Defekter i krystaller, presentasjon av fysiker. Presentasjon av defekter i krystaller. Eksperimentelle metoder for å studere diffusjon
Defekter i krystaller
Enhver ekte krystall har ikke en perfekt struktur og har en rekke brudd på idealet romlig gitter, som kalles defekter i krystaller.
Defekter i krystaller er delt inn i nulldimensjonale, endimensjonale og todimensjonale. Nulldimensjonale (punkt)defekter kan deles inn i energi, elektronisk og atom.
De vanligste energidefektene er fononer - midlertidige forvrengninger i regelmessigheten til krystallgitteret forårsaket av termisk bevegelse. Energidefekter i krystaller inkluderer også midlertidige gitterufullkommenheter (eksiterte tilstander) forårsaket av eksponering for ulike strålinger: lys, røntgen- eller γ-stråling, α-stråling, nøytronfluks.
Elektroniske defekter inkluderer overskytende elektroner, elektronmangel (ufylte valensbindinger i krystallhullene) og eksitoner. Sistnevnte er sammenkoblede defekter som består av et elektron og et hull, som er forbundet med Coulomb-krefter.
Atomdefekter opptrer i form av ledige steder (Schottky-defekter, fig. 1.37), i form av forskyvning av et atom fra et sted til et interstitielt sted (Frenkel-defekter, fig. 1.38), i form av innføring av en fremmedatom eller ion inn i gitteret (fig. 1.39). I ioniske krystaller, for å opprettholde den elektriske nøytraliteten til krystallen, må konsentrasjonene av Schottky- og Frenkel-defekter være de samme for både kationer og anioner.
Lineære (endimensjonale) defekter i krystallgitteret inkluderer dislokasjoner (oversatt til russisk betyr ordet "dislokasjon" "forskyvning"). De enkleste typene dislokasjoner er kant- og skruedislokasjoner. Naturen deres kan bedømmes fra fig. 1,40-1,42.
I fig. 1.40, og strukturen til en ideell krystall er avbildet i form av en familie av atomplan parallelle med hverandre. Hvis et av disse planene går i stykker inne i krystallen (fig. 1.40, b), danner stedet der det går i stykker en kantdislokasjon. I tilfelle av en skrueforskyvning (fig. 1.40, c), er arten av forskyvningen av atomplan forskjellig. Det er ingen brudd inne i krystallen til noen av atomplanene, men selve atomplanene representerer et system som ligner på en spiraltrapp. I hovedsak er dette ett atomplan vridd langs en spirallinje. Hvis vi går langs dette planet rundt skrueforskyvningens akse (stiplet linje i fig. 1.40, c), vil vi med hver omdreining stige eller falle med en stigning av skruen lik den interplanare avstanden.
En detaljert studie av strukturen til krystaller (ved hjelp av et elektronmikroskop og andre metoder) viste at en enkelt krystall består av stort nummer små blokker, litt desorienterte i forhold til hverandre. Det romlige gitteret inne i hver blokk kan betraktes som ganske perfekt, men dimensjonene til disse områdene med ideell orden inne i krystallen er veldig små: det antas at de lineære dimensjonene til blokkene varierer fra 10-6 til 10 -4 cm.
Enhver gitt dislokasjon kan representeres som en kombinasjon av en kant og en skrue dislokasjon.
Todimensjonale (plane) defekter inkluderer grenser mellom krystallkorn og rader med lineære dislokasjoner. Selve krystalloverflaten kan også betraktes som en todimensjonal defekt.
Punktdefekter som ledige plasser er tilstede i hver krystall, uansett hvor nøye den dyrkes. Dessuten, i en ekte krystall, blir ledige stillinger konstant generert og forsvunnet under påvirkning av termiske svingninger. I henhold til Boltzmann-formelen bestemmes likevektskonsentrasjonen av ledige solceller i en krystall ved en gitt temperatur (T) som følger:
hvor n er antall atomer per volumenhet av krystallen, e er basen av naturlige logaritmer, k er Boltzmanns konstant, Ev er energien til ledighetsdannelse.
For de fleste krystaller er energien til ledighetsdannelse omtrent 1 eV, ved romtemperatur kT » 0,025 eV,
derfor,
Med økende temperatur øker den relative konsentrasjonen av ledige stillinger ganske raskt: ved T = 600 ° K når den 10-5, og ved 900 ° K-10-2.
Lignende resonnement kan gjøres angående konsentrasjonen av defekter ifølge Frenkel, under hensyntagen til det faktum at energien for dannelse av interstitialer er mye høyere (ca. 3-5 eV).
