CC BY
0
УДК 539.374
Роль наноразмерных ротационных вихрей в холодной деформации металлических стекол на примере сплава Vit105
12 1 12 1 Вас.В. Астанин ' , Е.А. Корзникова , Д.В. Гундеров ' , В.В. Астанин ,
С.В. Дмитриев2, J. Bhatt3
1 Уфимский университет науки и технологий, Уфа, 450008, Россия 2 Институт физики молекул и кристаллов Уфимского федерального исследовательского центра РАН,
Уфа, 450075, Россия
3 Национальный технологический институт Висвесварая, Нагпур, 440010, Индия
На основе экспериментальных данных о деформации аморфного сплава Vit105 (Zr52.5Cu179Al10Ni14.6Ti5) и моделирования методами молекулярной динамики получены новые представления о механизме пластической деформации разупорядоченных структур. Специальная методика кручения под гидростатическим давлением позволила получить развитый деформационный рельеф на поверхности полированных образцов. Исследование рельефа показало, что на поверхности проявляются полосы сдвига, которые могут сливаться или ветвиться, беспрепятственно пересекаться либо останавливаться перед препятствием, образуя дельту из мелких линий сдвига. Моделирование, основанное на параметрах парного потенциала Морзе, позволило получить двумерную аморфную структуру и исследовать ее деформационное поведение на атомном уровне. Под действием приложенной нагрузки сдвиг частей материала осуществляется за счет возникновения вихрей атомарного масштаба в слое полосы сдвига с использованием свободного объема — особенности строения аморфных материалов. Появление вихря вызывает перераспределение полей напряжений, которые, складываясь с внешними напряжениями, способны активировать аналогичные вихри в соседних областях материала как в направлении приложенных напряжений, так и в направлении оси вихря. В последнем случае формируется вихревая трубка, действующая по механизму торнадо. Сдвиг частей осуществляется движением трубки в направлении главных касательных напряжений, а след на поверхности образцов формируется винтовой компонентой трубки. Увеличение числа вихревых трубок и их взаимодействие формируют полосу деформации. Вихревые трубки, выполняя функции дислокаций, не привязаны к конкретным кристаллическим плоскостям и способны перемещаться в произвольных направлениях. Этим объясняются экспериментально наблюдаемые особенности деформации аморфных сплавов.
Ключевые слова: объемное металлическое стекло, полосы сдвига, молекулярная динамика
DOI 10.55652/1683-805X_2024_27_4_34-46
Role of nanosized rotational vortices in cold deformation of metallic glasses by the example of alloy Vit105
Vas.V. Astanin12, E.A. Korznikova1, D.V. Gunderov1,2, V.V. Astanin1, S.V. Dmitriev2, and J. Bhatt3
1 Ufa University of Science and Technology, Ufa, 450008, Russia 2 Institute of Molecule and Crystal Physics, Ufa Federal Research Center RAS, Ufa, 450075, Russia 3 Visvesvaraya National Institute of Technology, Nagpur, 440010, India
The experimental data on the deformation of amorphous alloy Vit105 (Zr52.5Cu17.9Al10Ni14.6Ti5) and its molecular dynamics simulation gave birth to new ideas about the mechanism of plastic deformation of disordered structures. A special method of torsion under hydrostatic pressure allows forming a developed deformation relief on the surface of polished specimens. Inspection of the relief points to the formation of shear bands on the surface, which can merge or branch, freely intersect or be arrested by an obstacle, forming a delta of small shear bands. Simulations based on the Morse pair potential made it possible to obtain a two-dimensional amorphous structure and study its deformation at the atomic level. Under the applied load, material regions are displaced due to the appearance of atomic-scale vortices within the shear band creating free volume, which is a structural feature of amorphous materials. A vortex causes redistribution of stress fields, which, when added to external stresses, are capable of activating similar vortices in the neighboring regions of the material, both in the direction of the applied stresses and along the vortex axis. In the latter case, a vortex tube is formed, which acts by the tornado mechanism. Displacement occurs by the tube movement in the direction of the principle shear stresses, and a path on the specimen surface is made by the screw component of the tube. An increase in the number of vortex tubes and their interaction causes a deformation band. Though playing the role of dislocations, vortex tubes are independent of specific crystalline planes and can move in arbitrary directions. This explains the experimentally observed features of deformation of amorphous alloys.
Keywords: bulk metallic glass, shear bands, molecular dynamics
© Астанин Вас.В., Корзникова Е.А., Гундеров Д.В., Астанин В.В., Дмитриев С.В., Bhatt J., 2024
1. Введение
Аморфные сплавы вызывают большой интерес благодаря специфическим свойствам, обеспечивающим большой потенциал для различных применений [1]. С конца 1980-х годов исследуется получение так называемых объемных металлических стекол [2]. Составы объемных металлических стекол подобраны таким образом, что аморфная структура формируется при относительно малой скорости охлаждения расплава — порядка 102 К/с. Это позволяет получать из данных составов объемные аморфные образцы диаметром до нескольких сантиметров [3]. Обычно формирующие металлические стекла системы содержат три и более элементов, что увеличивает так называемую стеклообразующую способность. Распространенными являются металлические стекла на основе А1, Рё, Л, а также системы 2г-Си с дополнительными элементами [4].
