ее А.К. — 1п: 8ирегр1а$11ску апс! 8ирегр1а$Нс Гогггнп§ (Еск
А.К. СЗИозН, ТВ. В1е1ег). ТМ8 риЫ., 1998. Р. 109.

67. Юнусова Н.Ф., Исламгалиев Р.К., Валиев Р.З. // Металлы, 2004. № 2. С. 21.

68. УаНеу К.7., 8аНтопепко НА., Тзепеу И.К. е1 а1. // ЗспрГа Ма1ег., 1997. V. 37. Р. 724.

69. Котига 8., ВегЬоп Р.В., Ригикаууа М. е( а1. // 8спр1а Ма(ег., 1998. V. 38. Р. 1851.

70. 1з1ат^аНеу К.К., Уипизоуа Н.Р., УаНеу К.7, е! а1. // ЗспрГа МаГег., 2003. V. 49. Ко.

5. Р. 467.

71. Исламгалиев Р.К., Юнусова Н.Ф., Валиев Р.З. // ФММ. 2002. Т. 94. № 6. С. 88.

72. УаНеу К.7., 1з1ат&аНеу К.К., Уипизоуа И.Р. // Ма1ег. 8с1. Рогит, 2001. V. 357—359.

Р. 449.

73. В&ИА., Иапо1х Е, Аи&ег Р. е1 а1. // МаГег. 8с1. Рогит, 1996. V. 217-222. Р. 695.

74. Ригикаууа М., ЕИзипопиуа А., Ма1зиЬага К. е( а1. // Ас1а Ма1ег. 2001. V. 49. Р. 3829.

75. ВегЬоп Р.В., Ригикауиа М,, НогНа 7. е( а1. // РЫ1. Ма§. Ьеи. 1999. V. 78. № 4. Р. 313.

76. М1зкга К.8., УаНеу К.7., Миккегрее А.К. // Капо8(гис1:игед Ма^епак, 1997. V. 2.
Р. 430.

77. Ригикаууа М., НогНа 7., ИетоЮ М. е( а1. //1. Ма1ег. Вез.. 1996. V. 11. Р. 2128.

78. УаНеу К.7., беПзтап У. Уи., Ка'Фузкеу О.А. // РЬуз. 8(а1. 8о1., 1986. V. 97. Р. 11.

79. \МНпеу А.В., 8апс1егз Р.Р, \МееПтап Р.К., ЕазПпап Р.А. // 8спр1а Ме(а11., 1995. V. 33.
Р. 2025.

80. А&пеуе 8.К., \Уеег1пгап Р.К. // МаСег. 8с1. Еп§., 1998. А 244. Р. 145.

81. Уто^гаНоу А. е( а1. // 8спр1а Ма1ег., 1997. V. 36. Р. 1345.

82. Ми&гаЫ Н. // 8спр1а МеГаП. 1979. V. 13. Р. 479.

83. \Мап%К., Ми^кгаМ Н. // Ма1ег. 8с1. Еп§. 1984. V. 63. Р. 147.

84. Ро1ак Р, К1езп11 М. Ц Магег. 8ск Еп^. 1984. V. 63. Р. 189.

85. ЬаМ С., Р1ппеу РМ., 8сИ\уаг1упап А., Не 1а Уеаих К. // ТезГ. Еуа!., 1975. V. 3. Р. 435.

86. АЬе1А. Ц МаСег. 8с1. Еп§., 1978. V. 36. Р. 117.

87. АЬе1А., \УННе1т М., СегоИ У. // Ма1ег. 8с1. Еп^., 1979. V. 37. Р. 187.

88. Могпзоп В.Р., СИорга У. // Ма1ег. 8с1. Еп§., 1994. А 177. Р. 29.

89. РеНпег С.Е., ЬаМ С. Ц Ас(а Ме1а11., 1967. V. 15. Р. 1621.

90. ЕтЬигуРО. - 1п: 8(геп§1Иеп1п§ теШодз т сгу8(а18 (Ед8. А. Ке11у, К.В. К1сйо18оп).
— Е18еУ1ег, 1971.

91. Ыапез Ь., ЬаМ С. // Ма1ег. 8с1. Еп§., 1990. V. А 128. Р. Ь9.

92. УаНеу К.7. // Капо81гис(игес1 Магепа18, 1995. V. 6. Р. 73.

93. Иа^агоуА.А., Котапоу А.Е., УаНеу К.7. // Капо81гис1игес1 Ма1епак 1994. V. 4. Р. 93.

94. АЬе1А., Мшг Н. Ц РЫ1. Ма§., 1973. V. 27. Р. 585.

95. НазЫтоП) 8., Капеко У, КНа^аууа К. е1 а1. // МаСег. 8с1. Рогит, 1999. V. 312-314.
Р. 593.

96. НогНа 7., 8тНИ О.Р, Ието1о М. а1. ЦУ. Ма1ег. Ие8., 1998. V. 13. Р. 446.

97. 7Ии У.Т., Ниап^Р. У., (ЗиЫс^а У. е1 а1. // Д. МаГег. Ке8., 2002. V. 18. Р. 1908.

98. Ко1оЬоу Уи.К., (ЗгаЬоуе1зкауа 6.Р., 1уопоу М.В. ег а1. // $спр(а Ма(ег., 2001. V. 44.

Р. 873.
99. Колобов Ю.Р., Валиев Р.З., Грабовецкая Т.П. и др. Зернограничная диффузия и
свойства наноструктурных материалов. - Новосибирск: Наука, 2001. 232 с.

100. УаПеу К.2., Сегктап У.Уи., КаПэузИеу О.А. // РЬуз. $1а1. 8о1. (а), 1986. V. 97. Р. 11.

101. СИатр1оп К, Ьап^1о1з С., Оиепп-МаШу 8. е! а1. // Зсхепсе, 2003. V. 300. Р. 310.

102. Норре! Н. Ж, УаПеу К.Х. Ц Т. МеиНкипбе, 2002. В. 93. 2. 641.

103. У'то&гайоу А., НаМто1о 8. //Мм Еп^. МаГег., 2003. V. 5 (5). Р. 351.

104. Орлов А.Н., Рыбин В.В., Перевезенцев В.Н. Границы зерен в металлах. — М.: На-
ука, 1986.

105. Каик М., Норре! Н. Ж е! а1. // 1т. Доигп. Рай^ие, 2006. V. 28. Р. 1001.

106. УаПеу В.7., Ьап&кт Т.С. // Ргоёг. Ма!ег. 8с1., 2006. V. 51. Р. 881.
Глава Я

НАНОСТРУКТУРНЫЕ МАТЕРИАЛЫ
ДЛЯ ПЕРСПЕКТИВНЫХ ПРИМЕНЕНИЙ

Разработка объемных наноструктурных металлов и сплавов, используя
методы ИПД, открывает возможности их широкого практического использования в
машиностроении, медицине, аэрокосмической, транспортной промышленности.

По данным Центра аналитических исследований Лос-Аламосской национальной
лаборатории [1] объемные наноматериалы могут найти применение практически в
любом секторе народного хозяйства, где решающую роль играют высокие механиче-
ские (сверхпрочность, ударная вязкость, усталостная выносливость) и функциональ-
ные (магнитные, сверхупругие, эффект памяти формы) свойства. Согласно прогно-
зам [1,2] особого внимания заслуживают перспективы применения наноструктурных
материалов в медицине и технике, конструировании авиационных двигателей ново-
го поколения [3] или в высокоскоростной сверхпластичной формовке сложных дета-
лей для новых автомобилей и самолетов.

В данной главе мы более подробно остановимся на нескольких разработках по
объемным наноструктурным материалам, выполненных недавно в ИФПМ У ГАТУ
совместно с коллегами из Уфы, Москвы, Екатеринбурга, Томска, Белгорода.

9.1 НАНОСТРУКТУРНЫЕ ТИТАНОВЫЕ МАТЕРИАЛЫ

ДЛЯ ПРИМЕНЕНИЙ В МЕДИЦИНЕ И ТЕХНИКЕ

Титан и титановые сплавы являются одними из наиболее распространен-
ных конструкционных материалов, используемых в аэрокосмической промышлен-
ности, машиностроении, химической индустрии и медицине, поэтому повышение
механических свойств титановых материалов является актуальной задачей современ-
ного металловедения [4—7].Например, медицинское сообщество в области травмато-
логии и стоматологии проявляет большой интерес к этим материалам для импланта-
тов из-за их высоких физических, химических и механических свойств [7]. Это
связано с тем, что, во-первых, титан и его сплавы имеют высокую коррозионную
стойкость во многих средах. Во-вторых, титановые сплавы обладают исключитель-
ной биосовместимостью с человеческими тканями и не провоцируют аллергических
реакций, воспалений, как, например, нержавеющие стали или кобальтохромовые
сплавы. В-третьих, титан и титановые сплавы имеют высокую прочность и низкий
модуль упругости, которые наиболее предпочтительны для применения в ортопедий:
и травматологии [7]. Однако разработки современных медицинских имплантатее
предъявляют требования не только к дальнейшему увеличению прочности, но и
повышению сопротивляемости материала имплантата высоким усталостные
нагрузкам.
Традиционными способами упрочнения титановых материалов являются легиро-
вание, термическая обработка и обработка металлов давлением [5, 6, 8]. Однако вве-
дение дополнительных легирующих элементов в сплав и создание новых высоколе-
гированных композиций ограничивают использование титановых материалов в
медицине в связи с вредным воздействием некоторых химических элементов на че-
ловеческие ткани. Упрочнение методами термической обработки за счет управления
морфологией фазовых составляющих, выделения дисперсных вторых фаз применя-
ется только для ряда титановых сплавов, и во многом возможности этого подхода уже
исчерпаны [5, 6]. Деформационные методы обработки материалов, такие как прокат-
ка, протяжка, ковка и волочение и другие, могут существенно повлиять на их струк-
туру и механические свойства материала, приводя к повышению прочностных харак-
теристик. Однако при этом снижается пластичность материалов, которая является
одной из фундаментальных характеристик, необходимых для разработки новых кон-
струкционных материалов [8].

Ниже рассмотрены способы улучшения свойств титана и сплавов на его основе за
счет формирования в них ультрамелкозернистой структуры методами ИПД. К насто-
ящему времени для формирования УМЗ структуры в титане и титановых сплавах бы-
ли использованы ряд методов ИПД: интенсивная пластическая деформация круче-
нием, равноканальное угловое прессование, всесторонняя многоступенчатая ковка.

9.1.1 Наноструктуры и свойства технически чистого титана

Первые наноструктурные образцы из коммерчески чистого титана были
получены методом ИПД кручением [9], и они имели форму тонких дисков толщиной
0,3 мм, диаметром 10 мм. ИПД кручением при давлении 5 ГПа с истинной логариф-
мической деформацией е = 7 была проведена при комнатной температуре и привела
к сильному измельчению структуры до наноразмеров (размер зерна около 80 нм)
[9, 10]. УМЗ структура титана после ИПД кручением характеризуется сильными ис-
кажениями кристаллической решетки, высокой плотностью дислокаций на границах
зерен (субзерен) (рис. 9.1). Неоднородный контраст, отчетливо видимый на темно-
польных ПЭМ-изображениях, свидетельствует о высоких внутренних напряжениях
[10] (рис. 9.1, б). Дифракционные картины демонстрируют множество рефлексов,

Рис. 9.1. Ъшичные светлопольное (с дифракционной картиной) (а) и темнопольное (б)
изображения микроструктуры П после ИПД кручением. ПЭМ [10]
равномерно расположенных на концентрических окружностях, что типично для
УМЗ структуры с высокоугловыми границами зерен (рис. 9.1, а) [10, 11].

Как отмечалось выше, подобные структуры методом ИПД кручением при ком-
натной температуре были получены в меди [12], железе [ 13] и ряде других чистых ме-
таллов.

Для измельчения структуры в титане был использован также метод многоступен-
чатой свободной ковки с последовательным снижением температуры в интервале
800...400 °С [14—20, см. также гл. 3]. В работе [17] были получены объемные образны
(20 х 20 х 40 мм2) со средним размером зерна 200 нм. При этом было показано, что
характер измельчения структуры в титане в ходе деформации при высоких
(800...750 °С) и низких (450...500 °С) температурах различен.

В работе [15] исследовали динамическую рекристаллизацию (ДР) титана в ходе
горячей деформации в интервале температур 650...850 °С, которая сопровождается
нетипичным для этого процесса непрерывным упрочнением. Было установлено, что
на начальной стадии пластического течения в сплаве развивается множественное
скольжение, а затем с развитием процессов динамического возврата формируется
субзеренная структура. Новые зерна, по-видимому, образуются за счет миграции
участков исходных границ зерен и трансформации субграниц (в результате взаимо-
действия с решеточными дислокациями) в высокоугловые. Новые зерна в ходе де-
формации подрастают и вновь наклепываются, и акт рекристаллизации повторяется

В ходе деформации титана при температуре 400 °С новые зерна формируются внут-
ри исходных зерен также путем образования субзерен с последующим увеличением
их разориентировки в соответствии с механизмом непрерывной ДР [15]. При дефор-
мации титана в области пониженных температур (450...550 °С), наряду с образовани-
ем зерен путем локальной миграции исходных границ имеет место интенсивное фор-
мирование субструктуры в теле зерен [16]. На рис. 9.2, а представлена
микроструктура титана ВТ1-00 на начальных этапах деформации (е = 15%), на кото-
рой видно образование широких двойников и протяженных полос. При этом плот-
ность дислокаций достаточно высока (5 х 1О10 см~2) как в двойниках, так и в матри-
це. При дальнейшей деформации внутри двойников и полос образуются поперечные

Рис. 9.2. Микроструктура титана ВТ1-00 после деформации при 550 °С:

а — на начальной стадии деформации е = 15% ; б — после свободной ковки е = 80%. ПЭМ [16]
границы, делящие их на участки. Такая структура предшествует образованию равно-
осных зерен с высокоугловыми разориентировками (рис. 9.2, б).

Таким образом, в результате многоступенчатой обработки свободной ковкой с по-
степенным снижением температуры в интервале 800...400 °С в титане формируется
равноосная УМЗ структура с размером зерен около 200 нм [14], которая представле-
на на рис. 9.3. Наблюдаемые на этих участках дифракционные картины имеют вид
концентрических колец с четкими отдельными рефлексами, свидетельствуя о боль-
шой доле в структуре высокоугловых границ зерен (рис. 9.3, б). Однако присутствие
в структуре заготовок рекристаллизованных и перекристаллизованных областей мо-
жет являться причиной неравномерного распределения деформации и неоднородно-
сти формируемой УМЗ структуры.

Способ равноканального углового прессования был использован уже в ранних ра-
ботах для получения УМЗ структуры в объемных заготовках из чистого титана
[21—23]. К настоящему времени выполнен целый ряд исследований микроструктуры
и механических свойств чистого титана в процессе РКУ прессования в результате де-
формации простого сдвига, позволяющего формировать УМЗ структуру в объемных
заготовках без изменения их геометрических размеров [21—32]. При этом весьма важ-
ными для формирования структуры и свойств являются такие технические парамет-
ры, как угол пересечения каналов в штамповой оснастке, маршрут движения заготов-
ки через каналы, число циклов обработки, температура деформации. Наибольшую
деформацию обеспечивает угол между каналами 90°, при котором накопленная де-
формация за 1 проход составляет е ~ 1.

Авторами [32] исследованы особенности микроструктуры, формирующейся в ти-
тане в результате РКУ прессования при температуре 400 °С по трем различным мар-
шрутам: Л, В и С после 1 и 2 проходов. Электронно-микроскопические исследова-
ния образцов после 1-го прохода показали, что деформация происходит
преимущественно двойникованием (рис. 9.4). Во время 2-го прохода механизм де-
формации изменился на дислокационное скольжение. При РКУ прессовании по
маршруту Снаряду с полосами двойников встречаются призматическое (а) и пирами-
дальное (с + а) скольжения. Для маршрута В призматическое (а) скольжение являет-

а б

Рис. 9.3. Структура титана ВТ1-00 после свободной ковки постепенным снижением температу-
ры в интервале 800...400 °С:

а — светлопольное изображение; б — дифракционная картина. ПЭМ [14]

12 Валиев Р. 3., И. В. Александров
Рис. 9.4. Микроструктура (а) и соответствующая электронограмма (б) титана после 1 прохода

РКУ прессования. ПЭМ [32]

ся основным механизмом деформации. Для маршрута А деформация контролируется
базисным скольжением и микродвойникованием в перемежающихся полосах двой-
ников. Такие различия в деформационном поведении титана были интерпретирова-
ны формирующейся текстурой во время 1-го прохода и различными значениями
фактора Шмидта для скольжения в течение последующей деформации. Полученные
результаты предполагают, что текстура, формирующаяся во время 1-го прохода и оп-
ределяющая сдвиговые напряжения для каждой системы скольжения, также влияет
на деформационный механизм во время 2-го прохода РКУ прессования и, таким об-
разом, должна быть внимательно рассмотрена при анализе структурообразования в
титане в ходе РКУ прессования.