Selv om den relative konsentrasjonen av atomdefekter kan være liten, kan endringene i de fysiske egenskapene til krystallen forårsaket av dem være enorme. Atomdefekter kan påvirke de mekaniske, elektriske, magnetiske og optiske egenskapene til krystaller. For å illustrere, vil vi gi bare ett eksempel: tusendeler av en atomprosent av noen urenheter i rene halvlederkrystaller endrer dem elektrisk motstand 105-106 ganger.
Dislokasjoner, som er utvidede krystalldefekter, dekker med sitt elastiske felt av et forvrengt gitter et mye større antall noder enn atomdefekter. Bredden på dislokasjonskjernen er bare noen få gitterperioder, og lengden når mange tusen perioder. Energien til dislokasjoner er beregnet til å være i størrelsesorden 4 10 -19 J per 1 m dislokasjonslengde. Dislokasjonsenergien, beregnet for én interatomisk avstand langs dislokasjonslengden, for forskjellige krystaller ligger i området fra 3 til 30 eV. Slik stor energi, nødvendig for å lage dislokasjoner, er grunnen til at antallet er praktisk talt uavhengig av temperatur (atermisitet av dislokasjoner). I motsetning til ledige stillinger [se formel (1.1), er sannsynligheten for forekomst av dislokasjoner på grunn av fluktuasjoner i termisk bevegelse forsvinnende liten for hele temperaturområdet der den krystallinske tilstanden er mulig.
Den viktigste egenskapen til dislokasjoner er deres lette mobilitet og aktive interaksjon med hverandre og med eventuelle andre gitterdefekter. Uten å vurdere mekanismen for dislokasjonsbevegelse, påpeker vi at for å forårsake dislokasjonsbevegelse er det nok å skape en liten skjærspenning i krystallen i størrelsesorden 0,1 kG/mm2. Allerede under påvirkning av en slik spenning vil dislokasjonen bevege seg i krystallen til den møter en hindring, som kan være en korngrense, en annen dislokasjon, et interstitielt atom osv. Når den møter en hindring, bøyer, bøyer dislokasjonen seg rundt hindringen, danner en ekspanderende dislokasjonsløkke, som deretter løsner og danner en separat dislokasjonsløkke, og i området til den separate ekspanderende løkken gjenstår det et segment med lineær dislokasjon (mellom to hindringer), som under påvirkning av tilstrekkelig ytre stress, vil bøye seg igjen, og hele prosessen vil gjenta seg igjen. Dermed er det klart at når bevegelige dislokasjoner samhandler med hindringer, øker antallet dislokasjoner (deres multiplikasjon).
I udeformerte metallkrystaller passerer 106-108 dislokasjoner gjennom et område på 1 cm2 under plastisk deformasjon, og dislokasjonstettheten øker med tusenvis og noen ganger millioner av ganger.
La oss vurdere hvilken effekt krystalldefekter har på styrken.
Styrken til en ideell krystall kan beregnes som kraften som er nødvendig for å rive atomer (ioner, molekyler) bort fra hverandre, eller for å flytte dem, overvinne kreftene til interatomisk adhesjon, dvs. den ideelle styrken til en krystall bør bestemmes av produkt av størrelsen på de interatomiske bindingskreftene med antall atomer, per arealenhet av den tilsvarende delen av krystallen. Skjærstyrken til ekte krystaller er vanligvis tre til fire størrelsesordener lavere enn den beregnede ideelle styrken. En så stor reduksjon i krystallstyrken kan ikke forklares med en reduksjon i arbeidstverrsnittsarealet til prøven på grunn av porer, hulrom og mikrosprekker, siden hvis styrken ble svekket med en faktor på 1000, vil hulrommene måtte okkupere 99,9% av tverrsnittsarealet til krystallen.
På den annen side er styrken til enkeltkrystallinske prøver, i hele volumet av hvilke omtrent samme orientering av de krystallografiske aksene opprettholdes, betydelig lavere enn styrken til et polykrystallinsk materiale. Det er også kjent at i noen tilfeller har krystaller med et stort antall defekter høyere styrke enn krystaller med færre defekter. Stål, for eksempel, som er jern «bortskjemt» av karbon og andre tilsetningsstoffer, har betydelig høyere mekaniske egenskaper enn rent jern.
