Макроскопическая кинетика плавления и кристаллизации при быстром нагреве металлов током и лазерным излучением

• Автор: Моторин, Вадим Иванович
• Шифр специальности: 01.04.04
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1984
• Место защиты: Новосибирск
• Количество страниц: 94 c. : ил

Глава I. Кинетика образования зародышей новой фазы

при кристаллизации и плавлении металлов

§ 1.1. Обзор литературы

§ 1.2. Вероятность образования зародышей

§ 1.3. Частота нуклеации при отсутствии упругих

напряжений и внешнего давления

§ 1.4. Изотермичность флуктуаций

Глава 2. Перегрев металлов выше температуры плавления

при даоулевом и лазерном нагреве

§ 2.1. Качественное описание

2.1.1. Характерный перегрев

2.1.2. Перегрев при воздействии лазерного
излучения
2.1.3. Перегрев при однородном джоулевом
нагреве. Роль гетерогенной нуклеации
§ 2.2. Обзор литературы
§ 2.3. Вероятность образования зародышей
жидкой фазы
2.3.1. Связь вероятности с энергией упругопластической деформации
2.3.2. Вероятность образования зародыша в идеально упругой среде. Дискообразные
зародыши
2.3.3. Вероятность образования и форма зародыша
в упруго-пластичной среде
§ 2.4. Частота образования зародышей жидкой фазы в упруго-пластичной среде при вакансионном

механизме пластической деформации
§ 2.5. Величина перегрева при быстром джоулевом
нагреве металлов. Сравнение с экспериментом
Глава 3. Устойчивость фронта плавления при быстром
джоулевом нагреве проводников
§ 3.1. Постановка задачи
3.1.1. Введение
3.1.2. Сведение задачи о плавлении проводника произвольной формы к изучению плавления плоской пластины
3.1.3. Исходная система уравнений
§ 3.2. Плавление пластины при отсутствии
возмущений фронта фазового перехода
§ 3.3. Линейная стадия развития возмущений
§ 3.4. Нелинейная ста,дня развития возмущений.
Критерий однородности плавления при
быстром джоулевом нагреве
Глава 4. Кинетика стеклования чистых металлов.
Стеклование лазерным излучением и плазменной
струей
§ 4.1. Введение и обзор теоретических работ
§ 4.2. Максимально достижимая толщина слоя из металлического стекла и минимальная
скорость охлаждения
§ 4.3. Стеклование чистых металлов лазерным излучением и плазменной струей
гетерогенной нуклеации
Заключение. Основные выводы и результаты
Литература

Большие скорости нагрева и охлаждения, возникающие в результате воздействия мощных лазерных импульсов и электрических токов, качественно меняют ход кристаллизации и плавления металлов. При быстром джоулевом нагреве металл может перегреться значительно выше температуры плавления, оставаясь в кристаллическом состоянии [I]. Если же дозированным импульсом лазерного излучения создать на поверхности металла или сплава достаточно тонкий слой расплава, то расплав благодаря быстрому остыванию^перейдет в твердое аморфное состояние (металлическое стекло) минуя кристаллизацию [2, 3, 4]. Последовательное описание таких явлений требует изучения кинетики фазовых переходов, нахождения скорости образования новой фазы внутри образца. Эта скорость определяется частотой возникновения зародышей новой фазы.
Известно, что частота зародышеобразования (нуклеации) резко возрастает вблизи гетерогенных центров, а в случае плавления также и вблизи границ металла [б, 6, ?]. Однако с ростом скорости изменения температуры влияние гетерогенной нуклеации уменьшается, и главную роль начинает играть гомогенное зародышеобразова-ние, то-есть флуктуационное возникновение новой фазы в местах, свободных от примесей [7]. Именно такой темп нагрева или охлаждения мы называем быстрым.
В настоящее время экспериментальное изучение кинетики переходов между жидкой и твердой фазами в процессах с использованием быстрого лазерного и джоулевого нагрева только начинается. Надежные измерения перегрева металлов выше температуры плавления при быстром джоулевом нагреве существуют, по-видимощу, только для меди |_1, 8]; получить же металлическое стекло из чистых металлов пока не удается [з]. Изучение этих процессов сдерживалось,

Обращение и)о в бесконечность при 9 ^ &кр означает, что мы выходим за границу применимости формулы (2.25) и при 9 9кр необходимо пользоваться выражением (1.39). В противоположном предельном случае упругие константы выпадают из (2.24),
(2.25) и мы имеем
и о - гх,р (- 1 (2.26)
рЧк1Т п з т0 >■
Отсюда следует, что при малых перегревах 9 (К 9кр , когда включается вакансионный механизм роста зародышей, среду с хорошей точностью можно считать несжимаемой: (Иж-7 ^ . Интересно, что при этом функция распределения по размерам приобретает такой же вид (1.20), как и в области 9 ^ 9кр,
Заметим, что влияние давления Р0 на концентрацию вакансий С§ можно учесть по обычной формуле [2б]
С/Ш* Се°(о)&р1-р,1(ПтТо)),
Для металлов типичное отношение предэкспоненциального множителя из выражения (2.26) к множителю из формулы (1,39)
1СГ4 * 10“®, то-есть пластический механизм роста значительно медленнее.
Сравним теперь частоту образования сферических и дискообразных зародышей СОО'С, и . Из сопоставления выражений
(2.26), (2.25) и (1.39) следует, что в случае типичных металлов для нижней оценки можно использовать формулу (2.26). Считая, что дискообразный зародьш сплюснут не очень сильно, мы для оценки й)о^ возьмем предэкспоненциальный множитель из формулы (1.39), а показатель экспоненты, как в выражении (2.17).Тогда получим, что уже при (9кр~ 9)/9кр>0; I
ким образом, во всем диапазоне температур сферические зародыши в типичных металлах имеют наибольшую частоту образования.
При оценках мы вычисляли модуль ожидаемости Кж, по резуль-