В работе [22] также исследовали влияние маршрутов РКУ прессования на микро-
структуру и свойства чистого титана. Были исследованы заготовки после 8 проходов
РКУ прессования при температуре 450...400 °С. Установлено, что маршрут ^наибо-
лее эффективен для измельчения и получения равноосной УМЗ структуры в титане
(рис. 9.5, а), в то время как при маршрутах ВЛ и С зерна имели удлиненную форму
(рис. 9.5, б). В результате многопроходной обработки РКУ прессованием была полу-
чена структура с равноосными зернами размером около 260 нм (рис. 9.5, а). В целом.

Рис. 9.5. Микроструктура титана после 8 проходов РКУ прессования по различным маршру-
там, поперечное сечение:

а — маршрут Вс; б — маршрут ВА', ПЭМ [22]
все полученные структуры характеризуются высокой плотностью дислокаций. На ди-
фракционных картинах присутствуют множество рефлексов, распределенных по ок-
ружности, что свидетельствует о преобладании высокоугловых границ зерен. Отдель-
ные рефлексы расщеплены, что может быть причиной наличия малоугловых границ
зерен. Такие особенности микроструктуры являются типичными и для других мате-
риалов, полученных РКУ прессованием [33—39].

Обобщая представленные выше результаты, можно сказать, что возможность
формирования УМЗ структуры методами ИПД в чистом титане показана во многих
исследованиях. При этом особенности формирующейся УМЗ структуры в титане, та-
кие как высокая плотность дислокаций, повышенные внутренние напряжения, вы-
сокоугловые разориентировки границ зерен, характерны и для других металлов. Од-
нако следует подчеркнуть, что титан, имеющий ГПУ решетку в отличие от ГЦК и
ОЦК металлов, имеет некоторые особенности действующих механизмов измельче-
ния структуры в процессе ИПД. Для таких металлов, как А1, Си, Ее, №, эволюция
структуры в ходе ИПД связана с образованием на ранних стадиях пластической де-
формации дислокационных ячеистых структур преимущественно с малоугловыми
границами [33]. С увеличением степени накопленной деформации происходят
уменьшение среднего размера ячеек, увеличение разориентации границ ячеек. В ре-
зультате трансформации ячеистой структуры в зеренную формируется однородная
ультрамелкозернистая структура с высокоугловыми границами [11, 13, 33].

В титане, имеющем ГПУ решетку, значительную роль в измельчении структуры
играет двойникование, которое было обнаружено на начальных стадиях пластичес-
кой деформации при всесторонней ковке [15] и после первых проходов РКУ прессо-
вания [28—32]. Причинами, приводящими к двойникованию в процессе пластичес-
кой деформации титана, являются не только низкая энергия дефекта упаковки, но и
низкая симметрия его кристаллической решетки [40]. В а-титане основными систе-
мами скольжения являются {ООО 1 }< 1120> и {10Т0}<1120>. Кроме того, возможно раз-
витие пластической деформации по системам {1011}< 1123} и {1122}<1123}, являю-
щимися внебазисными. Именно внебазисное скольжение способствует деформации
двойникованием [28—32]. Очевидно, двойникование в зернах титана на начальных
стадиях деформации является преимущественным, а при ИПД двойники играют
важную роль при фрагментации структуры и формировании новых межзеренных гра-
ниц [28].

Сравнивая результаты измельчения структуры титана разными методами ИПД,
важно отметить, что большое влияние на размер формирующихся зерен оказывают
схема деформации, температура, приложенные усилия при обработке. ИПД кручени-
ем имеет преимущество перед другими методами ИПД в связи с возможностью фор-
мирования нанометрического размера зерна (менее 100 нм). Однако пока данный
способ ИПД может быть реализован лишь на образцах малого размера. Методы все-
сторонней ковки и РКУ прессование позволяют получать массивные заготовки, но с
размером зерна 200 нм и более. При этом важными преимуществами РКУ прессова-
ния перед всесторонней ковкой являются более однородное измельчение структуры
в заготовке и большая эффективность процесса, что важно для достижения высоких
свойств и практического использования УМЗ материалов.

Рассмотрим теперь результаты исследования механических свойств УМЗ титана,
полученного разными методами ИПД.
Таблица 9.1. Данные механических свойств УМЗ титана, полученного разными
способами ИПД

Состояние ов, МПа о0 2, МПа 5, % о-1, МПа Источник заимствования
Исходное горячекатан ное, с размером зерен 15 мкм 460 380 26 240 _ РЦ
ИПД кручением (5 ГПа) (размер зерна 100 нм) 950 790 14 — [9]
РКУ прессование (размер зерна 0,28 мкм) 710 640 14 403 [9,21]
Всесторонняя ковка (размер зерна 0,15 мкм) 710 635 14 — [14]
Всесторонняя ковка + теплая прокатка, ^=_4,5_ 736 — — 420 [14]
РКУ прессование 8 + + холодная прокатка 73% + + отжиг (300 °С, 1 ч) 1037 942 12,5 — [41]
РКУ прессование 8 + + холодная экструзия 75% 1050 970 8 — [42]

Экспериментальные результаты свидетельствуют, что измельчение зеренной
структуры титана приводит к значительному увеличению прочности, при этом плас-
тичность сохраняется надостаточно высоком уровне (табл. 9.1).

Образцы титана после ИПД кручением демонстрируют наибольшую прочность
по сравнению с образцами после РКУ прессования или всесторонней ковки, что
обусловлено наименьшим размером зерна (см. табл. 9.1). Однако дополнительное по-
вышение прочности массивных заготовок после РКУ прессования или всесторонней
ковки возможно путем использования прокатки или экструзии. Например, в работе
[ 14] образцы, изготовленные из листа, полученного всесторонней ковкой в комбина-
ции с теплой прокаткой на плоских бойках, показали высокую прочность и повы-
шенную усталостную прочность (см. табл. 9.1). В работах [41—44] было установлено,
что прочность образцов, полученных РКУ прессованием в комбинации с прокаткой
или экструзией, увеличилась более чем в 2 раза по сравнению с крупнозернистым
состоянием.

Авторы [24] исследовали структуру и механические свойства наноструктурного
титана, полученного теплым РКУ прессованием и последующей холодной прокат-
кой. Исходные заготовки были подвергнуты РКУ прессованию и проведены по мар-
шруту Во при температуре 400...450 °С. Прокатка после РКУ прессования проводи-
лась при комнатной температуре до достижения степени деформации около 73%.
Предел прочности и предел текучести титана после РКУ прессования и прокатки со-
ставлял 1000 МПа и 900 МПа соответственно. Исследования структуры проводились
методами ПЭМ и рентгеноструктурного анализа (РСА), в ходе которых систематиче-
ски изучалась дефектная структура, включая границы зерен и субзерен, распределе-
ние дислокаций, а также их эволюция в процессе ИПД. В работе показано, что струк-
тура титана, обработанного данным способом, имеет неоднородность на зеренном
(субзеренном) уровне, приводящую к иерархии наноструктуры. Размер зерен варьи-
ровался от 100 до 600 нм. Крупные зерна (>320 нм) содержали субзерна, внутри кото-
рых наблюдали ячеистую структуру. В зернах с размером 100—300 нм наблюдалась
ячеистая структура без промежуточных субзерен. Зерна и субзерна размером менее
чем 150 нм не содержали дислокационных ячеек, а зерна размером менее 100 нм бы-
ли свободны от решеточных дислокаций. Средний размер кристаллитов, определен-
ный методом РСА, составлял около 40 нм, что согласуется с данными ПЭМ, где сред-
ний размер дислокационной ячейки составлял около 45 нм.

Результаты данного исследования показали, что традиционное уравнение Хол-
ла—Петча о.г = о0 + &дН/2 (здесь от — предел текучести; о0 и к — константы для тита-
на) не может быть использовано для наноструктурного титана. Например, используя в
данном уравнении значение среднего размера зерна 265 нм, предел текучести титана
должен составлять 1437 МПа, что на 60% больше экспериментального значения [24].
Авторы [24] предложили модель, которая основана на наблюдениях неоднородного
распределения дислокаций на границах и внутри зерен. Данная модель модифицирует
традиционное соотношение Холла—Петча в уравнение: от = о0 + %к(ссв — о]) сГ-1/2 —
— 16^(0^ — О])^-1 (здесь ссв и о] — напряжения течения вблизи границ зерен и вну-
три них соответственно). Предложенное уравнение хорошо согласуется с получен-
ными авторами экспериментальными результатами. Однако применение этого под-
хода для различных наноструктурных состояний в титане еще требует дальнейших
исследований.

Одной из интересных особенностей деформационного поведения наноструктур-
ных материалов является зависимость механических свойств от температуры отжига.
В работе [25] продемонстрировано, что кратковременный отжиг наноструктурного
титана оказывает существенное влияние на его механическое поведение при комнат-
ной температуре: после отжига при температуре 300 °С наблюдалось значительное
увеличение одновременно прочности и пластичности (рис. 9.6). Такое поведение на-
ноструктурного титана связано с изменением структуры границ зерен при отжиге и
вовлечением в деформацию другого механизма — зернограничного проскальзывания.
Хотя природа этого явления требует дальнейшего изучения, формирование в нано-
структурном титане границ зерен со специальной структурой может стать одним из
путей улучшения его прочности и пластичности.

Рис. 9.6. Истинные кривые «напряже-
ние-деформация» наноструктурного Т1
после кручения под высоким давлением и
отжига [25]:

7 — до отжига; 2, 3 — отжиг соответственно
при Т = 300 °С, 10 мин и Т = 350 °С, 10 мин
В комплексе принципиально важных для практического применения свойств
особое место занимает усталость, чувствительная ко многим структурным особенно-
стям материалов, таким как размер зерна, плотность и распределение дислокаций,
тип кристаллической решетки, внутренние напряжения, наличие, тип и распределе-
ние примесей и т.д. [26]. В работе [27] приведены усталостные характеристики ряда
УМЗ материалов (табл. 9.2), полученных РКУ прессованием, и обсуждены некоторые
аспекты их усталостных свойств. Для большинства из них повышение долговечности
достигнуто, что является следствием значительного повышения напряжения течения
и статической прочности. Однако для сложных сплавов, имеющих многофазную
структуру, зернограничное упрочнение может быть менее выражено, чем твердорас-
творное и дислокационное упрочнения. Возможно, этим можно объяснить незначи-
тельное улучшение усталостных свойств УМЗ алюминиевого сплава 5056. В целом
УМЗ материалы демонстрируют хороший потенциал для повышения долговечности
изделий. В то же время малоцикловые усталостные свойства УМЗ материалов оказы-
ваются часто не лучше, чем у аналогичных материалов с относительно крупным зер-
ном, из-за некоторой потери пластичности.

Восприимчивость УМЗ материалов к локализации пластического течения являет-
ся, пожалуй, главным фактором, который ограничивает их пластичность. Локализа-
ция напряжения в материалах после РКУ прессования часто наблюдается при моно-
тонной и циклической деформации в виде полос сдвига, которые являются
зародышами разрушения. Кроме этого, в усталостном поведении УМЗ материалов
существенную роль играют границы зерен. С одной стороны, они являются барьера-
ми движению дислокаций и таким образом способствуют повышению напряжения
течения. С другой стороны, по той же самой причине они являются концентратора-
ми напряжений и ведут к ранней локализации деформации и разрушению. Таким об-
разом, усталостные свойства УМЗ материалов могут быть улучшены за счет повыше-
ния пластичности, т.е. уменьшения склонности к образованию полос сдвига и другим
видам локализации деформации. Одним из наиболее доступных методов подавления

Таблица 9.2. Усталостные свойства УМЗ материалов [26]

Материал Обработка о0 2, МПа ов, МПа 5,% о_рМПа
Си 99.96% ХП75%, ТО:550 °С, 2 ч РКУ прессование, Вс, 12 проходов 140 410 240 480 46 17 65 80
1пуаг (Ее—36Г41) ХП, РКУ прессование, В& 12 проходов 275 835 490 912 40 52 137 330
ВТ 1-00 ХП, РКУ прессование, Вс, 8, 400 °С, ХП75% 380 970 460 1050 26 8 240 420
5056 (А1—сплав) Отжиг, РКУ прессование, Вс, 8 проходов, 110 °С 122 392 290 442 43 7 116 116

Примечание. ХП - холодная прокатка; ТО - термическая обработка.
ранней локализации деформации может быть термообработка. Так, в УМЗ меди по-
сле кратковременного отжига (10 мин) при температуре 250 °С малоцикловая долго-
вечность увеличивается в 5—10 раз [26]. Дополнительным фактором в формировании
высоких усталостных свойств в УМЗ материалах является возможность дисперсного
упрочнения, которое позволяет существенно увеличить стабильность УМЗ структуры
при термических и деформационных воздействиях. В этой связи необходимо знать, к
какой структуре следует стремиться для достижения требуемых свойств. Более того,
в УМЗ материалах крайне мало изучены механизмы зарождения и распространения
усталостных трещин, что представляет весьма большой интерес для решения фунда-
ментальных проблем усталости этих материалов.

Таким образом, суммируя имеющиеся результаты исследований механического
поведения УМЗ титана можно заключить, что сильное измельчение структуры мето-
дами ИПД позволяет значительно повысить его прочность, величина которой дости-
гает уровня высоколегированных титановых сплавов. УМЗ титан, полученный мето-
дами ИПД, демонстрирует хороший потенциал для повышения усталостных
характеристик, которые являются одними из наиболее важных требований для пер-
спективных конструкционных применений.

9.1.2 Ультрамелкозернистые титановые сплавы:
особенности структуры и механические свойства

В титановых сплавах, подвергнутых интенсивным деформациям, форми-
рование УМЗ структуры определяется не только условиями обработки, но и исход-
ной микроструктурой, а также их фазовым составом.

Интенсивная пластическая деформация кручением. Первые исследования форми-
рования УМЗ структуры в титановых сплавах были выполнены на сплаве ВТ6
(Т1—6А1-4У), подвергнутом кручению под высоким давлением [21]. Исходные заго-
товки, имевшие глобулярную двухфазную а + Р структуру (объемная доля Р-фазы не
более 5%), были подвергнуты закалке с температуры 900 °С. После закалки в струк-
туре сплава присутствовали неравновесная а (ГПУ)-фаза и мартенситная а"(ромби-
ческая)-фаза. Из табл. 9.3 видно, что прочность материала после закалки возрастает,
но пластичность значительно снижается. Последующая интенсивная деформация
кручением под высоким давлением при комнатной температуре привела к распаду

Таблица 9.3. Фазовый состав, механические свойства сплава Т1—6А1—4У после
различных обработок [21]

Состояние сплава Фазовый состав Св, МПа б0 2. МПа 8>%
Исходное а+ р (5%) 1000 800 32
Закалка с 900 °С а + а" (20%) 1180 1060 13
Закалка + ИПД кручением а + а' + р/и 1750 1750 1
Закалка + ИПД кручением + + 300 °С, 1 ч а + а' + Р/и 1430 1275 5
Закалка + ИПД кручением + 400 °С, 1 ч а + а' + $т 1118 970 10
а б

Рис. 9.7. ПЭМ изображения и дифракции закаленного сплава Т1-6А1-4У, подвергнутого ИПД
кручением (а), ИПД кручением + отжиг при 300 °С, 1 ч (б) [21]

ос"-фазы и образованию ос'-мартенсита и метастабильной 0^-фазы. Исследования
микроструктуры и картин микродифракции показали формирование равноосной на-
ноструктуры в сплаве с высокой плотностью дислокаций, повышенными внутренни-
ми напряжениями и размером зерен около 80 нм. В целом полученная УМЗ структу-
ра подобна наноструктуре чистого титана, подвергнутого ИПД кручением [10].
Прочность сплава после ИПД кручением достигает значений 1750 МПа, но пластич-
ность настолько мала, что сплав становится очень хрупким. Последующий отжиг
способствует повышению пластичности, при этом прочность остается выше на 60%
прочности исходного сплава (табл. 9.3). В структуре образцов после отжига зерна
имеют характерную равноосную форму с четко видимыми границами (рис. 9.7).

Всесторонняя ковка («аЬс» деформация). Интенсивная пластическая деформация
массивных заготовок из титановых сплавов ввиду их низкой деформируемости при
комнатной температуре возможна только при повышенных температурах. При этом
для получения субмикронного размера зерна в объемных заготовках важно предвари-
тельно измельчить исходную микроструктуру закалкой из 0-области, получив мар-
тенситную структуру [18]. Сплав с такой структурой может быть подвергнут всесто-
ронней ковке при температурах 450...800 °С с большой степенью деформации. Кроме
того, при нагреве и деформации метастабильные фазы распадаются с образованием
ультрадисперсной смеси ос- и 0-фаз, что способствует измельчению микроструктуры
и повышению ее однородности.