Ufullkommenhet av krystaller
Så langt har vi vurdert ideelle krystaller. Dette tillot oss å forklare en rekke egenskaper ved krystallene. Faktisk er ikke krystaller ideelle. De kan inneholde et stort antall forskjellige defekter. Noen egenskaper til krystaller, spesielt elektriske og andre, avhenger også av graden av perfeksjon til disse krystallene. Slike egenskaper kalles struktursensitive egenskaper. Det er 4 hovedtyper av ufullkommenheter i en krystall og en rekke ikke-hovedtyper.
De viktigste ufullkommenhetene inkluderer:
1) Punktfeil. De inkluderer tomme gittersteder (ledige stillinger), interstitielle ekstra atomer og urenhetsdefekter (substitusjonelle urenheter og interstitielle urenheter).
2) Lineære defekter.(dislokasjoner).
3) Plane defekter. De inkluderer: overflater av forskjellige andre inneslutninger, sprekker, ytre overflate.
4) Volumetriske defekter. De inkluderer selve inneslutningene og fremmede urenheter.
Ikke-større ufullkommenheter inkluderer:
1) Elektroner og hull er elektroniske defekter.
2) Fononer, fotoner og andre kvasipartikler som eksisterer i en krystall i en begrenset tid
Elektroner og hull
Faktisk påvirket de ikke energispekteret til krystallen i en uopphisset tilstand. Men under reelle forhold, ved T¹0 ( absolutt temperatur), kan elektroner og hull eksiteres i selve gitteret, på den ene siden, og på den annen side kan de injiseres (innføres) i det fra utsiden. Slike elektroner og hull kan på den ene siden føre til deformasjon av selve gitteret, og på den annen side, på grunn av interaksjon med andre defekter, forstyrre energispekteret til krystallen.
Fotoner
De kan ikke sees på som sanne ufullkommenheter. Selv om fotoner har en viss energi og momentum, hvis denne energien ikke er nok til å generere elektron-hull-par, vil i dette tilfellet krystallen være gjennomsiktig for fotonet, det vil si at den vil fritt passere gjennom den uten å samhandle med materialet. De er inkludert i klassifiseringen fordi de kan påvirke energispekteret til krystallen på grunn av interaksjon med andre ufullkommenheter, spesielt med elektroner og hull.
Punktufullkommenhet (defekt)
Ved T¹0 kan det vise seg at energien til partikler ved nodene til krystallgitteret vil være tilstrekkelig til å overføre partikkelen fra en node til et interstitielt sted. Ved hvilken hver spesifikk temperatur vil ha sin egen spesifikke konsentrasjon av slike punktdefekter. Noen defekter vil dannes på grunn av overføring av partikler fra noder til interstitielle steder, og noen av dem vil rekombinere (reduksjon i konsentrasjon) på grunn av overgangen fra interstitielle steder til noder. På grunn av like strømninger vil hver temperatur ha sin egen konsentrasjon av punktdefekter. En slik defekt, som er en kombinasjon av et interstitielt atom og det gjenværende frie stedet), cancia) er en defekt ifølge Frenkel. En partikkel fra overflatenærlaget kan på grunn av temperatur nå overflaten), overflaten er en endeløs vask for disse partiklene). Deretter dannes én fri node (ledig stilling) i det overflatenære laget. Dette gratis stedet kan være okkupert av et dypereliggende atom, som tilsvarer bevegelsen av ledige plasser dypere inn i krystallen. Slike defekter kalles Schottky-defekter. Man kan forestille seg følgende mekanisme for dannelse av defekter. En partikkel fra overflaten beveger seg dypt inn i krystallen og ekstra interstitielle atomer uten vakanser vises i tykkelsen av krystallen. Slike defekter kalles anti-Shottky-defekter.
Dannelse av punktdefekter
Det er tre hovedmekanismer for dannelse av punktdefekter i en krystall.
Herding. Krystallen varmes opp til en betydelig temperatur (forhøyet), og hver temperatur tilsvarer en veldig spesifikk konsentrasjon av punktdefekter (likevektskonsentrasjon). Ved hver temperatur etableres en likevektskonsentrasjon av punktdefekter. Jo høyere temperatur, jo høyere konsentrasjon av punktdefekter. Hvis det oppvarmede materialet avkjøles kraftig på denne måten, vil i dette tilfellet disse overskytende punktdefektene vise seg å være frosset, som ikke tilsvarer denne lave temperaturen. Dermed oppnås en overkonsentrasjon av punktdefekter i forhold til likevekten.
Påvirkning på krystallen av ytre krefter (felt). I dette tilfellet tilføres energi tilstrekkelig til å danne punktdefekter til krystallen.
