Эффекты, связанные с локализацией энергии и солитонами в модельных ГЦК кристаллических решетках

• Автор: Медведев, Николай Николаевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2014
• Место защиты: Барнаул
• Количество страниц: 204 с. : 88 ил.

ОГЛАВЛЕНИЕ
Введение
Глава I. Методы и результаты исследований эффектов локализоации колебательной энергии и солитонов в кристаллах
1.1. Моделирование взаимодействия атомов с высокой кинетической энергией
1.2. Дискретные бризеры в биагомных упорядоченных кристаллических решетках
1.3. Дрейф точечных дефектов и их агрегатов в ГЦК решетках
1.4. Пары Френкеля и их агрегатизация в ГЦК металлах и упорядоченных сплавах
1.5. Постановка задачи
Глава 11. Метод молекулярной динамики. Выбор потенциала взаимодействия между атомами
2.1. Методы компьютерного моделирования
2.1.1. Требование эргодичности компьютерных моделей
2.1.2. Метод вариационной квазистатики и Монте-Карло
2.2. Метод молекулярной динамики
2.2.1. Общая хароктеристика метода МД
2.2.2. Об особенностях накопления систематических ошибок в ММД
2.2.3. Основные проблемы, связанные с построением моделей ММД
2.3. Потенциал Морзе. Визуализация компьютерных экспериментов
2.3.1. Обоснование выбора потенциала межатомного взаимодействия, расчет коэффициентов потенциала Морзе
2.3.2. Визуализация компьютерных экспериментов
Глава III. Фокусирующиеся и краудионные столкновения атомов

3.1. Условия, при которых имеют место фокусировка импульса и краудионные столкновения атомов
3.2. Краудионные столкновения атомов Си в трехмерной модели упорядоченного сплава СиАи со сверхструктурой Ы,
3.2.1. О компьютерной модели
3.2.2. Краудионные столкновения в упорядоченном сплаве
3.3. Модификация потенциала Морзе для моделирования взаимодействия атомов обладающих высокой энергией
3.3.1. Расчет параметров потенциала Морзе
3.3.2. Поправочный член к потенциалу Морзе, методика расчета параметров модифицрованного потенциал
3.4. Движение краудиона и самофокусировка импульса в двумерной
модели кристалла N1
Выводы
Глава IV. Дискретные бризеры в двумерных моделях кристаллических решеток упорядоченных сплавов стехиометрии А3В
4.1. Нелинейные локализованные колебания в двумерной модельной решетке упорядоченного сплава №3А1 при заниженной массе А1
4.2. Причины существования дискретных бризеров в модели упорядоченного сплава
4.3. Возбуждение локализованных колебательных мод в двумерной
модели упорядоченного сплава Р13А1
Выводы
Глава V. Эффекты локализации энергии в моделях упорядоченных сплавов стехиометрии А3В со сверхструктурой ЬЬ
5.1. Методика расчета фононного спектра ЗП моделей
5.2. Параметры, влияющие на возможность существования ДБ в модельной кристаллической решетке

5.3. Локализация энергии в модельном идеальном кристалле Р1:3А]
5.3.1. О постановке задачи
5.3.2. Возбуждение дискретных бризеров в модели Р13А1
5.3.3. Локализация энергии фононных колебаний
5.4. Эффекты спонтанного перераспределения энергии колебаний в кристаллических решетках, находящихся в состоянии
термодинамического равновесия
5.4.1. О слабоустойчивых нелинейных колебаниях атома А1 в
сплаве №3А1
5.4.2. О спонтанном перераспределении энергии фононных колебаний между подрешетками в модели упорядоченного сплава Рр3А1
Выводы
Глава VI. Волны, возникающие при рекомбинации пар Френкеля в 2Э и ЗЭ модельных решетках металлов и их влияние на дрейф агрегатов точечных дефектов
6.1. Волны, вызывающие дрейф агрегатов точечных дефектов в двумерных моделях кристаллических решеток
6.1.1. Особенности используемой модели
6.1.2. Условия возбуждения уединенной поперечной волны
6.1.3. Скорость распространения уединенной поперечной волны
6.1.4. Взаимодействие уединенной поперечной волны с агрегатами точечных дефектов
6.2. Волны, возникающие в результате рекомбинации пар Френкеля в трехмерной модели кристаллической решетки металла и их влияние на дрейф агрегатов точечных дефектов
6.2.1. О трехмерной модели
6.2.2. Возбуждение волн

механизмов трансформации и роста ТДУ при поглощении вакансий или межузельных атомов [183, 192, 193].
Межузельные атомы пе могут в результате объединения образовывать ТДУ, поскольку как это было показано в [183], это энергетически невыгодно. Компьютерное моделирование однозначно, показывает, что кластеры, содержащие более 10-12 межузельных атомов, образуют дислокационные петли [177,194,195]. Что же касается кластеров меньших размеров в различных работах, например в [177] и [196], имеются расхождения.
Дислокационные петли представляют собой скопления вакансий или межузельных атомов в плотноупаковапных плоскостях решетки: (1 11) в ГЦК и (110) в ОЦК металлах. В ГЦК-металлах преимущественно образуются петли Франка с вектором Бюргерса 6=1/3<111>, а также петли с дефектом упаковки с b = 1 /2 < 110 > [166]. Петля без дефекта упаковки может скользить по своим цилиндрам скольжения, а петли с дефектом упаковки, как правило, малоподвижны. Модельные эксперименты, проведенные с помощью метода молекулярной динамики, показали, однако, [181, 197 - 199], что
дислокационные петли внедрения размером порядка нескольких нанометров имеют высокую подвижность вдоль направления <110>.
Поры образуются при облучении металлов, когда они обладают температурой в диапазоне значений (0,250.6)ГШ! [166]. При этом размеры пор зависят не только от температуры металлов подвергнутых облучению, но и от чистоты и структуры металла. Различают два типа радиационных пор: гетерогенные и гомогенные. Первые образуются на дефектах кристаллов и фазовых границах. Вторые, т.е. гомогенные, формируются на случайно образовавшихся скоплениях вакансий [166, 200 - 202].
С помощью современных приборов наблюдаются поры в кристаллах порожденные радиацией как связанные со структурными неоднородностями (дислокациями, выделениями вторых фаз и пр.), так и не связанные с особенностями микроструктуры. Размеры пор в зависимости от условий