В работе [45] исследовали влияние морфологии фаз в исходной структуре загото-
вок на ее измельчение в процессе свободной ковки. Исследовалось три типа структур:
мартенситная (закалка с 1010 °С), глобулярная ос + 0 (изотермическая ковка при
700 °С), бимодальная (изотермическая ковка при 950 °С с последующим охлаждени-
ем на воздухе). После осадки сплава с мартенситной и глобулярной структурами на
70% при 550 °С формируется однородная глобулярная УМЗ структура с размером зер-
на 0,3 мкм. В образцах с пластинчатой структурой после деформации при 550 С
структура была менее однородной: области с УМЗ структурой с размером зерен
0,3 мкм занимали около 70% объема заготовки, остальной объем занимала структур^
со слабодеформированными пластинами ос-фазы. В случае бимодальной структуры
Рис. 9.8. Микроструктура сплава Т1—6А1—4У после свободной ковки при 550 00С со степенью
деформации 50%:

а — сегменты пластины а-фазы на РЭМ изображениях; б — ПЭМ изображения УМЗ структуры сплава
с размером зерна 0,4 мкм [46]

только пластинчатая составляющая трансформировалась в УМЗ зерна, а крупные а-
зерна лишь слегка вытянулись в направлении деформации. Таким образом, в согла-
сии с [45] основным условием успешного формирования однородной УМЗ структу-
ры в процессе всесторонней ковки является использование исходной мартенситной
или глобулярной структуры.

В работе [46] исследована трансформация структуры в двухфазном титановом
сплаве ВТ6 из пластинчатой (исходной мартенситной) в глобулярную в ходе свобод-
ной ковки в интервале температур 450...800 °С с постепенным снижением температу-
ры. Показано, что механизм трансформации в основном не зависит от температуры
деформации. На первом этапе в пластинах фаз формируются субграницы, которые в
дальнейшем трансформируются в высокоугловые (рис. 9.8, а). Межфазные границы
при этом преобразуются из полукогерентных в некогерентные. Затем образующиеся
частицы сфероидизируются, в результате чего формируется структура, состоящая из
глобулярных а- и Р-фаз (рис. 9.8, б). Процесс образования высокоугловых попереч-
ных границ в пластинах фаз во всем исследованном температурном интервале осуще-
ствляется динамической рекристаллизацией по непрерывному механизму.

Формирование УМЗ структуры в объемных заготовках сплава ВТ6 с размером
зерна 0,4 мкм с использованием всесторонней ковки позволило увеличить проч-
ность до значений 1360 МПа, что примерно на 25% выше, чем в исходном крупно-
зернистом состоянии [45—47]. Отметим, что достигнутый прирост прочности в
сплаве существенно меньше, чем в УМЗ чистом титане, где измельчение зерен при-
вело к увеличению предела текучести более чем в 2 раза [16, 19]. Также было отме-
чено повышение предела выносливости УМЗ сплава примерно на 20% по сравне-
нию с его крупнозернистым аналогом (688 и 567 МПа соответственно) за счет
значительного увеличения сопротивления зарождению трещины, обусловленного
уменьшением размера зерна [20].

Равноканальное угловое прессование. В последние годы получили развитие иссле-
дования, направленные на получение объемных УМЗ заготовок из титановых спла-
вов методом РКУ прессования в связи с большим интересом к повышению их меха-
нических свойств.
Рис. 9.9. Заготовки сплава Т1—6А1—4У после 1-го прохода РКУ прессования при 600 °С:

а, в — с исходной глобулярной структурой; б, г — с исходной видманштеттовой структурой [48]

Вместе с тем следует отметить, что РКУ прессование высокопрочных титановых
сплавов имеет определенные трудности, связанные с их низкой деформационной
способностью. Кроме того, на структуру и свойства сплава большое влияние оказы-
вают температура обработки, угол пересечения каналов в штампе, морфологические
особенности исходной структуры, и, как следствие, эти параметры требуют оптими-
зации.

Авторы [48] исследовали влияние температуры проведения РКУ прессования
(500, 600 и 700 °С) на оснастке с углом пересечения каналов 90° на обрабатываемость
сплава Т1—6А1-4У. РКУ прессованию подвергались образцы с двумя типами структур:
1) глобулярной со средним размером а-зерна 11 мкм (нагрев при 950 °С, 2 ч, охлаж-
дение в печи); 2) видманштеттовой со средним размером колоний 300 мкм и толщи-
ной пластины 4 мкм (нагрев при 1050 °С, 1 ч, охлаждение в печи). После 1-го прохо-
да РКУ прессования при температуре 500 °С образец с видманштеттовой структурой
разрушился, в то время как при 600 и 700 °С происходила более равномерная дефор-
мация. Поверхность заготовки с видманштеттовой структурой в отличие от заготов-
ки с глобулярной структурой имела поперечные трещины, обусловленные интенсив-
ной локализацией напряжений течения (рис. 9.9). При увеличении числа проходов
РКУ прессования до 4 (при температуре 600 °С) в заготовке из сплава Т1—6А1-4У с ис-
ходной глобулярной структурой формируется УМЗ структура с размером зерна
0,2—0,3 мкм с высокоугловыми границами зерен. Однако многие границы зерен
а-фазы выглядели размытыми и определены нечетко, внутри зерен много контуров
Рис. 9.10. ПЭМ изображения микроструктуры
сплава после 4 проходов РКУ прессования при
600 °С в оснастке с углом пересечения каналов

90°[48]

экстинкции, свидетельствующих о высоких внутренних напряжениях и сильных ис-
кажениях кристаллической решетки (рис. 9.10). В то же время зерна Р-фазы сильно
фрагментируются, что указывает на их более интенсивную деформацию по сравне-
нию с а-фазой при 600 °С.

В недавних работах Уфимской школы в ИФПМ УГАТУ большое внимание было
уделено изучению возможности повышения технологической пластичности матери-
ала с целью улучшения его обрабатываемости ИПД и тем самым обеспечения более
интенсивного измельчения структуры сплава. Это было достигнуто за счет использо-
вания при РКУ прессовании оснастки с увеличенными углами пересечения каналов
120 и 135°, что позволило снизить интенсивность деформации за цикл, следователь-
но, повысить способность материала воспринимать деформационное воздействие
без разрушения заготовок в диапазоне 8—12 циклов обработки [49—52].

Как показали первые исследования [49, 52], наиболее благоприятными темпера-
турами прессования могут быть температуры в интервале 600...700 °С. Температуры
выше 700 °С близки к температурам начала рекристаллизации и при интенсивной де-
формации возможна динамическая рекристаллизация, приводящая к структурной
неоднородности. При температурах менее 600 °С резко снижается деформационная
способность сплава. В выбранном температурном интервале сплав обладает доста-
точной технологической пластичностью только в оснастке с углами пересечения
каналов 120 или 135°. Так, заготовки из сплава ВТ6 без признаков разрушения выдер-
живали 12 циклов прессования на оснастке с Ф = 135° при Т= 700 °С, на оснастке
Ф =120° — 8 циклов. Суммарная накопленная истинная деформация в обоих случаях
составила е = 6.

Исследования с помощью оптической и электронной микроскопии показали за-
метное влияние геометрии оснастки и температуры обработки на формирующуюся в
ходе РКУ прессования УМЗ структуру в сплаве ВТ6 [50]. При обработке по исследо-
ванным режимам наблюдалось сильное измельчение микроструктуры с образовани-
ем двойников, новых субзерен, зерен. Было отмечено, что в оснастке с углом пересе-
чения каналов 120° формируется равноосная структура как в поперечном, так и
продольном сечении заготовки в отличие от обработки в оснастке с углом пересече-
ния каналов 135°, при которой формируется металлографическая текстура вдоль на-
правления деформации (рис. 9.11).

Механические испытания на растяжение при комнатной температуре показали
сильное упрочнение сплава ВТ6 после РКУ прессования: предел прочности достигал
Рис. 9.11. Микроструктура сплава
ВТ6 [50]:

а — исходное состояние; б - после 12
проходов РКУ прессования при 700 °С, в
оснастке с Ф - 120°; в — после 8 проходов
РКУ прессования при 700 °С, в оснастке
сФ= 135°

1400 МПа, а предел текучести 1340 МПа, по сравнению с 1150 и 1040 МПа в исход-
ном отожженном состоянии. Пластичность УМЗ сплава ВТ6 снизилась незначитель-
но (с 15 до 10%) [50]. Также были обнаружены некоторые различия в значениях проч-
ности УМЗ сплава, обработанного в оснастке с углом пересечения каналов 120 и 135°,
что очевидно связано с формированием металлографической текстуры в заготовке.

Как известно, в медицине наиболее широко используется сплав Т1-6А1—4У ЕЫ
(ехГга 1о\у 1тригйу) с пониженным содержанием примесей [7]. Меньшее количество
примесей внедрения в сплаве Т1—6А1—4У ЕЫ — кислорода, азота, углерода — обуслов-
ливает его более высокую технологическую пластичность, поэтому для данного спла-
ва стало возможным использовать более низкую температуру РКУ прессования
(600 °С) по сравнению со сплавом ВТ6.

Впервые объемные УМЗ заготовки из медицинского сплава Т1-6А1-4У ЕН были
получены на оснастке с углом пересечения каналов 120 ° при температуре 600 °С с на-
копленной деформацией е = 2,3 (4 прохода) [49]. Были обнаружены различия в харак-
тере измельчения данного сплава и сплава ВТ6 в ходе РКУ прессования. В сплаве
ВТ6, имеющем исходную глобулярную структуру (размер зерен а-фазы около 3 мкм),
часть исходных зерен разбивается на тонкие фрагменты за счет двойникования
(рис. 9.12, а). Толщина двойников составляет 30-50 нм. В структуре наблюдаются
также области а-фазы, где основным механизмом деформации остается скольжение
дислокаций, в результате чего формируется ячеистая субструктура (рис. 9.12, б). При
анализе сплава Т1—6А1—4У ЕЫ, имеющего исходную бимодальную структуру (глобу-
ли размером 8-10 мкм в пластинчатой Р-превращенной матрице), после РКУ прес-
сования выявлены разные типы тонкой структуры (рис. 9.12, в, г). Это связано с раз-
личной деформационной способностью глобулей и пластинок а-фазы, поэтому
области с ультрамелкозернистой структурой а-фазы занимают не более 50% объема.
Размер фрагментов колеблется в пределах 100—400 нм. Границы между фрагментами
могут быть как высокоугловыми, так и малоугловыми; исходные глобул и первичной
а-фазы частично разбиты широкими двойниками, которые могут пересекаться в ее
теле. Более того, в процессе РКУ прессования произошли качественные изменения в
Рис. 9.12. Микроструктура сплавов системы Т1—6А1—4У после РКУ прессования:

а, б— ВТ6 после РКУ прессования на оснастке с углом пересечения каналов 120°, 600 °С, 8 проходов,
продольное (а) и поперечное (б) сечения; в, г — Т1—6А1—4У ЕЫ после РКУ прессования 120°,
600 °С, 4 прохода, поперечное сечение. ПЭМ [49]

характере распределения фаз по сравнению с исходным состоянием: переход мат-
ричной р-фазы в отдельные локализованные области, ее распад с выделением очень
дисперсной вторичной а-фазы.

Таким образом, полученные к настоящему времени результаты исследований
ИПД таких труднодеформируемых сплавов, как ВТ6 и Т1—6А1—4У ЕЫ, показали
принципиальную возможность формирования в них УМЗ структуры, обеспечиваю-
щей значительное упрочнение.

Для различных конструкционных применений весьма перспективно сочетание
РКУ прессования с традиционными методами обработки, например, прокаткой, экс-
трузией, что позволяет получать заготовки с УМЗ структурой заданной геометрии.
Вместе с тем для получения длинномерных прутков необходимо использовать более
крупногабаритные исходные заготовки. Например, для изготовления УМЗ заготов-
ки длиной 300 мм и диаметром 20 мм из медицинского сплава Т1—6А1—4У ЕЫ была
предложена комбинированная схема обработки заготовки с исходным диаметром
для РКУ прессования 40 мм [51, 53, 54].

В работе [53] было показано, что исходная глобулярная структура заготовок спла-
ва 71—6А1—4У ЕЫ диаметром 40 мм имеет гораздо более крупные зерна а-фазы (до
20 мкм в диаметре) по сравнению с заготовками диаметром 20 мм, использованными
ранее в работах [49—52]. Проведенные исследования с помощью оптической и элек-
тронной микроскопии показали высокую неоднородность формирующейся в ходе
РКУ прессования структуры, что связано с неравномерной деформацией крупных зе-
Рис. 9.13. Микроструктура сплава

Т1-6А1-4УЕЫ:

а — закалка с 950 °С + отжиг при
675 °С, 4 ч, поперечное сечение, ОМ;
б, в — термообработка + РКУ прессо-
вание + экструзия, ПЭМ

рен ос-фазы. В этой связи была предложена новая обработка РКУ прессованием таких
массивных заготовок (рис. 9.13), включающая предварительное измельчение струк-
туры методом термической обработки. Обработка заключалась в закалке в воде после
нагрева при температуре ниже температуры полиморфного превращения примерно
на 10 °С и последующем отжиге при температуре 675...700 °С в течение 4 ч. После та-
кой термообработки в структуре заготовки общая доля глобулярных выделений ос-фа-
зы не превышала 10% при среднем их размере 8 мкм. Основной объем в структуре об-
разца занимают колонии пластин ос-фазы, толщина и длина которых составляет в
среднем 0,5 и 15 мкм соответственно (рис. 9.13, а).

Микроструктура образцов после РКУ прессования и экструзии характеризуется,
судя по дифракционным картинам, значительной разориентировкой границ фраг-
ментов ос-фазы размером 200-400 нм (рис. 9.13, в). При этом области с ультрамелко-
зернистой структурой составляют до 85% основы материала. Можно также отметить,
что в более крупных фрагментах наблюдается дополнительное их измельчение за счет
формирования внутренних субграниц. Глобули первичной ос-фазы, общая доля кото-
рых не более 10%, частично разбиты широкими двойниками, которые могут пересе-
каться внутри зерен (рис. 9.13, б).

Анализ механических свойств образцов показал, что в результате комбинирован-
ной обработки значительно возросли прочностные характеристики материала
(табл. 9.4). Получение высокого комплекса свойств, очевидно, связано с формирова-
нием УМЗ структуры, которая занимает в образце наибольший объем. Применение
отжига при температурах не выше 300 °С практически не влияет на уровень прочно-
сти и пластичности. При этом усталостные свойства существенно повысились.

Обобщая имеющиеся результаты исследований микроструктуры и механических
свойств двухфазных титановых сплавов типа Т1—6А1—4У, можно выявить некоторые
Таблица 9.4. Механические свойства сплава Т1-6А1-4У ЕЫ после ИПД

Состояние сплава Механические свойства
ов, МПа а0 2, МПа 5, % V, % ов, МПа на базе 10б циклов
Состояние поставки 940 840 16 45 575
РКУП + экструзия 1310±30 1245±40 8±2 35 —
Закалка + старение + + РКУП + экструзия 1357±15 1250±20 11±2 32 623
Закалка + старение + + РКУП + экструзия+ + отжиг — — - - 691

особенности их измельчения в ходе ИПД. Во-первых, большую роль в измельчении
структуры таких сплавов, так же как и в чистом титане, играет двойникование.
Во-вторых, в отличие от чистого титана, механизмы фрагментации структуры очень
сильно зависят от морфологии исходных а- и [3-фаз. В работах по всесторонней ков-
ке и РКУ прессованию показано, что наилучшей деформируемостью обладают струк-
турные элементы пластинчатой морфологии [45, 48, 49, 51], что создает условия для
формирования более однородной УМЗ структуры. В третьих, [3-фаза локализуется в
обособленных объемах, ее объемная доля в структуре после ИПД заметно уменьша-
ется, что связано с ее распадом и частичным растворением [52].

В целом сплавы типа Т1-6А1-4У в УМЗ состоянии демонстрируют высокие проч-
ностные свойства и повышенную усталостную прочность. Однако потенциал улуч-
шения механических характеристик и особенно предела выносливости УМЗ сплавов
еще не исчерпан. Получение рекордных свойств в УМЗ титановых сплавах возмож-
но за счет еще большего уменьшения размеров зерен (фаз) в структуре, создания спе-
циальных границ, повышения структурной однородности. Решение этой задачи тре-
бует более систематических исследований режимов ИПД в комбинации с
термическими и термомеханическими обработками. Важными направлениями даль-
нейших работ могут явиться следующие задачи:

• развитие методов деформационной обработки после ИПД в условиях, близких к
сверхпластичности, которая позволит улучшить однородность структуры, форми-
ровать более совершенные границы УМЗ зерен, способные к зернограничному
проскальзыванию;

• поиск оптимальных режимов промежуточных и окончательных отжигов, а в пер-
спективе и предварительной деформации, с целью управления морфологией фаз
в исходном и УМЗ состоянии.