Bestråling av en krystall med høyenergipartikler. På grunn av ekstern bestråling er tre hovedeffekter mulige i krystallen:
1) Elastisk interaksjon av partikler med gitteret.
2) Uelastisk interaksjon (ionisering av elektroner i gitteret) av partikler med gitteret.
3) Alle mulige kjernefysiske transmutasjoner (transformasjoner).
I 2. og 3. effekt er den første effekten alltid til stede. Disse elastiske interaksjonene har en dobbel effekt: på den ene siden manifesterer de seg i form av elastiske vibrasjoner av gitteret, som fører til dannelsen av strukturelle defekter, på den annen side. I dette tilfellet må energien til den innfallende strålingen overstige terskelenergien for dannelse av strukturelle defekter. Denne terskelenergien er vanligvis 2–3 ganger høyere enn energien som kreves for dannelsen av en slik strukturell defekt under adiabatiske forhold. Under adiabatiske forhold for silisium (Si) er den adiabatiske formasjonsenergien 10 eV, terskelenergi = 25 eV. For dannelse av en ledig stilling i silisium er det nødvendig at energien til ekstern stråling er minst større enn 25 eV, og ikke 10 eV som for den adiabatiske prosessen. Det er mulig at ved betydelige energier av innfallende stråling, fører en partikkel (1 kvante) til dannelsen av ikke én, men flere defekter. Prosessen kan være gjennomgripende.
Punktdefektkonsentrasjon
La oss finne konsentrasjonen av defekter ifølge Frenkel.
La oss anta at det er N partikler ved nodene til krystallgitteret. Av disse flyttet n partikler fra noder til mellomrom. La energien til defektdannelse i henhold til Fresnel være Eph. Da vil sannsynligheten for at en annen partikkel vil bevege seg fra en node til et mellomrom være proporsjonal med antall partikler som fortsatt sitter ved nodene (N-n), og Boltzmann-multiplikatoren, det vil si ~. Og det totale antallet partikler som beveger seg fra noder til mellomrom ~. La oss finne antall partikler som beveger seg fra mellomrom til noder (rekombinerer). Dette tallet er proporsjonalt med n, og er proporsjonalt med antall tomme steder i nodene, eller mer presist sannsynligheten for at partikkelen skal snuble over en tom node (det vil si ~). ~. Da vil den totale endringen i antall partikler være lik forskjellen mellom disse verdiene:
Over tid strømmer partikkelen fra noder til internoder og inn motsatt retning vil bli lik hverandre, det vil si at det etableres en stasjonær tilstand. Siden antallet partikler i mellomrommene er mye mindre enn det totale antallet noder, kan n neglisjeres og. Herfra finner vi
– konsentrasjon av defekter ifølge Frenkel, hvor a og b er ukjente koeffisienter. Ved å bruke en statistisk tilnærming til konsentrasjonen av defekter i henhold til Frenkel og tar i betraktning at N' er antall mellomrom, kan vi finne konsentrasjonen av defekter i henhold til Frenkel: , hvor N er antall partikler, N' er antallet av mellomrom.
Prosessen med dannelse av defekter ifølge Frenkel er en bimolekylær prosess (2-delt prosess). Samtidig er prosessen med dannelse av Schottky-defekter en monomolekylær prosess.
En Schottky-defekt representerer én ledig stilling. Ved å gjennomføre lignende resonnementer som for konsentrasjonen av defekter ifølge Frenkel, får vi konsentrasjonen av defekter i henhold til Schottky i følgende form: , hvor nsh er konsentrasjonen av defekter ifølge Schottky, Esh er energien for dannelse av defekter iht. Schottky. Siden Schottky-dannelsesprosessen er monomolekylær, er det, i motsetning til Frenkel-defekter, ingen 2 i nevneren til eksponenten. Dannelsesprosessen, for eksempel Frenkel-defekter, er karakteristisk for atomkrystaller. For ioniske krystaller kan defekter, for eksempel Schottky, bare dannes i par. Dette skjer fordi for å opprettholde den elektriske nøytraliteten til en ionisk krystall, er det nødvendig at par av ioner med motsatte fortegn samtidig dukker opp til overflaten. Det vil si at konsentrasjonen av slike parede defekter kan representeres som en bimolekylær prosess: . Nå kan vi finne forholdet mellom Frenkel-defektkonsentrasjonen og Schottky-defektkonsentrasjonen: ~. Energien for dannelse av parede defekter i henhold til Schottky Er og energien for dannelse av defekter i henhold til Frenkel Ef er i størrelsesorden 1 eV og kan avvike fra hverandre i størrelsesorden flere tideler av eV. KT for romtemperaturer er i størrelsesorden 0,03 eV. Så ~. Det følger at for en bestemt krystall vil en spesifikk type punktdefekter dominere.
