1tom - 0546.htm
о
е
ш
Ч
п
ряжспие <т на расстоянии г от точечного Д. мощности С, определяемой разностью объ╦мов Д. ≈ включения и полости в кристалле, в к-рую он вставлен, равно:
а ~ GC/r3, (1)
т. е. спадает с г сравнительно быстро. В отличие от этого, упругое поле дислокации
о - Gb/r (2)
является дальнодействующим. Для поверхностных Д. о спадает с г быстрее; так, для малоугловой дислокац. границы при r>ft (h ≈ расстояние между дислокациями) :
Gbr ≈ 2 л г /А
596
Избыточный объ╦м. При образовании точечных Д. после перенесения лишнего атома в кристалл (или удаления атома из узла) окружающие Д. атомы и все последующие атомы вплоть до поверхности кристалла смещаются (релаксируют) в положения с мин. энергией (ближайшие атомы вокруг вакансии сдвигаются к ней, междоузельный атом, наоборот, расталкивает окружающие атомы). Б результате объ╦м кристалла изменяется на ДУ. Напр., для вакансии ДУ= ≈(0,3≈0,6)Q, для междоуасльного атома в конфигурации гантели ДУ≈ = (1,7 ≈ 2,2)fi, где Q ≈ атомный объ╦м для недостающего атома.
Для дислокации в линейной теории упругости Д1/≈ О, т, к. для винтовой дислокации диагональные компоненты тензора напряжений а//≈0, а для краевой дислокации сжатие реш╦тки по одну сторону от плоскости скольжения точно скомпенсировано растяжением по др. сторону от не╦. Уч╦т структуры ядра дислокации и нелинейных эффектов в теории упругости показывает, что дислокация вызывает расширение реш╦тки AV на атомную плоскость, перпендикулярную оси дислокации, порядка Q. Изменение объ╦ма ДУ в случае поверхностных Д. соответствует увеличению локального меж-плоскостного расстояния на 10≈20%.
Структура ядра Д. определяется структурой кристал-лич. реш╦тки. Среди точечных Д. резко различающимися атомными конфигурациями обладают междоузельные атомы. Они могут занимать междоузлия разл. симметрии (окта- и тетраэдрические в кубич. реш╦тках), образовывать с одним из атомов реш╦тки «гантели» разной ориентации либо обладать конфигурацией краудиопа.
Ядру дислокации с вектором Бшргерса b бывает энергетически выгодно расщепиться на нсск, частичных дислокаций с векторами Бюргерса 6,- (u=Zu,-), соедин╦нных полосками из дефектов упаковки, к-рые лежат в плоскости скольжения или расположены под углом к ней. Особенно сложной бывает конфигурация ядра расщепл╦нной дислокации в объ╦мпоцентриров. кубических и гексагональных кристаллах, а также в кристаллах с элементарной ячейкой, содержащей много атомов разных сортов.
Зарядовое состояние Д. Удаление иона при образовании вакансии, замещение иона примесным атомом иной валентности, внесение «лишнего» атома при образовании мсждоузельного атома, смещение ионных остовов при образований дислокаций и поверхностных Д. выбывают появление нескомпенсиров. зарядов на Д. В металлах эти заряды в значит, мере экранируются пут╦м перераспределения электронов проводимости. Однако экранировка оказывается неполной и вакансии имеют небольшой отрицат., а междоузельные атомы ≈ положит, заряды. В случае краевой дислокации неполное экранирование ионного заряда, вызванного нелинейным увеличением объ╦ма ДУ, вызывает появление результирующего заряда ~0,1 е на атомную плоскость (е ≈ заряд электрона). В металлич. поликристаллах неполное экранирование вызывает также появление отрицат. заряда на границах а╦рен.
В неметаллич. кристаллах точечные Д- имеют в запрещ╦нной зоне локальные апергетич. уровни, к-рые
могут быть либо пустыми (если они лежат выше уровня Ферми), либо заполненными одним или неск. электронами. В результате возникает множество центров, определяющих оптич., элсктрич., магн. и др. свойства ионных и полупроводниковых кристаллов (см., напр., Центры окраски].
В ионных кристаллах с заряженными точечными Д, электропейтральность обеспечивается тем, что Д . образуют пары ≈ либо вакансия и междоузельный ион (дефекты Френкеля), либо 2 вакансии противоположного заряда (дефекты Шоттки), либо 2 межузельных иона (антипод дефекта Шот-т к и). Ядро дислокации в ионных кристаллах обычно не нес╦т результирующего заряда, т. к. на оси дислокации в плоскости скольжения разноим╦нные иолы, как правило, чередуются. Однако на ступеньках это чередование нарушено и ступеньки на дислокации несут заряд, равный, напр., в кристаллах типа NaClie/2, так что эффективный линейный заряд дислокации определяется линейной плотностью ступенек (а также адсорбированными дислокацией заряженными точечными Д.) и может доходить до U,l e на 1 атомную плоскость. В ядре краевых дислокаций в полупроводниковых кристаллах с реш╦ткой алмаза имеются цепочки ненасыщенных связей (ловушки). При захвате электронов ловушками дислокации также приобретают заряд.
Подвижность Д. Движение точечных Д. по кристаллу происходит пут╦м термически активированных атомных перестроек, характеризуемых энергией активации (миграции) Um. Она варьируется обычно от ОД эВ (меда-доузельные атомы) до 1 ≈ 2 эВ (вакансии). Исключением является безактивационное движение гантелей, дина-мич. краудионов и капалированних атомов под действием импульса, переданному атому при столкновении с быстрой частицей или в ударной волне (см. Капали-рование заряженных частиц].
Скольжение дислокаций происходит под действием механич. напряжений о. При а^0,01 G скорость дислокации определяется термически активированным преодолением разл. препятствий и равна:
v к t>0exp
где и0 ≈ пропорц, площади, «заметаемой» дислокац. сегментом после преодоления препятствия, а энергия активации V ' т зависит от вида препятствия. При больших о скорость дислокации определяется динамич. торможением, обусловленным взаимодействием с фоно-нами и электронами проводимости'. и^а/В(Т], где В ≈ т. к. константа торможения, равная при комнатной температуре 10~4≈ Ю~3 (пуаз). Т.н. порепол-зашдо дислокации определяется мехапич. и осмотпч. силами (вторая зависит от концентрации точечных Д.) и лимитируется диффузионным переносом массы к дислокации или от не╦.
Миграция поверхностных Д. (границ з╦рен) по нормали к поверхности обычно термически активиронаиа И связана с перестройкой (поворотом) небольших групп атомов. При двойниковая ни и боздиффузиошгых фало-вых превращениях Д. перемещается за сч╦т скольжения двойнику ющих или можфазных дислокаций, образующих уступы на границе.
Образование Д. и их наблюдение. Механизмы образования точечных Д.: смещение атома из узла в результате механич, воздействий, напр, в связи с соударением с быстрой частицей (см. Радиационные дефекты,]', перемещение ступенек на движущихся дислокациях; термо-активиров. зарождение Д. на внеш. поверхности кристалла, на дислокациях и поверхностных Д. внутри кристалла; рождение нар Френкеля при аннигиляции экситонов в неметаллич. кристаллах.
Зарождение дислокаций происходит при слиянии точечных Д., в процессе кристаллизации, при облучении быстрыми частицами и др. Образование поверхностных Д. связано с эпитаксиальной кристаллизацией,
")
}