Получение в титане и его сплаве Т1—6А1—4У рекордных усталостных свойств, исполь-
зуя методы ИПД, позволит приступить к практическим разработкам конструкцион-
ных титановых материалов следующего поколения для новых перспективных приме-
нений в медицине и технике.
9.1.3 Перспективные применения ультрамелкозернистых титановых сплавов

Несмотря на успешную демонстрацию высоких физико-механических
свойств в титане и его сплавах за счет формирования в них наноструктурных состоя-
ний, получение объемных титановых заготовок с УМЗ структурой в промышленных
условиях со стабильно высокими свойствами представляет собой сложную самостоя-
тельную проблему. Во-первых, до сих пор исследования проводились в основном на
лабораторных установках и размеры образцов были ограничены геометрией оснаст-
ки. Более того, к промышленному технологическому процессу изготовления титано-
вых полуфабрикатов предъявляется целый ряд дополнительных требований, среди
них максимальный коэффициент использования металла (КИМ), высокая произво-
дительность технологического процесса, его стабильность, низкие трудоемкость и
себестоимость.

В связи с изложенным выше разработка и исследование новых эффективных ме-
тодов получения титановых полуфабрикатов с заданными регламентированными ме-
ханическими свойствами включает в себя проектирование оборудования и оснастки,
совершенствование режимов ИПД и термомеханической обработки (ТМО), изуче-
ние закономерностей формирования наноструктуры, выявление структурных факто-
ров, ответственных за высокие механические свойства. Такие работы по созданию
промышленной технологии изготовления длинномерных прутков диаметром 3—12 мм
из наноструктурных титановых материалов для медицинских применений активно
ведутся совместными усилиями ИФПМ УГАТУ и НКТБ «Искра» в Уфе [55—57].

В работах [55—57] исследован метод получения полуфабрикатов из технически чи-
стого титана Огабе 2 и Огабе 4 диаметром 6—8 мм и длиной до 1 м с использованием
комбинированных схем, включающих обработку ИПД, термических и термомехани-
ческих обработок кузнечной протяжкой, прокаткой, волочением. Предложенная ав-
торами универсальная технологическая схема позволяет получать наноструктурные
титановые полуфабрикаты, прочность которых в 2,5 раза превышает прочность тита-
на в исходном состоянии. Усталостная прочность таких титановых прутков достига-
ла 450 МПа по сравнению с 240 МПа в отожженном прутке.

В работах [55, 56] показано, что основная роль в технологической схеме обработ-
ки принадлежит РКУ прессованию, в процессе которого упрочнение достигается за

Рис. 9.14. Микроструктура наноструктурного Т| Сгайе 2 после одного прохода РКУ прессова-
ния + многопереходной ковки и последующего волочения:

а — поперечное сечение; б — продольное сечение; ПЭМ [56]
счет интенсивного измельчения структуры. Сохранение достаточной пластичности
УМЗ титана после РКУ прессования позволяет провести дополнительные формооб-
разующие операции ТМО, которые способствуют дальнейшему измельчению зерен-
ной структуры заготовки и формированию высокой плотности дислокаций. В итоге
в полуфабрикате из технически чистого титана длиной до 1 м обеспечивается форми-
рование однородной УМЗ структуры с размером зерна для сплава Сгаде 2 около 70 нм
(рис. 9.14), а для сплава Огаде 4 — около 150 нм.

Такие длинномерные наноструктурные титановые прутки, полученные комбини-
рованными методами обработки с использованием ИПД, являются прежде всего по-
луфабрикатами для производства медицинских имплантатов. При этом эффектив-
ность разработки наноструктурных материалов для медицинского применения
определяется не только механическими и усталостными свойствами самого материа-
ла, но и конструкцией имплантата, которая должна обеспечить максимальную проч-
ность изделия при эксплуатации. Проведенные исследования по совершенствова-
нию конструкции имплантатов из наноструктурных титановых полуфабрикатов
позволили, например, в изделиях — «винтах» — из наноструктурного титана Огаде 2 —
достичь «конструктивного» предела выносливости (о-1 = 591 МПа), превышающего
предел выносливости крупнозернистого титанового сплава. Таким образом, за счет
комплексного повышения прочностных характеристик удалось добиться снижения
массы и размеров имплантатов. На рис. 9.15 приведена конструкция устройства для
коррекции и фиксации позвоночника, в которой удалось за счет использования но-
вого материала существенно снизить вес конструкции без ущерба для механической
и усталостной прочности.

Однако внедрение в медицину нового материала предполагает не только его меха-
ническую и усталостную прочность, но и полную биологическую совместимость с
организмом человека. В этой связи были начаты исследования и уже получены пер-
вые результаты о влиянии материала на биологическую совместимость с тканями ор-
ганизма, которые показали, что наноструктурные титановые образцы являются не-
токсичными для тестируемых клеток.

Высокие прочностные и усталостные свойства наноструктурного титана открыва-
ют перспективу использования его в технике. Например, в работе [58] авторы иссле-

Рис. 9.15. Конструкции для коррекции и фиксации позвоночника:

а — справа — из титанового сплава с обычной структурой, слева — из нанотитана; б — имплантируемое
устройство с комплексом инструментов для операции

13 Валиев Р. 3.. И. В. Александров
Рис. 9.16. Высокопрочные крепежные
резьбовые изделия из наноструктурно-
го титана

довали возможность конструкционного применения наноструктурного титана для
высокопрочных резьбовых крепежных изделий в автомобилестроении (рис. 9.16). На
заготовки, полученные РКУ прессованием, накатывалась резьба на специальной ус-
тановке. Полученные резьбовые шпильки служили образцами для испытаний на ма-
лоцикловую усталость [59]. Схема нагружения представляла собой знакопостоянное
растяжение при пульсирующем цикле при отах = 450 МПа и от1п = 0. По результатам
испытаний установлено, что формирование наноструктуры в матрице шпильки поз-
волило существенно повысить циклическую долговечность резьбы в малоцикловой
области (число циклов до разрушения для шпилек из исходного и наноструктурного
титана составляло соответственно 4211 и 17504).

Таким образом, уже первые результаты механических, усталостных коррозионных
и токсикологических испытаний показали перспективность коммерциализации на-
ноструктурного титана для использования его в медицине и технике. Весьма актуаль-
ны также дальнейшие исследования, направленные на разработку промышленных
методов получения наноструктурных титановых полуфабрикатов не только из техни-
чески чистого титана, но и из сплавов Т1—6А1—4У и Т1-6А1—7МЬ, которые также ши-
роко востребованы в медицине и технике. Наноструктурный чистый титан и нано-
структурные сплавы Т1—6А1—4У и Т1—6А1—7МЬ имеют свои уникальные
преимущества для медицинского применения. Первый более биосовместим, тогда
как последние имеют более высокую прочность, особенно усталостную. Нанострук-
турный чистый титан будет лучшим выбором для медицинских имплантатов в ситуа-
циях, где биосовместимость является наиважнейшей, таких как нахождение посто-
янно или очень долгое время в теле человека. Чистый титан может уберечь от
длительного накопления токсичных У и А1 в ткани, которая окружает имплантат. Од-
нако высокая прочность наноструктурного П—6А1—4У является лучшим выбором для
многих других медицинских применений, например [7]:

1) медицинские имплантаты и устройства, которые используются для фиксации
сломанных костей и устанавливаются в теле человека в течение относительно ко-
роткого времени. Высокая прочность наноструктурного сплава Т1—6А1—4У позво-
лит использовать более тонкие имплантаты с уменьшенным весом. Это уменьшит
хирургическую травму здоровой кости и ткани, а также ускорит восстановление
пациентов;

2) медицинские имплантаты, которые подвергаются высоким усталостным нагруз-
кам. В ситуациях, когда усталостное разрушение является значительной пробле-
мой, предпочтительнее использование наноструктурного Т1—6А1—4У;
3) медицинские имплантаты, которые могут быть использованы при лечении остео-
пороза. Одной из главных проблем медицинских имплантатов является то, что их
модуль упругости намного выше, чем у кости. Например, модуль упругости чис-
того титана и титановых сплавов около 116 ГПа, тогда как модуль упругости кос-
ти изменяется от 14 до 28 ГПа. Остеопороз может быть следствием этой большой
разницы в жесткости между костью и имплантатами из-за экранирования напря-
жения [7]. Такое преобразование и регенерация кости являются одним из главных
факторов, который может способствовать ослаблению, снижению срока службы
имплантатов. Одним из путей решения этой проблемы является уменьшение пло-
щади поперечного сечения медицинских имплантатов до тех пор, пока остается
общая несущая способность. Площадь поперечного сечения может быть сущест-
венно уменьшена путем производства медицинских имплантатов полыми. Это
значительно снизит общую жесткость медицинских имплантатов, приближая ее к
жесткости кости. Для таких изделий предпочтителен высокопрочный нанострук-
турный сплав Т1-6А1—4У, который позволит сохранить общую несущую способ-
ность полых имплантатов.

В заключение можно отметить, что перспективные механические и усталостные
свойства наноструктурных титановых материалов вызывают большой интерес мно-
гих специалистов, в том числе в области медицины. Поэтому разработка промыш-
ленных технологий получения таких наноструктурных полуфабрикатов с уникальны-
ми свойствами в настоящее время очень актуальна. Есть основания ожидать, что в
ближайшие годы многие специалисты подключатся к этим разработкам.

9.2 НАНОСТРУКТУРНЫЕ МАТЕРИАЛЫ С ЭФФЕКТОМ ПАМЯТИ ФОРМЫ

В группе функциональных материалов с эффектами памяти формы
(ЭПФ), обусловленными термоупругими мартенситными превращениями, сплавы
на основе никелида титана обладают самыми высокими прочностными и пластичес-
кими свойствами и уникальными по величине, воспроизводимости и циклической
долговечности эффектами однократно и многократно обратимой памяти, псевдоэла-
стичности, демпфирования и ряда других [60—63]. Эти сплавы все более широко ис-
пользуются в качестве новых функциональных материалов в медицине и технике.
Тем не менее задача улучшения свойств этих материалов является весьма важной и
актуальной. В функциональных сплавах, какими являются сплавы на основе Т!ЬИ,
легирование изменяет фазовый состав, что приводит к изменению конструкционных
и функциональных свойств. Как показали исследования, наиболее перспективным
путем повышения свойств сплавов Т1№ является создание в них наноструктурного
состояния. В частности, формирование НК состояния повышает прочность и предел
дислокационной текучести материала (от), что в свою очередь приводит к повыше-
нию такой важнейшей характеристики ЭПФ, как реактивное напряжение. Не-
сомненный научный интерес представляют исследования структурных превращений
в интерметаллидных сплавах ПЬЛ, в которых ИПД сопровождается мартенситными
превращениями, а также исследования влияния размера зерна на температуры и по-
следовательность мартенситных превращений и эффекты памяти формы в данных
сплавах. Наиболее эффективным способом создания НК состояния в объемных об-
разцах сплавов Т1№ являются методы ИПД [64—73].

Вначале рассмотрим кратко основные особенности и природу эффектов памяти
формы [60—63]. Механизм ЭПФ и сверхэластичности сплавов заложен в особеннос-
тях мартенситного превращения, при котором кооперативный согласованный сдвиг
при бездиффузионной мартенситной перестройке приводит к изменению геометри-
ческой формы тех областей сплава, которые испытали превращение. Сохранение со-
седства атомов при мартенситной деформации определяет возможность ее полной
обратимости в процессе обратного мартенситного превращения, т.е. деформация
формы при мартенситном переходе может быть полностью обратимой. При свобод-
ном охлаждении и последующем нагреве сплава кооперативное перемещение атомов
возможно по нескольким кристаллографически эквивалентным системам сдвига
(плоскостям) направлениям. В результате возникает пространственно ориентирован-
ная доменная структура мартенсита, где каждому кристаллу-домену соответствует
«свое» направление деформации. Поэтому, несмотря на значительные (до 10—20%)
локальные сдвиги в каждой микрообласти, образец в целом, как правило, не испыты-
вает изменения формы.

Под действием внешнего механического напряжения равновероятность всех на-
правлений мартенситной деформации нарушается. Преимущественно формируются
кристаллы мартенсита, для которых работа внешних сил положительна и максималь-
на. В результате при мартенситном переходе происходит преимущественный сдвиг
атомов и деформация образца в целом в направлении внешней силы. В случае обрат-
ного мартенситного превращения, которое структурно обратимо, при нагреве атомы
возвращаются на свои места, а образец — к исходной форме.

Схема эффекта памяти формы приведена на рис. 9.17. Пусть материал находится
в мартенситном состоянии при температуре ниже начала (М5) или даже конца
мартенситного перехода (рис. 9.17, б). При приложении нагрузки в материале растут
число и объем кристаллов с мартенситной деформацией, совпадающей по направле-
нию с приложенным напряжением, пока все кристаллы не переориентируются, а ма-
териал в целом продеформируется в направлении внешней силы. После разгрузки
накопленная деформация сохраняется. Возврат этой деформации происходит при
нагреве в интервале температур обратного мартенситного превращения А— (А5 и

Деформация

Рис. 9.17. Схема эффекта памяти формы
Лу— температуры начала и конца обратного превращения соответственно). В резуль-
тате образец восстанавливает свою первоначальную (до действия нагрузки) форму
(рис. 9.17, а).

Схема эффекта сверхэластичности приведена на рис. 9.18. Материал при темпера-
турах выше М^и А5 находится в аустенитном состоянии (рис. 9.18, а), Внешняя на-
грузка может полностью стимулировать мартенситную реакцию выше М5. В этом
случае естественно возникают кристаллы с мартенситной деформацией, совпадаю-
щей с направлением действия напряжения (рис. 9.18,6). В результате происходит ма-
кроскопическое изменение формы образца. Поскольку без нагрузки мартенсит выше
М8 существовать не может, он исчезает при снятии внешнего напряжения, а накоп-
ленная деформация аннигилирует (возврат в положение рис. 9.18, а). Величина не-
упругой деформации при таком сверхэластичном поведении на порядок превышает
упругую. При этом возврат деформации осуществляется с механическим гистерези-
сом превращения.

Как уже говорилось, из большого числа сплавов с ЭПФ наиболее перспективны-
ми для практического применения являются сплавы Т1№ вблизи эквиатомного со-
става [примерно 50:50% (ат.)], обычно называемые никелидом титана или нитинолом
[60-63]. Кроме рекордных по величине эффектов памяти, формы сплава никелида
титана (Т1№) имеют высокие прочность, пластичность, коррозионную стойкость.
В данных сплавах с составом, близким к эквиатомному, аустенитная фаза с решеткой
В2 превращается в В19' мартенсит с моноклинной решеткой при температурах, близ-
ких к комнатной, что обеспечивает термоупругие эффекты памяти формы при этих
температурах. В сплавах определенных составов или структурного состояния возмо-
жен двухступенчатый переход В2—К—В19'. Температуры и последовательность мар-
тенситных превращений могут широко варьироваться изменением состава в относи-
тельно узких интервалах вблизи стехиометрии Т150№50.

Исследования влияния ИПД на сплавы с ЭПФ, и соответственно на Т1Ы1, пред-
ставляют большой научный и практический интерес. В частности, еще в ранней ра-
боте [74] было показано, что воздействие приводит к аморфизации сплавов Т1Ы1. В
работах [64—73, 75, 76] методом ИПД кручением и в результате последующих отжи-
гов были сформированы аморфные и наноструктурные состояния в сплавах на осно-
ве Т1ТЧ1 и исследованы особенности микроструктуры и фазовых превращений.

Деформация

Рис. 9.18. Схема эффекта сверхэластичности
б

Рис. 9.19. Светло- (а, в) и темнопольное
(б) изображения сплава Т149 4М150 6 по-
сле ИПД кручением, 5 оборотов (а, б) и
после отжига при 250 °С, 20 мин (в).
Приведены соответствующие микро-
электронограммы

На рис. 9.19, а приведены светлопольное электронно-микроскопическое изображе-
ние аморфного сплава Т149 4М50 6 после 5 оборотов кручением и микродифракция с
типичными диффузными гало [64]. В ряде случаев (рис. 9.19, б) методом темнополь-
ной микроскопии в гало удается наблюдать нанокристаллические области (размером
до 5—7 нм) [64]. Аморфизация сплавов Т1М1 была обнаружена также при интенсивном
размоле [77], интенсивном радиационном воздействии [78], холодной прокатке [79].
Однако рри размоле, как известно, материал получается в виде мелкодисперсного
порошка, загрязненного посторонними примесями, что затрудняет исследования, а в
случае прокатки аморфизация наблюдалась лишь в отдельных областях. В то же вре-
мя ИПД кручением позволяет получить цельные монолитные образцы — диски с
аморфизацией во всем объеме материала.