Hastighet for defektbevegelse over krystallen
Diffusjon er prosessen med å flytte partikler i et krystallgitter over makroskopiske avstander på grunn av fluktuasjoner (endringer) i termisk energi. Hvis de bevegelige partiklene er partikler av selve gitteret, da vi snakker om om selvspredning. Hvis bevegelsen involverer partikler som er fremmede, så snakker vi om heterodifusjon. Bevegelsen av disse partiklene i gitteret kan utføres av flere mekanismer:
På grunn av bevegelsen av interstitielle atomer.
På grunn av bevegelse av ledige stillinger.
På grunn av gjensidig utveksling av steder av interstitielle atomer og ledige stillinger.
Diffusjon på grunn av bevegelse av interstitielle atomer
Faktisk er det av en to-trinns natur:
Et interstitielt atom må dannes i gitteret.
Det interstitielle atomet må bevege seg i gitteret.
Plasseringen i mellomrommene tilsvarer minimum potensiell energi
Eksempel: vi har et romlig gitter. Partikkel i et mellomrom.
For at en partikkel skal bevege seg fra ett interstitielt sted til et nabosted, må den overvinne en potensiell høydebarriere Em. Frekvensen av partikkelhopp fra ett mellomrom til et annet vil være proporsjonalt. La vibrasjonsfrekvensen til partiklene tilsvare mellomrommene v. Antall tilstøtende internoder er lik Z. Da er frekvensen av hopp: .
Diffusjon på grunn av stillingsbevegelser
Diffusjonsprosessen på grunn av ledige stillinger er også en 2-trinns prosess. På den ene siden skal det dannes ledige stillinger, på den andre siden skal de flytte. Det skal bemerkes at et fritt sted (fri node) hvor en partikkel kan bevege seg også eksisterer bare i en viss brøkdel av tiden i forhold til hvor Ev er energien til ledighetsdannelse. Og frekvensen av hopp vil ha formen: , hvor Em er bevegelsesenergien til ledige plasser, Q=Ev+Em er aktiveringsenergien til diffusjon.
Beveger partikler over lange avstander
La oss vurdere en kjede med identiske atomer.
La oss anta at vi har en kjede med identiske atomer. De er plassert i en avstand d fra hverandre. Partikler kan bevege seg til venstre eller høyre. Gjennomsnittlig forskyvning av partikler er 0. På grunn av lik sannsynlighet for partikkelbevegelse i begge retninger:
La oss finne rot-middel-kvadratforskyvningen:
hvor n er antall partikkeloverganger, kan uttrykkes. Deretter. Verdien bestemmes av parametrene til det gitte materialet. La oss derfor betegne: – diffusjonskoeffisient, som et resultat:
I det 3-dimensjonale tilfellet:
Ved å erstatte verdien av q her får vi:
Der D0 er frekvensfaktoren for diffusjon, Q er aktiveringsenergien for diffusjon.
Makroskopisk diffusjon
Tenk på et enkelt kubisk gitter:
Mentalt, mellom plan 1 og 2, la oss betinget velge plan 3 og finne antall partikler som krysser dette halvplanet fra venstre til høyre og fra høyre til venstre. La partikkelhoppefrekvensen være q. Så, i en tid lik halvplan 3, vil halvplan 1 skjære partiklene. Tilsvarende vil i løpet av samme tid det valgte halvplanet fra siden av halvplanet 2 skjære partiklene. Så, i løpet av tiden t, kan endringen i antall partikler i det valgte halvplanet representeres i følgende form: . La oss finne konsentrasjonen av partikler - urenheter i halvplan 1 og 2:
Forskjellen i volumkonsentrasjoner C1 og C2 kan uttrykkes som:
La oss vurdere et enkelt valgt lag (L2=1). Vi vet at det er diffusjonskoeffisienten, da:
– Ficks 1. diffusjonslov.
Formelen for det 3-dimensjonale tilfellet er lik. Bare i stedet for den endimensjonale diffusjonskoeffisienten, erstatter vi diffusjonskoeffisienten for det 3-dimensjonale tilfellet. Ved å bruke denne analogien av resonnement for konsentrasjon, og ikke for antall bærere, som i forrige tilfelle, kan man finne den andre Fickian-diffusjonen.
– Ficks 2. lov.
Ficks 2. diffusjonslov er veldig praktisk for beregninger og praktiske anvendelser. Spesielt for diffusjonskoeffisienten ulike materialer. For eksempel har vi noe materiale på overflaten hvor en urenhet er avsatt, hvis overflatekonsentrasjon er lik Q cm-2. Oppvarming dette materialet, utføre diffusjonen av denne urenheten inn i volumet. I dette tilfellet, avhengig av tid, etableres en viss fordeling av urenheter i hele tykkelsen av materialet for en gitt temperatur. Analytisk kan fordelingen av urenhetskonsentrasjon oppnås ved å løse Fick-diffusjonsligningen i følgende form:
Grafisk er dette:
Ved å bruke dette prinsippet kan diffusjonsparametere bli funnet eksperimentelt.
Eksperimentelle metoder for å studere diffusjon
Aktiveringsmetode
En radioaktiv urenhet påføres overflaten av materialet, og deretter diffunderes denne urenheten inn i materialet. Deretter fjernes en del av materialet lag for lag og aktiviteten til enten det gjenværende materialet eller det etsede laget undersøkes. Og dermed er fordelingen av konsentrasjon C over overflaten X(C(x)) funnet. Deretter, ved å bruke den oppnådde eksperimentelle verdien og den siste formelen, beregnes diffusjonskoeffisienten.
Kjemiske metoder
De er basert på det faktum at under diffusjonen av en urenhet, som et resultat av dens interaksjon med basismaterialet, nye kjemiske forbindelser med andre gitteregenskaper enn de grunnleggende.
pn-kryss metoder
På grunn av diffusjonen av urenheter i halvledere, på en viss dybde av halvlederen, dannes et område der typen av dens ledningsevne endres. Deretter bestemmes dybden av p-n-krysset og konsentrasjonen av urenheter på denne dybden bedømmes ut fra den. Og så gjør de det i analogi med 1. og 2. tilfelle.
Liste over kilder som er brukt
1. Kittel kap. Introduksjon til faststofffysikk / Transl. fra engelsk; Ed. A.A. Guseva. – M.: Nauka, 1978.
2. Epifanov G.I. Faststofffysikk: Lærebok. stønad til høyskoler. – M.: Høyere. skoler, 1977.
3. Zhdanov G.S., Khundzhua F.G., Forelesninger om faststofffysikk - M: Moscow State University Publishing House, 1988.
4. Bushmanov B. N., Khromov Yu A. Physics of Solid State: Lærebok. stønad til høyskoler. – M.: Høyere. skoler, 1971.
5. Katsnelson A.A. Introduksjon til faststofffysikk - M: Moscow State University Publishing House, 1984.
Defekter i krystaller Enhver ekte krystall har ikke en perfekt struktur og har en rekke brudd på det ideelle romlige gitteret, som kalles defekter i krystaller. Defekter i krystaller er delt inn i nulldimensjonale, enDiffusjon er prosessen med å overføre materie eller energi fra et område med høy konsentrasjon til et område med lav konsentrasjon. Diffusjon er en prosess på molekylært nivå og bestemmes av den tilfeldige naturen til bevegelsen til individuelle molekyler. Diffusjon i krystaller er en prosess der atomer kan bevege seg fra ett sted til et annet. Feltionmikroskopi er en metode for direkte observasjon av krystallgitteret til metaller og legeringer med atomoppløsning.
Diffusjonsprosesser i faste stoffer vesentlig avhengig av strukturen til en gitt krystall og av defekter i krystallstrukturen. Defekter som oppstår i et stoff letter enten atombevegelser eller hindrer dem, og fungerer som feller for migrerende atomer.
DIFFUSJON – PROSESSEN MED TILFELDIG GANG Første Ficks lov: Frekvensen av atomhopp: n = n 0 e - Q / kT, der Q er aktiveringsenergien til diffusjon, k er Boltzmanns konstant, n 0 er en konstant. Diffusjonskoeffisienten D avhenger av temperaturen til krystallen i henhold til Arrhenius-loven: D = D 0 e - Q / kT Aktiveringsenergien til diffusjon avhenger både av formasjonsenergien til en spesifikk defekt E f og aktiveringsenergien til dens migrasjon E m: Q = E f + E m.