В работе [80] была оценена степень аморфизации сплавов Т1Ы1 на основе сравне-
ния уровня свободной энергии дефектов, накапливаемых при ИПД кручением в на-
нокристаллическом сплаве Т1Ы12, и свободной энергии аморфной фазы. Вклад в по-
Рис. 9.20. Темнопольное изображение
сплава Т149 41Ч150 6 после ИПД кручени-
ем, 5 оборотов ’и отжига при 500 °С,
5 мин

Рис. 9.21. Температурные зависимости эле-
ктросопротивления р(7) сплава Т149 4№50 6,
подвергнутого ИПД кручением при Л= 5’

вышение общей свободной энергии нанокристаллического состояния дают два фак-
тора: энергия границ зерен и энергия дислокаций. Энтальпия кристаллизации
аморфного Т1Ы12 составляет 3,55 Дж/моль, соответственно, такова же свободная
энергия, необходимая для аморфизации. Плотность дислокаций после ИПД круче-
нием в сплаве Т1ЬЛ достигает 1014 см-2 [80], а энергия дислокаций такой плотности
равна примерно 2 Дж/моль. В образцах, подвергнутых ИПД кручением, размер зерен
перед аморфизацией можно оценить как 10 нм [80]. При размере зерна 10 нм пло-
щадь границ на одно зерно 2,05 х 10~16 м2. Принимая энергию границы зерна равной
706 мДж-2, общую энергию границ зерен получаем Е& = 2,05 х 10“16 м2 х 1,77 х 1024 м-3 х
х 706 мДж-3 = 2,56 х 1011 мДж-3 = 2,2 Дж/моль. Таким образом, суммарная энергия
дислокаций и границ зерен + Е& в сплавах ЪЫ1, подвергнутых ИПД кручением,
приблизительно равна энергии их аморфизации. Исследования действительно де-
монстрируют эффект аморфизации при увеличении степени ИПД кручением как на
границах зерен, так и внутри зерен, а при больших степенях ИПД кручением наблю-
дается аморфизация уже во всем объеме образца.

Нагрев аморфизированных сплавов Т1№ (подвергнутых ИПД кручением) до тем-
ператур -200...250 °С приводит к началу процесса нанокристаллизации, и отжигами
в них удается реализовать наностуктурные и высокооднородные по размеру зерен со-
стояния [70]. Так в сплаве Т149 4Ы150 6 (подвергнутом ИПД кручением) формируются
такие состояния с размером 10—20 нм после отжига при 250 °С, 20 мин (см. рис. 9.19),
20—30 нм после отжига при 300 °С, 20 мин, 60-70 нм после отжига при 500 °С, 5 мин
(рис. 9.20).

Измерения температурной зависимости электросопротивления (рис. 9.21), элек-
тронно-микроскопические и рентгеновские эксперименты ш 8Йи показали, что мар-
тенситные превращения в полученных ИПД кручением аморфных сплавах Т1№ от-
сутствуют, что естественно в связи с отсутствием кристаллической фазы В2. Данные
об особенностях мартенситных превращений в сплавах Т1№ близ-эквиатомного со-
Таблица 9.5. Мартенситные превращения в сплавах ТНМ1 состава,
близкого к эквиатомному, в зависимости от размера зерна
после ИПД кручением и соответствующих отжигов

Размер зерна Мартенситные превращения Структурный механизм превращений
Более 20 нм Нет!!! —
20—50 нм Только В2 <-> В Монокристалл В2 — монокристалл В
50-80 нм В2 <-> В <-» В19' Монокристалл В2 — Монокристалл В19'
Менее 80-100 нм В2 В <-> В19' Формирование в зерне одного пакета нанодвойников
Крупнозернистый В2<->В19' Мультипакетное двойникование

става (Т149 4№50 6, Т149 81М150 2) в зависимости от размера зерна, после ИПД кручением
и соответствующих отжигов описаны в работе [70] и представлены в табл. 9.5 и на
рис. 9.22. После отжигов и при размере отдельных зерен более 20 нм в них проявля-
ется мартенситное превращение В2 <-> К, даже при наличии окружающей аморфной
матрицы [70]. Температура В-перехода относительно слабо зависит от размера зерна
(см. рис. 9.22). Превращение К В19' начинается в сплаве Т149 4ЬИ50 6 при размере
зерна 50 нм и более [70]. Температура превращения в фазу В19' повышается с ростом
размера зерна от азотных при зерне 50 нм до комнатных в крупнозернистом состоя-
нии (см. рис. 9.22). Отметим, что все исследованные сплавы Т1>й — Т15ОТ415О,
Т149 4>Н50 6, Т149 8№50 2 после ИПД кручением и отжига испытывают двухступенчатое
мартенситное превращение В2 <-> В <-> В19', тогда как в крупнокристаллическом со-
стоянии в сплаве Т150М150 наблюдался одноступенчатый переход В2 В19' [70]. При
размере зерна менее 100 нм реализуется особый структурный механизм мартенситно-
го превращения по типу «монокристалл — монокристалл», без двойников и дефектов
упаковки. Это связано с особым механизмом аккомодации анизотропных напряже-
ний, обусловленных мартенситным превращением, — аккомодации в комплексе со-

Рис. 9.22. Зависимость темпе-
ратур начала мартенситных
мартенситных переходов Л/5,
(В2-В), М5 (Я-В19') от раз-
мера зерна в сплаве Тц9 4^50.6
седних нанозерен, и с затрудненностью двойникования мартенситных кристаллов
внутри нанозерна. Лишь когда размер зерен превышает 100 нм, включается механизм
самоаккомодации объемных линейно анизотропных напряжений, обусловленных
мартенситным переходом, посредством однопакетного упругого нанодвойникова-
ния. Отметим, что ранее изменение температуры мартенситных переходов в Т1№ с
уменьшением размера зерна наблюдали в ряде работ, в частности [60—62]. Однако по-
следовательно взаимосвязь размера зерна в объемных наноструктурных сплавах Т1М1
с температурами и механизмами мартенситных превращений была впервые изучена
в работах [64—66, 68—70, 82, 83].

В работе [67] были исследованы механические свойства сплава Т149 41Ч150 6, под-
вергнутого ИПД кручением. Измерения были проведены на малых образцах с рабо-
чей базой 1 х 1 х 0,2 мм, вырезанных из дисков, подвергнутых ИПД кручением. Из-
мерения на образцах в исходном состоянии после кручения показали высокие
значения прочности (до 1800 МПа), но образцы разрушались хрупко, практически с
нулевой пластичностью [67]. Дополнительный отжиг образцов, подвергнутых ИПД
кручением, приводящий к началу формирования нанокристаллической структуры,
восстанавливает некоторую пластичность сплава. Испытания механических свойств
показали значения прочности более 2000 МПа. Таким образом, формирование нано-
кристаллической структуры позволяет достичь рекордных прочностных свойств
сплавов Т1Ы1.

Однако метод ИПД кручением позволяет получать только малые образцы для на-
учных исследований. Получить большеразмерные заготовки сплавов Т1Ы1 с УМЗ
структурой и повышенными свойствами позволяет РКУ прессование. Основные ис-
следования по воздействию РКУ прессования [64—66,68,69,72, 76] были выполнены
на сплавах Т149 8Ы150 2 (произведенного в РФ) и Т149 4№50 6 (произведенного в США) с
температурами мартенситного превращения ниже комнатной температуры, т.е. «ме-
дицинских сплавах». Для гомогенизации сплава и формирования в нем однородного
твердого раствора прутки подвергали закалке с 800 °С. Характерной для исходных за-
каленных сплавов Т149 8М150 2 и Т149 4М150 6 является микроструктура твердого раство-
ра В2-аустенита со средним размером зерна 60—80 мкм. В данных работах РКУ прес-
сование было выполнено в оснастке с углом пересечения каналов Ф = 110° по
маршруту Вс, Температуры изотермического РКУ прессования варьировались от 350
до 500 °С. Верхняя и нижняя границы температурного интервала для деформации
РКУ прессованием определялись соответственно отсутствием заметной рекристал-
лизации и достаточной деформационной способностью сплава для многопроходного
процесса РКУ прессования.

Как показывают исследования, общие закономерности изменения структуры и
свойств при РКУ прессовании сплавов Т149 8Ы150 2 и Т149 4№50 6 одинаковы. РКУ прес-
сование при всех исследованных режимах значительно, более чем в 200 раз, уменьша-
ет размер зерна по сравнению с закаленным состоянием. Типичные ПЭМ-изображе-
ния микроструктуры сплава Т149 8Ы150 2 после РКУ прессования с числом проходов 8
при Т = 450 °С представлены на рис. 9.23 [72]. При увеличении числа проходов РКУ
прессования от 1 до 8 при 450 °С зерна сплава Т149 8№50 2 все более и более измельча-
ются, достигая в среднем 230 нм. Однако при дальнейшем увеличении числа циклов
вплоть до 12 средний размер зерна практически не меняется [72], что обусловлено,
очевидно, установлением равновесия процессов деформации и релаксации путем ди-
а

Рис. 9.23. Микроструктура сплава Т149 8№50 2 после РКУ прессования при 450 °С, 8 проходов:
а — поперечное сечение; б — продольное сечение [72]

намической полигонизации и рекристаллизации. Такая закономерность насыщения
процессов измельчения структуры с увеличением числа циклов является типичной
для процесса РКУ прессования большинства материалов [84]. Сравнение структуры
в поперечном и продольном сечениях (см. рис. 9.23) демонстрирует отсутствие замет-
ной анизотропии формы зерен в сплавах Т1Ы1 после 8 проходов [72]. Вместе с тем ана-
лиз электронограмм указывает на наличие в образцах кристаллографической текстуры.

Структура сплавов Т1№, подвергнутых РКУ прессованию при 450 °С, термически
стабильна при отжигах при температуре ниже 450 °С [72]. При часовом отжиге при
450...500 °С в сплаве Т149 8М150 2, подвергнутом РКУ прессованию, происходят про-
цессы возврата и уменьшение плотности дислокаций в теле зерен, однако размер зе-
рен существенно не меняется. Часовой отжиг при температуре 550 °С приводит к рос-
ту размера зерен примерно вдвое, отжиги при более высоких температурах приводят
к дальнейшему росту зерна [72].

Предел прочности ав сплава Т149 81Ч150 2 увеличивается с количеством проходов
РКУ прессования при 450 °С и числе проходов более 8 достигает 1400 МПа, что на
50% выше, чем в крупнозернистом закаленном состоянии (рис. 9.24) [72]. Условный
предел дислокационной текучести (о0 2) при формировании УМЗ структуры в резуль-
тате РКУ прессования возрастает более чем в два раза, с исходных 500 до 1100 МПа.
Наибольший подъем пв и б02 наблюдается для первых 4 проходов. Пластичность с
ростом числа проходов понижается, однако остается достаточно высокой — до 23%,
даже после 12 проходов [72]. Естественно утверждать, что рост прочности и предела
дислокационной текучести в результате РКУ прессования является результатом силь-
ного измельчения структуры. Величина критического напряжения начала мартен-
ситного превращения в процессе растяжения (ом) также несколько повышается: с
200 МПа в исходном состоянии до 300 МПа после РКУ прессования (см.
рис. 9.24) [72].

Типичные инженерные кривые «напряжение—деформация» при растяжении в
процессе РКУ прессования образцов сплава Т149 8№50 2 после различных режимов от-
жигов представлены на рис. 9.25. Отжиг после РКУ прессования при температурах
450 и 500 °С приводит к увеличению относительного удлинения при сохранении
прочностных свойств. С повышением температуры отжига до 600 °С происходят не-
Рис. 9.24. Инженерные кривые «напряже-
ние-деформация» при растяжении образ-
цов сплава Т1498ГЧ1502 в крупнозернистом
состоянии ( /) и после РКУ прессования при
450 °С, 1 проход (2), 4 прохода (3) [72]

Рис. 9.25. Инженерные кривые «напряже-
ние-деформация» при растяжении сплава
Т149 8^50 2 после РКУ прессования при
450’°С, 8 проходов (7) и дополнительных
часовых отжигов при 500 °С (2) и 600 °С (3)

которое снижение прочностных характеристик и дальнейшее увеличение относи-
тельного удлинения. Анализируя кривые «напряжение—деформация» (см. рис. 9.25),
можно отметить, что после дополнительных отжигов при 450 и 500 °С их вид близок
к соответствующим кривым после РКУ прессования. Они характеризуются высоки-
ми значениями о0 2 и небольшой разницей (около 5—8%) между а0 2 и ав. Повышение
температуры отжига до 600 °С увеличивает это различие и приближает вид кривой к
кривой растяжения закаленного сплава. Важно подчеркнуть также, что постдеформа-
ционный отжиг значительно повышает равномерное удлинение.

РКУ прессование приводит к понижению характеристических температур мар-
тенситных превращений по сравнению с закаленным состоянием. При числе прохо-
дов 4—8 понижение температур М5, А5 и по сравнению с закалкой составляет
(20 ± 5) °С, а М^ — 30...40 °С, т.е. интервал прямого мартенситного превращения не
только понижается, но и несколько растягивается в сторону низких температур. Ин-
тервал температур обратного превращения в этих условиях, понижаясь, практически
не изменяет своей ширины [72]. Понижение характеристических температур мартен-
ситных превращений в результате РКУ прессования по сравнению с контрольной об-
работкой объясняется образованием при деформации в аустените развитой дислока-
ционной субструктуры, элементы которой препятствуют движению межфазных и
двойниковых границ. Это явление наблюдается при любых схемах пластической де-
формации, создающих развитую субструктуру [60, 62]. Второй, размерный эффект,
также приводящий к понижению температур мартенситных превращений, — это
сильное измельчение зерна аустенита, в сотни раз по сравнению с закаленным состо-
янием [64—66, 68—70, 81].

Максимальная полностью обратимая деформация е™х сплава Т149 8КИ50 2 с увели-
чением числа проходов сначала возрастает: с 6% (после закалки) до 8% при 1 прохо-
де и 9% при 4 проходах [72]. С увеличением числа проходов до 8 Е™ах несколько
уменьшается (до 8%), но остается существенно выше уровня закаленного состояния.
РКУ прессование приводит к значительному росту максимального реактивного на-
пряжения о^ах, величина которого всегда больше, чем после закалки. Наибольший
эффект (о^ах > 800 МПа) достигается при числе проходов 8—12 [72].

Отжиг при умеренных температурах после РКУ прессования не приводит к сни-
жению значений Е™ах сплава Т149 8№50 2, а даже несколько превышает их. Так, после
РКУ прессования при 450 °С, 8 проходов и отжига при 450 °С Е™ах составляет 8,2%, а
при 500 °С — даже 9%. В то же время максимальное реактивное напряжение с^ах по-
сле РКУ прессования при 450 °С, 8 проходов и отжига существенно снижается по
сравнению с РКУ прессованием: до 730 МПа и 550 МПа (при наведенной деформа-
ции е/ = 8%) после отжига при 450 и 500 °С соответственно. При этом оно остается
по-прежнему значительно выше, чем после закалки.

Рост о™х с увеличением накопленной деформации коррелирует с изменением
дислокационного предела текучести о0>2, что также наблюдали в [85]. Действительно,
о0 2 непрерывно растет с увеличением числа проходов РКУ прессования при 450 °С
до 12 проходов [72]. Это обусловлено уменьшением размера зерен (субзерен) и возра-
станием доли зерен с большеугловой разориентацией. Теоретический ресурс обрати-
мой деформации определяется деформацией решетки при мартенситном превраще-
нии. Однако реальная Е™ах зависит от разности между дислокационным и фазовым
пределами текучести (или критическим напряжением образования и переориентации
мартенсита) А = а0 2ч-ом &2]'чем больше А, тем меньше вероятность необратимой
пластической деформации при наведении ЭПФ. Величина А при увеличении числа
проходов непрерывно растет, что связано с упрочением с увеличением накопленной
деформации. С другой стороны, дислокации и их скопления являются препятствиями
(барьерами) при обратном движении носителей обратимой деформации (границ кри-
сталлов и двойников) [85], и наблюдаемая картина изменения Е™ах является результа-
том конкуренции двух этих противоположных тенденций при измельчении структуры
и накоплении дислокаций с увеличением числа циклов РКУ прессования [72].

Отметим, что столь высокое значение полностью обратимой деформации (9%),
достигнутое в результате 4 проходов РКУ прессования при 450 °С на практически эк-
виатомном сплаве Т1Ы1 с поликристаллическим аустенитом, не наблюдалось на спла-
ве Т149 8Н150 2, подвергнутом традиционной термомеханической обработке, при кото-
рой Е™ах не превысила 7%. С помощью традиционной ТМО величину Е™ах = 9%
можно достигнуть только на стареющем заэквиатомном по никелю сплаве, обладаю-
щем более высокой, чем сплав Т149 8М150 2, е{Рах и в закаленном состоянии [86].

Таким образом, многоцикловое РКУ прессование сплавов ТОЙ при температурах
400...500 °С позволяет получать объемные образцы с однородной УМЗ структурой с
размером зерен -200—300 нм и прочностными свойствами, значительно повышен-
ными по сравнению с закаленным состоянием. При этом пластичность материала со-
храняется достаточно высокой. Постдеформационный отжиг при определенных тем-
пературах сплава, подвергнутого РКУ прессованию, позволяет сохранить высокую
прочность и значительно увеличить пластичность. Комплекс функциональных
свойств сплавов после РКУ прессования существенно улучшается. РКУ прессование
повышает обратимую степень деформации до 9%, а реактивное напряжение до
1100 МПа, которые превышают уровень, достигнутый ранее в результате традицион-
ных обработок.

Однако РКУ прессование не позволяет получать образцы с размером зерна менее
250 нм. Как было сказано выше, метод ИПД кручением обеспечивает в сплавах ТОП
аморфную и НК структуру, однако, только в малых образцах. Создать большеразмер-
ные образцы сплавов Т1№ с аморфизированной и НК структурой и повышенными
механическими и служебными свойствами позволила комбинированная обработка
РКУ прессованием с последующей деформацией прокаткой [87]. Действие глубокой
холодной прокатки на сплавы Т1№ было исследовано также в частности в работе [81],
но в этой работе прокатке на 70% был подвергнут исходно крупнозернистый сплав
ТгМ150 2- в результате в отдельных областях прокатанных образцов было обнаружено
формирование аморфной структуры [81], но аморфизировать весь объем материала
или сформировать однородную нанокристаллическую структуру прокаткой исходно-
крупнозернистого сплава Т1Т*41 не удалось [81]. Данная задача была решена примене-
нием дополнительной прокатки к сплавам ИЬИ, предварительно подвергнутым РКУ
прессованию, с исходной УМЗ структурой [87]. Вырезанные из заготовок, подвергну-
тых РКУ прессованию, пластины сплавов Т149 4ЬП50 6 и Т149 8М150 2 толщиной до 3 мм
были подвергнуты холодной прокатке с обжатием от 20 до 85%. Для сравнения про-
катывались с аналогичными степенями деформации сплавы в исходно-крупнозерни-
стом состоянии. В результате были получены цельные образцы — полоски длиной до
100 мм [87]. Исходный закаленный сплав Т149 4Ы1506, который после закалки нахо-
дится в В2-аустенитом состоянии, при прокатке испытывает В2 -> В19' мартенситное
превращение, индуцированное деформацией. Данное превращение протекает при
напряжениях выше деформационного предела текучести. Поэтому микроструктуру
отличают высокая дисперсность кристаллов деформационного мартенсита и высо-
кий уровень искажений. Заметных признаков аморфизации исходно-крупнозернис-
тых сплавов после холодной деформации на 25 и 60% не было обнаружено, но явно
видна тенденция к существенной диспергизации и формированию определенного
все большего количества наномерных кристаллитов-зерен. Во многом аналогично
развивается холодная деформация на 30 и 60% в сплаве, подвергнутом РКУ прессо-
ванию [87]. Главными отличительными особенностями структуры являются сущест-
венно менее выраженный полосовой характер субструктуры мартенсита, что встреча-
ется гораздо реже, и более высокая дисперсность равноосных кристаллических
фракций (рис. 9.26, а).

Рис. 9.26. Микроструктура сплава Т149 41Ч150 6 после РКУ прессования и прокатки:
а — на 60% (светлопольное изображение); б— на 90% (темнопольное изображение)
Радикальные изменения микроструктуры сплава в закаленном и подвергнутом
РКУ прессованию состояниях были обнаружены после холодной деформации на
90% [87]. Закаленный сплав приобретает наноструктурное состояние с отдельными
аморфизированными участками.

Процесс аморфизации при холодной деформации на 90% активизируется и прак-
тически завершается в сплаве, предварительно подвергнутом РКУ прессованию (рис.
9.26, б). Размер сохранившихся внутри аморфной матрицы изолированных нанозе-
рен составляет 5—20 нм (см. рис. 9.26, б).

Отжиг при температуре 400 °С, 20 мин образцов, прокатанных до 80—90% степени
обжатия, приводит к формированию однородной НК структуры с размером зерна
около 50 нм (рис. 9.27).

В табл. 9.6 приведены результаты механических испытаний [87]. Как и ожидалось,
с увеличением степени холодной прокатки от 20 до 80% прочность сплава растет, до-
стигая при 80% рекордных для этого сплава значений «2000 МПа. Пластичность
сплава с увеличением степени холодной прокатки в целом понижается, и образцы,
подвергнутые большой степени обжатия, имеют невысокую пластичность. Необхо-
димо отметить следующий факт. Если на кривой растяжения образцов, подвергнутых
обжатию = 25%, можно выделить небольшую площадку фазовой псевдотекучести
при (5т = 240 МПа с 8^ около 1%, то на кривых растяжения образцов, подвергнутых
обжатию на большие степени (у = 50-^80%), такая площадка псевдотекучести отсут-
ствует (рис. 9.28, кривая /) [87], поскольку в этом случае ресурс фазовой псевдотеку-
чести исчерпан.

Как показывают результаты вышеприведенных микроструктурных исследований,
диаграммы растяжения прокатанного на 50—80% и подвергнутого РКУ прессованию
сплава характеризуют процесс деформации и упрочнения сильно текстурованного
наноструктурного мартенсита с элементами аморфизации. Кривые растяжения име-
ют практически прямолинейный ход с высоким коэффициентом упрочнения вплоть

Рис. 9.27. Микроструктура сплава Т149 8М50 2
после РКУ прессования, холодной прокатки
на 80% и отжига при 400 °С (темнопольное
изображение)

Рис. 9.28. Кривые растяжения сплава
Т1№, подвергнутого РКУ прессованию и
многократной холодной прокатке с обжа-
тием 50%:

7 — после прокатки; 2 — после отжига 400 °С,
20 мин; 3 —после отжига 500 °С, 20 мин
Таблица 9.6. Результаты механических испытаний на растяжение образцов

Т149 8№50 29 подвергнутых РКУ прессованию, холодной плоской прокатке на разные
степени и дополнительным отжигам (время отжига 20 мин) [87]

Степень обжатия, % Т отжига, °С °т’ МПа ет,% пр а0 2, МПа ов, МПа 5, %
25 240 1,0 900 1070 14,5
500 200 4,3 700 890 19,5
50 — — — 1600 1760 5,0
400 420 4,5 1400 1630 10,0
500 295 6,0 1100 1230 24,5
60 — — — 1600 1790 7,0
400 460 5,0 1670 1730 6,5
80 — — — 1800 1970 8,0
80, Г испытаний 100 °С 400 760 2,5 — 1560 10,0

до некоторой величины о0 2, близкой ов, с параболическим ходом кривой между ни-
ми (рис. 9.28, 9.29) [87]. Как уже отмечалось, величины о02иов резко возрастают при
увеличении степени обжатия или прокатки.

Аморфизированые участки структуры в результате отжигов при использованных
температурах переходят в нанокристаллическое состояние, способное к мартенсит-
ным превращениям. Нагрев выше температуры мартенситых превращений обеспечи-
вает образование наноструктурного аустенита, который фиксируется при охлажде-
нии до комнатной температуры. Поэтому на кривых растяжения образцов,
подвергнутых прокатке и отжигу при 400 °С в течение 20 мин, появляются площадки
псевдотекучести с величиной мартенситной пластичности = 3-ь5% (см. рис. 9.28)
[87]. Значения напряжения мартенситного течения превышают 400 МПа, что зна-
чительно выше исходного закаленного состояния (около 200 МПа) и <зт после
РКУ прессования (около 300 МПа). Значения <зт возрастают с повышением степени
прокатки от 420 МПа при обжатии 50% до 490 МПа при 80% (см. табл. 9.5). Проч-
ность образцов в результате отжига при 400 °С практически не снижается. Кривые
растяжения сплава после сильных обжатий 50—80% и отжига 400 °С, 20 мин имеют
после площадки псевдотекучести прямолинейный ход с высоким коэффициентом
упрочнения вплоть до разрушения, без перехода к параболической стадии (см. рис. 9.28).
Это свидетельствует об отсутствии локализации пластической деформации. После

Рис. 9.29. Кривая растяжения сплава Т1М1, подвергну-
того РКУ прессованию и многократной холодной про-
катке с обжатием 80%
отжига при 500 °С в течение 20 мин на кривых растяжения образцов с обжатием 25 и
50% появляется завершающая параболическая стадия пластического течения с пони-
жающимся коэффициентом упрочнения, 8 достигает 25%, но и прочность снижается
(на 20-30%) [87].

Повышение прочности РКУ прессования Т1Г41 с увеличением степени обжатия
при холодной прокатке объясняется дальнейшим измельчением структуры и форми-
рованием нанокристаллического состояния с размером зерен менее 100 нм. В спла-
вах Т1№ с размером нанозерна меньше некоторого критического размера мартенсит-
ные превращения не происходят [70]. Поэтому отжиг при температуре 400 °С не
только восстанавливает аустенитное состояние при комнатной температуре, но и
приводит к росту зерна несколько выше этого критического размера, соответственно
в образцах становятся возможными мартенситные превращения, и на кривых появ-
ляется площадка псевдоупругости. Отжиг при 500 °С приводит к более заметному
росту зерна, что приводит к повышению пластичности с одновременным снижением
прочности и <5т.

Проведенный анализ позволяет полагать, что УМЗ сплавы на основе никелида ти-
тана представляют несомненный интерес для практического применения, в частно-
сти в медицине. Полученные РКУ прессованием УМЗ сплавы ТПЧ1 обладают благо-
приятными механическими характеристиками эффектов памяти формы:
критическим напряжением мартенситного сдвига и обратимой деформацией ег
(ответственными за эффекты сверхупругости и памяти формы), реактивным напря-
жением ог (ответственным за силовые возможности при реализации эффекта памяти
формы), деформационными пределами текучести, прочности и пластичностью в
мартенситном и аустенитном состояниях [66, 72].

Для перспективных применений большой интерес представляют первые опытные
образцы изделий из ультрамелкозернистых сплавов Т1№, убедительно демонстриру-
ющие преимущества измельчения микроструктуры [72,73]. Недавно из сплавов Т1М1,
подвергнутого РКУ прессованию, были изготовлены медицинские клипсы для кли-
пирования сосудов во время хирургических операций с повышенными служебными
характеристиками (подана заявка на патент). Также разработана эффективная муфта
из УМЗ Т1№ для безсварного скрепления трубопроводов. На данные изобретения
получены патенты РФ.

Первые результаты показывают, что нанокристаллические сплавы Т1№ обладают
еще большим уровнем физико-механических характеристик. В НК Т1№ сплавах
вследствие высоких пределов дислокационной текучести и прочности можно ожи-
дать рекордных реактивных напряжений. Это, в свою очередь, не только позволяет
расширить сферы их применения в медицине, но и обеспечивает возможности мини-
атюризации разрабатываемых устройств, а значит, открывает новые направления
применения.

9.3 НАНОСТРУКТУРНЫЕ ТУГОПЛАВКИЕ МЕТАЛЛЫ

Успешное измельчение микроструктуры методом РКУ прессования было
продемонстрировано в таких труднодеформируемых и малопластичных материалах,
какими являются вольфрам и его сплавы. В работах [88, 89] впервые было показано,
что РКУ прессование вольфрама при 1100 °С с 4 проходами приводит к формирова-
нию УМЗ структуры (с размером около 0,5 мкм), и как результат — к значительному
повышению прочностных свойств. Вместе с тем увеличение количества проходов
при РКУ прессовании представляет большой интерес, поскольку это должно приве-
сти к повышению пластичности вольфрама, что ранее уже наблюдали на некоторых
металлах [90]. Это весьма важно для практического применения наноструктурного
вольфрама, что явилось объектом специального исследования в работе [91].

В этой же работе [91] была также показана возможность сильного измельчения
структуры другого тугоплавкого металла — тантала с использованием РКУ прессова-
ния. В результате РКУ прессования с 8 проходами при комнатной температуре проч-
ность Та увеличилась в три раза. Как известно, из исследований УМЗ Т1 [92] дальней-
шее повышение прочности возможно путем комбинации РКУ прессования и
дополнительной термомеханической обработки. Поэтому разработка и применение
комбинированной обработки для тугоплавких материалов явились другой важной за-
дачей данной работы.

Специальное внимание было направлено на развитие и получение объемных нано-
структурных заготовок XV и Та с использованием многопроходного РКУ прессования
с числом проходов 8 и более и дополнительной термомеханической обработки. Для
достижения этой цели потребовались разработка и изготовление модернизированной
оснастки для РКУ прессования XV, позволяющей надежно проводить прессование с
большим количеством циклов в условиях высоких температур и больших усилий.

Проведенные ранее исследования получения УМЗ заготовок XV выявили [88], что
важной проблемой для многопроходного РКУ прессования является низкая дефор-
мируемость XV в области температур 900... 1200 °С. Решение этой проблемы возможно
за счет создания в очаге деформации напряженного состояния, близкого к всесто-
роннему сжатию. При этом уровень сжимающих напряжений должен быть достаточ-
но высоким. Такая схема напряженного состояния способствует повышению дефор-
мируемости малопластичных материалов.

Реализация таких условий возможна путями создания противодавления в выход-
ном канале, в частности за счет повышения сил трения, и использования таких кон-
струкций оснастки и инструментальных материалов, которые обеспечивают повы-
шенную работоспособность при высоких нагрузках и температурах. Эта концепция
легла в основу работ по конструированию и изготовлению оснастки. Удлиненный
выходной канал позволил за счет повышения поверхности трения создать дополни-
тельное противодавление и повысить гидростатическое давление в очаге деформа-
ции. Использование специальной вставки позволило улучшить трибологические
свойства, снизить удельные нагрузки на пуансоне и повысить его стойкость. Высокая
прочность вставки обеспечила повышенную износостойкость оснастки. Комплекс
проведенных мероприятий позволил повысить уровень гидростатического давления
в очаге деформации до 2000 МПа и обеспечить высокую работоспособность оснаст-
ки в условиях повышенных нагрузок и высоких температур деформации. Создание
такой оснастки позволило успешно провести исследования процесса РКУ прессова-
ния при 1000... 1200 °С и многократных циклах прессования.

Важное значение при выборе режимов РКУ прессования имеют данные о дефор-
мационном поведении XV в исходном и РКУП состояниях. В этой связи были прове-
дены исследования механических свойств XV путем испытаний на осадку в интервале
1000... 1250 °С. Механические испытания проводились на универсальной испыта-
1000 1050 1100 1150 1200 12507, °С

Рис. 9 30. Влияние количества проходов РКУ
прессования на зависимость напряжения те-
чения XV от температуры:

— РКУ прессование: 1 проход; о — РКУ прессо-
вание, 4 прохода, ▲ — исходное состояние

тельной установке, оборудованной вакуумной электропечью сопротивления с на-
чальной скоростью 7,1 х 10-3 с'1. По результатам испытаний строились инженерные
кривые зависимости напряжения течения (о0 2) от температуры.

Из рис. 9.30 видно, что наблюдается линейная зависимость напряжения течения
от температуры испытаний в исследованном интервале температур. При этом значе-
ния напряжения течения в исходном состоянии увеличиваются с 190 до 255 МПа с
понижением температуры с 1250 до 1000 °С. Напряжения течения увеличиваются по-
сле РКУ прессования. Вместе с увеличением числа проходов РКУ прессования рас-
тет зависимость напряжения течения от температуры. Влияние числа проходов на
напряжение течения уменьшается в температурном интервале 1200... 1250 °С.

Таким образом, учитывая относительно низкие значения напряжения течения XV
при повышенных температурах, многопроходное РКУ прессование было проведено
сначала при 1150... 1200 °С, затем при 1000... 1150 °С.

Среди различных параметров РКУ прессования при получении УМЗ заготовок V/
основными являются температура и степень накопленной деформации. В свою оче-
редь, степень накопленной деформации является функцией интенсивности дефор-
мации, которая при РКУ прессовании задается величиной угла пересечения каналов.
Как отмечалось в гл. 4, обычно РКУ прессование проводят с углом пересечения 90°.
Однако оптимальным для получения целостных УМЗ заготовок из вольфрама яви-
лось РКУ прессование с углом пересечения 120° и количеством циклов, равным 8
[88]. Дальнейшее повышение свойств XV возможно, если увеличить количество про-
ходов РКУ прессования более 8.

В работе [91] исследование влияния количества проходов проводили при посто-
янной температуре нагрева заготовки, но после каждого 2-го прохода снижали тем-
пературу нагрева в интервале 1200... 1000 °С.

В качестве материала исследования использовали XV технической чистоты, предо-
ставленный австрийской фирмой РЬАМЗЕЕ, в форме прутков диаметром 16 мм и
длиной 100 мм. Структура XV в состоянии поставки состояла из вытянутых вдоль оси
прутка зерен, диаметром 60—80 мкм и длиной 150 мкм (рис. 9.31). На электронно-ми-
кроскопических изображениях внутри зерен наблюдали хорошо развитую полигони-
зованную субструктуру со средним размером около 5 мкм (рис. 9.32).