ATOMISK DIFFUSJONSMEKANISMER Mekanisme for utveksling av atomer på steder; ring mekanisme; mekanisme for direkte bevegelse av atomer langs mellomrom; mekanisme for indirekte bevegelse av den interstitielle konfigurasjonen; mengden mekanisme; ledig stilling mekanisme; avviksmekanisme; mekanismer for diffusjon langs dislokasjoner; mekanismer for diffusjon langs korngrenser i polykrystaller.
LEDIGHETMEKANISMER Aktiveringsenergien for migrering ved ledighetsmekanismen for metaller som kobber, sølv, jern osv. er omtrent eV (energien til ledighetsdannelse er av samme størrelsesorden). Den enkleste stillingsklyngen er sammenslåingen av to ledige stillinger - bivakans (2V). Energien som kreves for slik bevegelse er ofte mindre enn én ledig stilling.
INTERSTITALMEKANISMER Utseendet til interstitielle atomer i krystaller kan være forårsaket av metoden for å forberede eller bruke materialet. Interstitielle atomer kan deles inn i krystaller i indre og urenhet (fremmede) interstitielle atomer. Fremmede (urenhets)atomer danner også i de fleste tilfeller manualer med egne atomer, men de kalles blandede. Overfloden av interstitielle konfigurasjoner gir opphav til en overflod av migrasjonsmekanismer som bruker interstitielle atomer.
Den ledige plassen skal tiltrekkes til kompresjonsområdet over den ytterste atomraden i det overskytende halvplanet, og det interstitielle atomet skal tiltrekkes til ekspansjonsområdet som ligger under halvplanet. De enkleste dislokasjonene er en defekt i form av et ufullstendig atomisk halvplan inne i krystallen.
Diffusjon gjennom defekte steder i krystaller har spesifikke egenskaper. For det første skjer det lettere enn diffusjon gjennom feilfrie mekanismer. Men dens kilder er ikke ubegrensede: konsentrasjonen av defekter i diffusjonsprosessen avtar nesten alltid på grunn av utslettelse av motsatte defekter og avgang av defekter til de såkalte vaskene. Men hvis konsentrasjonen av defekter er høy, øker deres rolle i diffusjonen så mye at det fører til såkalt akselerert diffusjon, akselererte fasestrukturelle transformasjoner i materialer, akselerert kryp av materialer under belastning, etc. effekter.
KONKLUSJON Listen over migrasjonsmekanismer gjennom defekte steder i krystaller vokser stadig ettersom flere og flere fordypning feil i krystallstrukturen til et stoff. Inkluderingen av en bestemt mekanisme i diffusjonsprosessen avhenger av mange forhold: mobiliteten til en gitt defekt, dens konsentrasjon, krystalltemperatur og andre faktorer.
Lysbilde 1
Ideelle krystaller, der alle atomer vil være i posisjoner med minimal energi, eksisterer praktisk talt ikke. Avvik fra det ideelle gitteret kan være midlertidige eller permanente. Midlertidige avvik oppstår når krystallen utsettes for mekaniske, termiske og elektromagnetiske vibrasjoner, når en strøm av raske partikler passerer gjennom krystallen, etc. Permanente ufullkommenheter inkluderer:
Lysbilde 2
punktdefekter (interstitielle atomer, ledige stillinger, urenheter). Punktdefekter er små i alle tre dimensjoner, deres størrelser i alle retninger er ikke mer enn flere atomdiametre;
Lysbilde 3
lineære defekter (dislokasjoner, kjeder av ledige stillinger og interstitielle atomer). Lineære defekter har atomstørrelser i to dimensjoner, og i den tredje er de betydelig større i størrelse, som kan stå i forhold til lengden på krystallen;
Lysbilde 4
flate eller overflatedefekter (korngrenser, grenser for selve krystallen). Overflatefeil er små i bare én dimensjon;
Lysbilde 5
volumetriske defekter, eller makroskopiske forstyrrelser (lukkede og åpne porer, sprekker, inneslutninger av fremmedlegemer). Volumdefekter har relativt store størrelser, som ikke står i forhold til atomdiameteren, i alle tre dimensjoner.
Lysbilde 6
Både interstitielle atomer og ledige stillinger er termodynamiske likevektsdefekter: ved hver temperatur er det et veldig visst antall defekter i den krystallinske kroppen. Det er alltid urenheter i gitter, siden moderne metoder for krystallrensing ennå ikke tillater å oppnå krystaller med et innhold av urenhetsatomer på mindre enn 10 cm-3. Hvis et urenhetsatom erstatter et atom av hovedstoffet på et gittersted, kalles det en substitusjonell urenhet. Hvis et urenhetsatom introduseres i et interstitielt sted, kalles det en interstitiell urenhet.