РКУ прессование проводили с использованием гидравлического пресса с макси-
мальным усилием 1,6 МН. Скорость перемещения траверсы составляла 6 мм/с. Заго-
товку перед РКУ прессованием нагревали до 1200... 1000 °С. Для уменьшения окисле-
ния при нагреве и снижения коэффициента трения заготовку вольфрама помещали в
цилиндрическую оболочку из нержавеющей стали.
Рис. 9.31. Микроструктура вольфрама в исходном состоянии:
а — продольное сечение; б — поперечное сечение

Рис. 9.32. Электронно-микроскопические фотографии структуры вольфрама в состоянии по-
ставки:

а — поперечное сечение; б — продольное сечение [91]

Первые два цикла РКУ прессования проводили при температуре нагрева 1200 °С,
близкой к температуре начала рекристаллизации. Подобная предварительная обра-
ботка способствовала снижению усилий при последующем прессовании при пони-
женных температурах.

Последующее РКУ прессование при 1150 °С позволило получить целые без каких-
либо трещин заготовки после 12 циклов. Дальнейшее увеличение количества прохо-
дов привело к развитию трещин и разрушению заготовок. РКУ прессование с пони-
жением температуры нагрева с 1200 до 1000 °С позволило получить целостные
заготовки после 6 циклов. Вид заготовки XV, полученной многопроходным РКУ прес-
сованием (8 циклов), представлен на рис. 9.33.

Рис. 9.33. Вид XV заготовки после 8 проходов

РКУ прессования при 1150 °С
Рис. 9.34. Металлографические изображения микроструктуры вольфрама после РКУ прессо-
вания по режимам:

а — 9 циклов при 1150 °С; 6—2 цикла при 1200 °С + 2 цикла при 1100 °С и 2 цикла при 1000 °С

Исследование формирования структуры XV при РКУ прессовании проводили с
применением методов оптической и электронной микроскопий, использовали также
измерение микротвердости по методу Викерса под нагрузкой 2 Н в течение 15 с. Из-
мерения твердости проводили в центральной части заготовки в продольном и попе-
речном сечениях.

Металлографический анализ изображений структур XV, деформированного по раз-
личным режимам, позволил установить, что увеличение количества проходов при
РКУ прессовании способствует формированию более однородной и равномерно из-
мельченной структуры (рис. 9.34).

На изображениях микроструктур XV видны две области, отличающиеся травимос-
тью (см. рис. 9.34). Измерение микротвердости (Ну) показали, что значения Ну в
светлых участках структуры на 300 единиц меньше, чем в темных. Очевидно, темные
участки соответствуют структуре, где достигнуто более сильное измельчение микро-
структуры. Как показано на рис. 9.34, площадь, занимаемая светлыми участками в
структуре XV, деформированного по второму режиму РКУ прессования, больше, чем
в заготовках, подвергнутых РКУ прессованию, но полученных по первому режиму с
большим числом проходов.

Электронно-микроскопическими исследованиями дислокационной структуры
установлено, что при деформации XV по второму режиму РКУ прессования средний
размер зерен (субзерен) равен 0,5 мкм, а по первому — средний размер составил 1 мкм
(рис. 9.35).

Измерения значений твердости показали, что при деформации XV по первому и
второму режимам РКУ прессования средние значения микротвердости близки и уве-
личились с 5,0 ГПа в исходном состоянии до 5,7 ГПа.

Исследования структуры показали также, что с увеличением количества проходов
РКУ прессования при 1150 °С однородность и равномерность измельчения структу-
ры XV повышаются (рис. 9.36). Видно, что с увеличением количества проходов с 8 до
12 доля светлых участков матрицы уменьшается, что свидетельствует об увеличении
однородности измельчения зерен. Ультрамелкозернистая структура XV после 12 цик-
Рис. 9.35. ПЭМ изображения дислока-
ционной структуры вольфрама после
РКУ прессования по режимам:

а — 9 циклов при 1150 °С; 6—2 цикла при
1200 °С + 2 цикла при 1100 °С и 2 цикла при
1000 °С (поперечное сечение)

Рис. 9.36. Оптические микроснимки вольфрама после РКУ прессования по режимам:
а - 8 циклов при 1150 °С; б - 12 циклов при 1150 °С (поперечное сечение)

лов РКУ прессования представлена на рис. 9.37. Размер субзерен уменьшается с
1 мкм после 8 циклов до 0,5 мкм после 12 циклов. В то же время значение микротвер-
дости увеличивается с 5,4 до 5,8 ГПа.

Рис. 9.37. ПЭМ дислокационной струк-
туры вольфрама после 12 проходов РКУ
прессования при 1150 °С
Получение УМЗ XV с повышенной твердостью. Для получения УМЗ вольфрама с по-
вышенной твердостью в работе [91] были проведены исследования РКУ прессова-
ного XV, подвергнутого дополнительно ИПД кручением, а также нескольким прохо-
дам РКУ прессования при пониженных температурах.

ИПД кручением проводили с использованием бойков, предварительно нагретых
до 500 °С под приложенным давлением в 4 ГПа, на образцах в форме диска с элект-
рополированной поверхностью, имеющих высоту 1 мм и диаметр 10 мм.

Как видно на рис. 9.38, деформирование кручением под высоким давлением ведет
к увеличению микротвердости с 5,5 до 10 ГПа. Исследования распределения микро-
твердости по радиусу (расстояние от центра образца) показали, что микротвердость
на верхней поверхности диска немного выше, чем на нижней, и в центре крученых
под высоких давлением образцов ниже, чем на краях, но во всех случаях выше 7 ГПа.

Проведенные исследования позволили также установить эффективность РКУ
прессования при пониженных температурах для получения заготовок с более высо-
кой твердостью. Однако при этом происходит уменьшение деформируемости загото-
вок, и их разрушение наблюдали даже после 1—2 циклов прессования при температу-
ре ниже 1000 °С. В этой связи XV заготовки, подвергнутые 8 проходам при 1150 °С,
послужили заготовками для РКУ прессования при низких температурах. Более того,
РКУ прессования проводили с использованием оснастки с углом пересечения каналов
135°, что позволило получить цельные XV заготовки после 2 циклов при 1000...950 °С.
Микротвердость УМЗ вольфрама в этих заготовках составила более 6 ГПа. Такое зна-
чительное повышение твердости вольфрама имеет большой научный интерес, по-
скольку оказывает большое влияние на динамическое поведение этого материала [89].

Структура и свойства Та после РКУ прессования. Оснастка для РКУ прессования Та
подобна оснастке для РКУ прессования Т1 [92], и она позволяет проводить многопро-
ходное прессование тантала, используя угол пересечения каналов 90° при комнатной
температуре по маршруту Вс (вращение заготовки на 90° по часовой стрелке вдоль
продольной оси заготовки). Как уже было показано в гл. 4, данный маршрут обычно
является наиболее эффективным для формирования равноосной УМЗ структуры.

Микроструктура Та в исходном состоянии представляла собой равноосные зерна
размером 30 мкм в продольном и поперечном сечениях. РКУ прессование по марш-
руту Вс привело к значительному микроструктурному измельчению, характер кото-
рого, однако, зависит от количества проходов.

Верх образца

Ну, МПа
10000
9000
8000
7000

"о ’’11

; $ □ ° б □ 6 а п

7000 "

8000 ' □

9000 а

10000 - $

-6 -4 -2 0 2 4 г, мм

Низ образца

Рис. 9.38. Микротвердость образцов из вольфра-
ма, подвергнутых РКУ прессованию и кручению
при 500 °С под давлением 4,5 ГПа
Рис. 9.39. Оптические фотографии структуры Та (продольное сечение) после 2 (а) и 12 (б) цик-
лов РКУ прессования

На рис. 9.39, а представлена наблюдаемая в оптическом микроскопе микрострук-
тура Та после 2 циклов РКУ прессования. Как видно, после такого прессования ис-
ходные зерна приобретают вытянутую форму и ориентируются под углом к продоль-
ной оси заготовки. В продольном сечении размер зерен увеличился примерно
в 2,5 раза, а в поперечном заметно уменьшился. Многопроходное РКУ прессование
приводит к дополнительному измельчению зеренной структуры и повышению ее од-
нородности. Микроструктура Та после 12 проходов представлена на рис. 9.39, б. Как
видно, после такой обработки наблюдается формирование высокодисперсной более
равноосной микроструктуры в продольном и поперечном сечениях заготовки.

Влияние количества циклов РКУ прессования на механические свойства Та пока-
зано на рис. 9.40. Механические испытания на растяжение показали, что в результа-
те РКУ прессования происходит рост прочностных свойств Та и снижение показате-
лей пластичности. Наиболее сильное изменение механических свойств наблюдается
после первых двух циклов. Далее происходит монотонное увеличение прочности.
После 12 циклов прессования предел прочности при растяжении увеличивается поч-
ти в 4 раза по сравнению с исходным состоянием. При этом в результате резкого
уменьшения равномерного удлинения общее удлинение уменьшается в 5 раз.

Рис. 9.40. Зависимость механических свойств
тантала при растяжении от количества прохо-
дов РКУ прессования:

о — предел текучести; □ — предельное напряжение;
• — удлинение до разрушения; — относительное
сужение

Количество РКУП проходов
Представленные результаты структурных исследований и механических свойств
продемонстрировали, что РКУ прессование Та значительно повышает прочность ма-
териала, но уменьшает пластичность. Проблема одновременного повышения проч-
ности и пластичности металлов и сплавов с нано- и ультрамелкозернистой структу-
рами является сложной задачей и требует использования специальных подходов [93]
(см. также гл. 8), но здесь требуются дальнейшие исследования.

Таким образом, недавние исследования свидетельствуют, что объемные образцы с
ультрамелкозернистой структурой могут быть успешно получены с использованием
методов ИПД и в таких тугоплавких металлах, как вольфрам и тантал. Это открывает
новые возможности значительного повышения их свойств и практического исполь-
зования в недалеком будущем.

Список используемой литературы

1. Ьоке Т.8., Яш У. Т. Ц Адч Еп$. Ма1. 5, 2003. Р. 373.

2. Рокте У.А. — 1п: №пота1епа18 Ьу Зеуеге Р1а8Йс деГогтайоп, 2004. Р. 798.

3. СеН М. Ц ЮМ, 1994. Р. 30.

4. Глазунов С.Г, Важенин С.Ф., Зюков-Батырев Г.Д., Ратнер Я.Л. Применение ти-
тана в народном хозяйстве. — Киев: Техника, 1975. 209 с.

5. Колачев Б.А., Елагин В.И., Ливанов В.А. // Металловедение и термическая обра-
ботка цветных металлов и сплавов. — М.: МИСИС, 2001. 416 с.

6. Титановые сплавы: Металловедение титана и его сплавов / Под ред. Б.А. Кола-
чева, С.Г. Глазунова. — М.: Металлургия, 1992. 357 с.

7. ВгипеПе Б.М., ТепруаИ Р., ТехЮг М., ТИотзеп Р. Нитиш 1п тесИсте: $рпп§ег,
2001. Р. 1019.

8. Воуег 7?., У/е1зсИ 6., Со1Нп&з Е. Ма1епа18 РгорегИез НапбЬоок: ТНашит АПоуз.
А8М 1п1егпаИопа1, 1998. 1048 р.

9. РороуА.А. е! а1. // 8спри Ма1ег., 1997. V. 37. Р. 1089.

10. 8ег$иееуа А.У, 81о1уагоу У.У., УаНеу В.Х., МикИеуее А.К. // 8спрга МаГег., 2001.
V. 45. Р 747.

11. УаНеу В.Х. // Капо^гисПиед Магепак, 1995. V. 6. Р. 73.

12. УаНеу В.2., Ког&икоу А.У., Ми1уикоу В.В. // МаГег. 8съ Еп§., 1993. А 186. Р. 141.

13. УаНеу В.2., Гиатзепко Уи.У., Ваис/г Е.Р., Ваис1е1е1 В. // Аси МаХег., 1997. V. 44.

Р. 4705.

14. ВаНзНскеу (З.А., УИегеЫзоу 8.У., Оа1еуеу В.М. — 1п: ГЛГгайпе Огатес! Ма1епа1$ II,
ТМ8 (ТЬе Мтега18, Меик апд МаГепак 8ос1е(у), 2003. Р. 123.

15. Салшцев Г.А., Галеев Р.М., Валиахметов О.Р. // Металлы, 1994. № 1. С. 125.

16. Салшцев Г.А., Валиахметов О.Р., Галеев Р.М., Малышева С.П. // Металлы, 1996.
№ 4. С. 86.

17. ХНегеЫзоу 8. У, ВаНзНсНеу С.А., 6а1еуеу В.М. // ОеГесГ епд ОйГизюп Рогит, 2002.
V. 208-209. Р. 237.

18. Жеребцов С.В., Салшцев Г.А., Галеев Р.М. Формирование субмикрокристалличе-
ской структуры в титане и его сплавах / Сб. науч. тр. конф. «Физикохимия уль-
традисперсных систем». - Екатеринбург, 2001. С. 189.

19. Жеребцов С.В., Галеев Р.М., Валиахметов О.Р. и др. // Кузнечно-штамповочное
производство, 1999. № 7. С. 17.
20. Салищев Г.А., Зарипова Р.Г., Галеев Р.М. // Вестник УГАТУ, 2000. № 4. С. 117.

21. 31о1уагоу У. У., ЗкеМакоуа Г.О., 2капкоуА.Г е! а1. — 1п: Ргосеедшё оГ9Ш 1п1. СопГ.

Ткапшт-99, Каика, 2001. V. 1. Р. 466.

22. 31о1уагоу ИИ, 2ки У.Т., А1ехапс1гоу ГУ. е! а1. // Ма1ег. 8с1. Еп§., 2001. V. А 299.
Р.59.

23. КааЬ С.Г, Зозкткоуа Е.Р., УаПеу К.2. Ц Ма1ег. 8а. Еп^., 2004. А 387-389. Р. 674.

24. 2ки У. Т., Ниап& Г У, СиЫстд Г. е! а1. Ц1 Ма(ег. Кез., 2003. V. 18. № 8.

25. УаПеу К.2., Зег^иееуа А.У., Миккеуее А.К. // 8спр1а Ма1ег., 2003. V. 49. Ко. 7.

Р.669.

26. Виноградов А.В., Хасимото С. // Металлы, 2004. № 1. С. 63.

27. УиюуаПоу А., А$пеуу 5. Капосгуз1а11ше Ма1епа1з: Райдие. Вессег Епс1к1орес11а оГ
Капозаепсе апд КапоуесЬпо1оёу, 2004. 2269 р.

28. Ют Г, Ют Г, ЗЫп Р.Н. е( а1. Ц МаГег. 8сь Еп^., 2003. А 342. Р. 302.

29. Ют Л, Ют Г., ЗЫп И.Н., 2ки У. Т. Ц МаГег. 8а. Еп^., 2002. А 334. Р. 239.

30. Кип Г, Геоп% РИ-5., Кип Г е1 а1. Ц 8спр1а Ма1ег., 2001. V. 45. Р. 575.

31. Ют Г, Ют Г., Пао X, 2ки У. Т. // 8спр1а Ма1ег., 2003. V. 48. Р. 813.

32. ЗЫп П.Н., Ют /., Кип Г, ЗепиаПп З.Г. Ц Ас1а Ма1ег., 2003. V. 51. Р. 983.

33. УаПеу К.2., А1ехапдгоу I. У. // Капо81гисШгед Ма1епа1з, 1999. V. 12. Р. 35.

34. ЗЫп И.Н., Ют Г, Скоо Ж У Ц 8спр1а Ма!ег., 1999. V. 41. Р. 259.

35. ЗЫп И.Н., Ют В.С., Ют УЗ., Рагк К. Т. Ц Ас1а Ма1ег., 2000. V 48. Р. 983.

36. 1ухаказЫ У, Ригикауха М., НогПа 2. е( а1. // Ме1а11. Ма1ег. Тгапз., 1998. V. А 29.
Р. 2245.

37. Зе&й У.М. Ц Ма1ег. 8сь Еп^., 1995. V. А 197. Р. 157.

38. ВегЬоп Р.В., Тзепеу И.К., УаПеу К.2. е( а1. // Ме1а11. Ма(ег. Тгапз., 1998. V. А 29.
Р. 2237.

39. Ието1о М., НогПа 2., Ригикауха М., Ьап^доп Т.С. // Ме1а1з Ма1ег., 1998. V. 4.
Р. 1181.

40. Рыбин В.В. Большие пластические деформации и разрушение металлов. — М.:

Металлургия, 1986. 224 с.

41. 31о1уагоу ИИ, 2ки У.Т., КааЬ С.Г е! а1. // Ма(ег. 8сь Еп$., 2004. А 385. Р. 309.

42. ЗЫуагоу V. И, 2ки У.Т., Гоуус Т.С., УаПеу К.2. // Ма1ег. 8а. Еп^., 2001. А 303. Р. 82.

43. 31о1уагоу ИИ, 2Ьи У.Т., Ьоуус Т.С. е! а1. Ц Капо81гисШгеё Ма1епа1з, 1999. VII.
Ко. 7. Р. 947.

44. 31о1уагоу У.У., 2ки У.Т., А1ехапПгоу I.У. е1 а1. // Ма1ег. 8а. Еп^., 2003. V. А 343.
Р.43.

45. 2кегеЫзоу З.У., ЗаПзкскеу С.А., Са1еуеу К.М. е1 а1. // 8спр1а Ма1ег., 2004. V. 51.
Р. 1147.

46. ЗаПзкскеу С.А., 2кегеЫзоу З.У., Са1еуеу К.М. — 1п: Окгайпе Огатед Ма1епа1з II,
ТМ8 (ТНе М1пега1з, Ме1а1з апд МаГепак 8оае1у), 2003. Р. 123.

47. ЗаПзкскеу С.А., Са1еуеу К.М., УаПаккте1оу О.К. е! а1. // 1ошпа1 оГ Ма1епа!з
Ргосеззшё ТесЬпо1оёУ, 2001. V. 116. Р. 265.

48. Ко УС, Гип8 1У.З, Зк1п Г>.Н„ Ьее С.З. Ц 8спр1а Ма1ег., 2003. V. 48. Р. 197.

49. Зетепоуа 1.Р., 2ки УТ., КааЬ С.1, е! а1. — 1п: 11кгаГ1пе Огашед Ма1епа1з III, едз

У.Т. 2Ьи, ТО. Ьапёдоп, К.2. УаПеу, 8.Ь. 8егтадп, Б.Н. 8Ып, Т.С. Ьже, 2004. Р. 463.

50. Зетепоуа ГР., КааЬ С.Г, ЗаПоуа Ь.К., УаПеу К.2. // Ма1ег. 8а. Еп§., 2004.
А 387-389. Р. 805.
51. Зетепоуа 1.Р., КааЬ 0.1., ЗаПоуа Ь.К., УаПеу К.7. — 1п: Ргосеед1п§з оГ (Не 8ГЬ
Е8АР0КМ СопГегепсе оп МаГепа1 Рогтш§, Скц-Кароса, Котата, 2005. V. II.
Р. 657.

52. Семенова И.П., Саитова Л.Р., Исламгалиев Р.К. и др. // ФММ, 2005. Т. 10. № 1.

53. Зетепоуа 1.Р, ЗаПоуа Ь.К., КааЬ 6.1. // МаГег. 8с1. Рошт., 2006. V. 503-504.

Р. 757.

54» Саитова Л.Р., Семенова И.П., Рааб Г.И., Валиев Р.З. // Вестник УГАТУ (в печа-
ти).

55. Ьа1узИ У. У, Зетепоуа 1.Р., ЗасПкоуа О.Н. еГ а1. // МаГег. 8ск апд Еп§. (в печати).

56. Ьа!узИ У. И, ЗаПт^агееуа С.Н., Зетепоуа 1.Р. еГ а1. // Ргосеедт§ оГГЬе СопГегепсе

ТМ8 2005, И8А, МагсЬ 2006. Р. 277.

57. ЗаПт^агееуа С.Н., Зетепоуа 1.Р., Ьа/узИ У.У., УаПеу К.7. // Ргосеедт^ оГ
гЬе 8 Е8АРОКМ СопГегепсе оп МаГепа! Рогттё, СЬу-№рока, Вотата, 2005.
V. II. Р. 661.

58. 7Иегпакоу У.З., Ьа1узИ У.У., 31о1уагоу У.У. ег а1. // 8спрГа МаГег., 2001. V. 44.
Р. 1771.

59. Жернаков В.С., Якупов Р.Г. Расчет болтовых и заклепочных соединений при
высоких температурах, динамических нагрузках — М.: Изд-во МАИ, 1997.
218 с.

60. 8Ьаре Метогу МаГепак. Ед. Ьу К. ОГзика апд С.М. У/аутап. — СатЬпд^е:
СатЬпд^е Стуегзйу Ргезз, 1999. 284 р.

61. Журавлев В.Н., Путин В. Г. Сплавы с термомеханической памятью и их приме-
нение в медицине. — Екатеринбург: УрО РАН, 2000. 151 с.

62. 8Ьаре Метогу АПоуз: РипдатепГа1з, Моде1т§ апд АррПсадопз. / Ед. Ьу
V. ВгайоузИ, 8. РгокозЬкт, Р. ТегпаиИ апд Р. ТгосЬи. МопГгеак Гсо1е де ГесЬпо1о-
§1е зирёпеиге (ЕТ8), Ишуегзйё ди 9иёЬес, САЫАОА, 2003. 851 р.

63. РгокозИкт З.П, РизИт У.С., КукПпа Е.Р., КИте1еузкауа ЬУи. // РЬуз. МеГ.
МеГа11о§гарЬу, 2004. V. 97. 8ирр11. Р. 856.

64. РизИт У.О., Зю1уагоу ИИ, УаПеу К.7, еГ а1. // Аппа1ез де СЫш1е-8с1епсе дез
Магепаих, 2002. V. 27. № 3. Р. 77.

65. РизИт У.С., Зю1уагоу ИИ, УаПеу К.7, еГ а!. // РЬуз. Мег. МеГа11о§г., 2002. V. 94.
8ирр1. 1. Р. 854.

66. РизИт У.О., УаПеу К.7., УигсИепко Ь.Ь //1. РЬуз. IV Ргапсе, 2003. V. 112. Р. 659.

67. Зег^иееуа А.У., Зоп§ С., УаПеу К.7., МикИецее А.К. // МаГег. 8с1. Еп§., 2003. V.
А339. Р. 159.

68. РизИт У. С., УаПеу К.7. // 8о1. 8га1. РЬепотепа, 2003. V. 94. Р. 12.

69. РизИт У.С. — 1п: №потаГепа1з Ьу зеуеге р1азГ1с деГогтаПоп / Ед. Ьу
М. /еЬеГЬаиег, Я. УаНеу. У/етЬе1т: У/Пеу-УСН Уег1а§ ОтЬН апд Со, К§аА, 2004.
Р. 822.

70. РизИт У.С., Сипбегоу В.У., Коигоу И.1. еГ а1. // СИгаГте ^гатед таГепак III /
ТМ8, СЬаНоПе: 1ЧС, И8А, 2004. Р. 481.

71. КИте1еузкауа Г.Уи., ТгиЬПзупа 1.В., РгокозИкт З.В. ег а1. — 1п: ЯапотаГепак Ьу
8еуеге р1азГ1с ЭеГогтаГюп. / Ргос. оГ сопГегепсе <^А1ЧО8РО2». - \УетЬе1т:
\М1еу-УСН Уег1а§ ОтЬН апд Со, К§аА, 2004. Р. 170.

72. Столяров В.В., Прокофьев Е.А., Прокошкин С.Д. и др. // Физика металлов и ме-
талловедение, 2005. Т. 100. № 6. С. 91.
73. Ргокохккт 8.Б., ТгиЬПхупа 1.В., Ккте1еухкауа 1.Уи. е! а1. — 1п: ЦкгаПпе ёгатед
шаГепак III. / Ргос. оГзутрозшт оГТМЗ. - СЬаг1о11е: ЫС, ША, 2004. Р. 339.

74. Татьянин Е.В., Курдюмов В.Г., Федоров В.Б. // ФММ, 1986. Т. 62. № 1. С. 133.

75. Т., Катукапоу И, КатВиВег Н.Р. Ц Асга МаГег., 2004. V. 52. № 1. Р. 137.

76. Прокошкин С.В., Хмелевская И.Ю., Добаткин С.В. и др. // ФММ. 2004. Т. 97.
№ 6. С. 84.

77. Уатада К, Коек, С.С. Ц1. Ма1ег. Кез., 1993. V. 8. Р. 1317.

78. Потах 6., Мон И., РиДа И, 8тс1а1г К. // 8спр1а те1а11., 1982. V. 16. Р. 589.

79. Ко1ке Л, Рагкт Б. М., Нах1ах1 М. // 5. Ма1ег. Кез., 1990. V. 5. Р. 1414.

80. Ниап^у Л.У., Тки% Т., Ыао% X. Т., УаПеу К.Т. // РЫ1. Ма§. ЬеКегз., 2004. V. 84.
№. 3. Р. 183.

81. Пакауата Н., Тхиск1уа К., Нтето1о М. // 8спр1а Ма1ег., 2001. V. 44. № 8—9.
Р.1781.

82. Рихкт У.С., УаПеу К.Т., Уигскепко Ь.1. Ргосеззте оГ папоз1гис1игед ПТЛ-зйаре
Метогу АПоуз: МеЛюдз, з1гисШгез, ргорегНез, аррНсайоп. — Воок оГ аЬз1гас1з
«1п1егп. СопГ. оГ МаПеп. ТгапзГ. — 1СОМАТ-02», Езроо, 2002. О1ро11, Гт1апд,
Р. 137

83. Рихкт У.6., УаНеу В.Т. // — АЬз1гас1з оГЕМК8 Ра11 тееНпе, ХУагзау/, 2002. Р. 17.

84. Валиев Р.З., Александров И.В. Наноструктурные материалы, полученные ин-

тенсивной пластической деформацией. — М.: Логос, 2000. 272 с.

85. Лихачев В.А., Кузьмин С.А., Каменцева З.П. Эффект памяти формы. — Л.: ЛГУ,
1987.216 с.

86. Прокошкин С.Д., Браиловский В., Хмелевская И.Ю. и др. // Тез. докл. II Евразий-
ской конф. «Прочность неоднородных структур; ПРОСТ 2004», Москва / МИ-
СИС, 2004. С. 136.

87. Рихкт У.6., УаПеу К.Т., Тки У.Т. е! а1. Ц МаГег. 8с1. Еп§., 2006. V. А 503-504.
Р. 539.

88. Александров И.В., Рааб Г.И., Шестакова Л.О. и др. // ФММ, 2002. Т. 93. № 5.
С. 105.

89. \Уе1 0., Кесхкех Ь., Лао Т. е! а1. Ц Ас1а Ма1ег., 2004. V. 52. Р. 1859.

90. УаПеу В.Т., А1ехапдгоу 1. У., Тки УТ., 1лме Т. С. //. ДМК, 2002. Уо1. 17. №. 1. Р. 5.

91. УаПеу В.Т., А1ехап(1гоу 1.У., Ваак 6.1. // Ргосеедтез оГ 2006 1пГегпа1юпа1

СопГегепсе оп Типёз1еп, КеГгас1огу апд Нагдте1а1з VI, 2006. Р. 199.

92. 81о1уагоу У.У., Тки Уи.Т., А1ехапдгоу 1.У., Боме Т.С. апд В.Т. УаПеу. // Ма1ег.
8с1епсе апд Еп§ А343, 2003. Р. 43.

93. УаПеу К.Т. // №1иге та1епа1з. V. 3, 2004. Р. 511.
Оглавление.

Введение ................................................................ 3

Список используемой литературы...................................... 5

Глава 1. Методы получения объемных наноструктурных материалов......... 7

1.1 Ультрадисперсные порошки и их консолидация ......................... 7

1.2 Механическое измельчение порошков с последующим компактированием .. 10

1.3 Интенсивная пластическая деформация................................ 13

Список используемой литературы..................................... 21

Глава 2. Большие пластические деформации и структурообразование....... 24

2.1 Феноменология больших пластических деформаций...................... 25

2.2 Микроструктурные изменения......................................... 27

2.3 Модельные представления............................................ 41

Список используемой литературы..........................'.......... 51

Глава з. Процессы и методы интенсивной пластической деформации........ 54

3.1 Экспериментальные исследования и компьютерное моделирование течения
материала при ИПД....................................................... 54

3.2 Развитие методов ИПД............................................. 62

3.2.1 ИПД кручением................................................ 62

3.2.2 Равноканальное угловое прессование........................... 65

3.2.3 РКУ прессование труднодеформируемых и малопластичных
материалов ........................................................ 81

3.3 Новые методы ИПД................................................... 84

Список используемой литературы..................................... 89

Глава 4. Формирование наноструктур при интенсивной пластической
деформации ....................................................... 93

4.1 Эволюция микроструктур при ИПД ................................... 93

4.2 Виды наноструктур в материалах, подвергнутых ИПД.................. 148

4.3 Наноструктуры, полученные консолидацией порошков методами ИПД.... 159

4.4 Нанокристаллизация аморфных сплавов............................... 168

Список используемой литературы.................................... 175
Глава 5. Исследование атомной структуры и разработка структурной модели
наноматериалов .................................................. 182

5.1 Экспериментальные исследования дефектной структуры наноматериалов ... 183

5.2 Развитие структурной модели........................................... 203

5.2.1 Неравновесное состояние границ зерен ........................... 203

5.2.2 Описание структурной модели..................................... 212

5.2.3 Анализ экспериментальных результатов с учетом развитой
структурной модели................................................ 222

Список используемой литературы........................................ 244

Глава 6. УСТОЙЧИВОСТЬ НЭНОСТруКТур К ВНвШНИМ ВОЗДвЙСТВИЯМ.................. 251

6.1 Эволюция наноструктур при нагреве .................................... 251

6.2 Эволюция наноструктур при пластической деформации..................... 276

Список используемой литературы........................................ 280

Глава 7. Исследование фундаментальных характеристик
и свойств наноструктурных материалов............................. 284

7.1 Магнитные свойства.................................................... 285

7.2 Электрические свойства................................................ 291

7.3 Диффузионные свойства................................................. 294

7.4 Упругие свойства...................................................... 296

7.5 Внутреннее трение..................................................... 306

Список используемой литературы........................................ 307

Глава 8. Деформационное поведение и механические свойства
наноструктурных материалов........................................ зю

8.1 Механическое поведение при комнатной температуре...................... 311

8.2 Механическое поведение и деформационное упрочнение.................... 314

8.3 Механические свойства при повышенных температурах: сверхпластичность . 329

8.4 Циклическая деформация и усталость.................................... 339

Список используемой литературы........................................ 346

Глава 9. Наноструктурные материалы для перспективных применений....... 350

9.1 Наноструктурные титановые материалы для применения

в медицине и технике ................................................. 350

9.1.1 Наноструктуры и свойства технически чистого титана.............. 351

9.1.2 Ультрамелкозернистые титановые сплавы: особенности структуры

и механические свойства......................................... 359

9.1.3 Перспективные применения ультрамелкозернистых титановых
сплавов .......................................................... 368

9.2 Наноструктурные материалы с эффектом памяти формы .................... 371

9.3 Наноструктурные тугоплавкие металлы .................................. 384

Список используемой литературы........................................ 392
Монография

ВАЛИЕВ Руслан Зуфарович
АЛЕКСАНДРОВ Игорь Васильевич

ОБЪЕМНЫЕ НАНОСТРУКТУРНЫЕ
МЕТАЛЛИЧЕСКИЕ МАТЕРИАЛЫ
Получение, структура и свойства

Редактор Н.В. Пинчук

Художник И.А. Слюсарев

Дизайнер Н.М. Апрелова

Компьютерный дизайн и верстка О.Д. Эшлиман
ИД №04284 от 15.03.2001.

Подписано в печать 23.12.2006. Формат 70х100,/16. Гарнитура №МопС.

Печать офсетная. Уч.-изд. л. 32.5. Тираж 500 экз. Тип. зак. № 2189

Издательско-книготорговый центр «Академкнига»

117997, Москва, Профсоюзная ул., 90

По вопросам поставок обращаться

в отдел реализации ИКЦ «Академкнига»

Тел./факс: (495) 334-73-18

е-таИ: Ьоокгеа1@та1к.ги, пеЬ-хИе: ИНр: // ум^акадеткт&а.сот

Отпечатано с готового оригинал-макета

в ОАО «Марийский полиграфическо-издательский комбинат»

424002, г. Йошкар-Ола, ул. Комсомольская, 112
ВАЛИЕВ Руслан Зуфарович -
доктор физико-математических наук,
профессор, член-корреспондент АН
РБ, научный руководитель Институ-
та физики перспективных материа-
лов, заведующий кафедрой нанотех-
нологий Уфимского государственно-
го авиационного технического уни-
верситета. Основное направление
научных исследований - структура,
свойства и применение объемных
наноструктурных металлических ма-
териалов, полученных интенсивной
пластической деформацией. Автор
научного открытия и пионерских ра-
бот по данной тематике, а также бо-
лее 350 статей. 20 патентов и 6
монографий

АЛЕКСАНДРОВ Игорь Васильевич -
доктор физико-математических наук,
профессор, заведующий кафедрой
физики Уфимского государственного
авиационного университета. Основ-
ное направление научных исследова-
ний - физика интенсивных пластичес-
ких деформаций. Автор более 180
статей и нескольких обзоров и моно-
графий, посвященных данному науч-
ному направлению

ИКЦ «АКАДЕМКНИГА»

18ВЫ 978-5-94628-217-8