Lysbilde 7
En ledig stilling er fraværet av atomer på stedene til et krystallgitter, "hull" som ble dannet som et resultat av forskjellige årsaker. Dannes under overgangen av atomer fra overflaten til miljø eller fra gitternoder til overflaten (korngrenser, hulrom, sprekker, etc.), som følge av plastisk deformasjon, når kroppen bombarderes med atomer eller høyenergipartikler. Konsentrasjonen av ledige stillinger bestemmes i stor grad av kroppstemperaturen. Enkelte ledige stillinger kan møtes og kombineres til ledige stillinger. Opphopning av mange ledige stillinger kan føre til dannelse av porer og hulrom.
Defekter i krystaller er delt inn i:
Nulldimensjonal
Endimensjonal
Todimensjonal
Punktdefekter (nulldimensjonale) - brudd på periodisitet ved gitterpunkter isolert fra hverandre; i alle tre dimensjonene overskrider de ikke en eller flere interatomære avstander (gitterparametere). Punktdefekter er ledige plasser, atomer i mellomrom, atomer i steder i et "fremmed" undergitter, urenhetsatomer i steder eller mellomrom.
Ledige stillinger- fravær av et atom eller ion i et krystallgittersted; Implementert eller interstitial atomer eller ioner kan være både iboende og urenhetsatomer eller ioner som skiller seg fra hovedatomene i størrelse eller valens. Substitusjonelle urenheter erstatte partikler av hovedstoffet ved gitternoder.
Lineær(endimensjonale) defekter – De viktigste lineære defektene er dislokasjoner. A priori-begrepet dislokasjoner ble først brukt i 1934 av Orowan og Theiler i deres studie av plastisk deformasjon av krystallinske materialer, for å forklare den store forskjellen mellom den praktiske og teoretiske styrken til et metall. Dislokasjon– dette er defekter i krystallstrukturen, som er linjer langs og i nærheten av som det korrekte arrangementet av atomplan som er karakteristisk for krystallen, blir forstyrret.
Overflatedefekter i krystallgitteret. Overflategitterdefekter inkluderer stablingsfeil og korngrenser.
Konklusjon: Alle typer defekter, uavhengig av årsaken til deres forekomst, fører til brudd på likevektstilstanden til gitteret og øker dens indre energi.
Defekter i krystaller er brudd på den ideelle krystallstrukturen. Et slikt brudd kan bestå i å erstatte et atom av et gitt stoff med et fremmedatom (urenhetsatom) (fig. 1, a), i innføring av et ekstra atom i et interstitielt sted (fig. 1, b), i fravær av et atom i en node (fig. 1, c). Slike defekter kalles punkt.
De forårsaker uregelmessigheter i gitteret, som strekker seg over avstander i størrelsesorden flere perioder.
I tillegg til punktdefekter er det defekter konsentrert nær visse linjer. De kalles lineære defekter eller dislokasjoner. Defekter av denne typen forstyrrer den riktige vekslingen av krystallplan.
De enkleste typene dislokasjoner er regional Og skru dislokasjoner.
En kantdislokasjon er forårsaket av et ekstra krystallinsk halvplan satt inn mellom to tilstøtende lag med atomer (fig. 2). En skrueforskyvning kan representeres som et resultat av et kutt i en krystall langs et halvplan og den påfølgende forskyvningen av gitterdelene som ligger på motsatte sider av snittet mot hverandre med verdien av en periode (fig. 3).
Defekter har sterk innvirkning på fysiske egenskaper krystaller, inkludert deres styrke.
Den opprinnelig eksisterende dislokasjonen, under påvirkning av spenninger skapt i krystallen, beveger seg langs krystallen. Bevegelsen av dislokasjoner forhindres av tilstedeværelsen av andre defekter i krystallen, for eksempel tilstedeværelsen av urenhetsatomer. Dislokasjoner bremses også når man krysser hverandre. En økning i dislokasjonstettheten og en økning i konsentrasjonen av urenheter fører til en sterk hemming av dislokasjoner og en opphør av deres bevegelse. Som et resultat øker styrken til materialet. For eksempel oppnås økning av styrken til jern ved å løse opp karbonatomer i det (stål).
Plastisk deformasjon er ledsaget av ødeleggelse av krystallgitteret og formasjonen stor kvantitet defekter som forhindrer bevegelse av dislokasjoner. Dette forklarer styrkingen av materialer under kald bearbeiding.