В аморфных сплавах дальний порядок отсутствует, следовательно, отсутствуют и специфические кристаллические дефекты атомной структуры (дислокации, границы зерен), что является причиной, определяющей особенности свойств аморфных сплавов. В них структура имеет локальные атомные конфигурации с ближним атомным порядком в масштабе десятков атомов [5]. Все это определяет уникальные свойства аморфных материалов: их упругая деформация достигает 2 %, предел прочности 1600-1800 МПа, способность к удлинению при растяжении на повышенных температурах свыше 1000 %, высокая коррозионная стойкость и многое другое. Такой набор свойств привлекает внимание к металлическим стеклам, делая их перспективным классом материалов, в том числе в области медицины, для изготовления хирургического инструмента (рис. 1) или имплан-татов [6, 7]. Основной недостаток металлических стекол — чрезвычайно низкая пластичность при деформации растяжением при комнатной температуре, но при деформации с участием компонентов сжатия они могут показывать заметную пластичность [8]. Для нахождения путей управления пластичностью необходимо понять механизм деформации металлических стекол при нормальной температуре. И здесь возникает парадокс, отмечаемый многими исследователями: несмотря на отсутствие дальнего порядка, деформация происходит по полосам сдвига, характерным для дислокационного скольжения кристаллических материалов. Было предложено множество вариантов замены дислокационной модели, набран богатый
экспериментальный материал, но до сих пор не существует единого мнения по этой проблеме.
Ф. Бамер отмечает: «Прогноз механической реакции неупорядоченного твердого тела на на-ноуровне, основанный на его свойствах, взятых из недеформированного состояния, по-видимому, является Святым Граалем механики неупорядоченных материалов» [9].
О деформационных полосах известно следующее: это криволинейная, извилистая поверхность в объеме материала переменной толщиной от 710 нм до нескольких десятков нм, но большинство авторов сходятся на толщине 10-20 нм [10-13].
Рис. 1. Применение металлических стекол на основе циркония: скальпели, внешний вид (а); электронно-микроскопическое изображение лезвия скальпеля из металлического стекла (б); лезвие коммерческого скальпеля Б-15С (в) [7]
Принято различать полосы, зарождающиеся на поверхности и зарождающиеся в объеме материала, однако консенсус по морфологии полос на данный момент не достигнут и в других работах встречаются мнения о зарождении всех полос в объеме материала [13, 14]. В полосах сосредотачивается основная доля пластической деформации [15-17], полосы могут распространяться через весь образец, жизненный цикл полосы сдвига состоит из образования, движения и остановки [18]. В целом ряде работ исследованы структурные отличия в полосе, продемонстрировано изменение контраста, связанное с периодичностью плотности вдоль полосы, зависящей, как утверждается, от изменения концентрации свободного объема [13, 19, 20], хотя во многих случаях полоса характеризуется очень слабым контрастом [21]. В некоторых случаях отмечается появление кристаллических доменов, особенно в областях с пониженной концентрацией свободного объема [10], в то же время другие авторы не обнаруживают признаков кристаллизации в полосе для сплавов аналогичного состава [22]; в сплавах системы 2г-Си данные по кристаллизации в полосе противоречивы [23]. Продвижение полосы вызывает изменение структуры окружающей аморфной фазы, и зона этого воздействия может простираться на несколько микрометров [24]. Существует ряд работ по исследованию формирования полос сдвига при нагружении аморфных сплавов, в которых при совместном анализе данных оптической, электронной и атомно-силовой микроскопии одновременно позволил установить, что видимые на поверхности ступеньки в действительности состоят из групп элементарных полос сдвига [13, 25]. Одним из наиболее интересных эффектов, обнаруженных методом атомного зонда, является эффект сепарации атомов по разные стороны полосы сдвига; в частности для сплава Л1-У-Бе показана сепарация алюминия по одну сторону и иттрия и железа по другую, с формированием двух регионов, разделенных прослойкой аморфной матрицы [22]. Аналогичный эффект выявлен для сплава УМ 05, где наблюдалась сепарация атомов меди и циркония [21]. Разнообразие результатов и мнений о деформационном поведении металлических стекол оставляет ряд нерешенных вопросов: в частности, как деформация осуществляется в масштабе отдельных атомов?
Для исследования атомной перестройки при деформации металлических стекол и формировании полос сдвига применяется моделирование
методом молекулярной динамики [9]. Так, на модели сплава №80Р20 показано, что при нагружении формируется полоса сдвига и при этом генерируются напряжения. Остаточные напряжения неоднородно распределены в образце стекла, локализованы в области прохождения полосы сдвига и не спадают до нуля после выключения поля сдвига, что отражает «память полосы сдвига», а в области полосы сдвига атомы обладают гораздо большей подвижностью [26]. Хотя увеличение локального избыточного объема не было явным образом обнаружено при моделировании, предполагается, что именно накопление избыточного свободного объема способствует усилению диффузии [26].
Целью работы поставлено получить новые данные о механизме формирования деформационных полос в металлических стеклах методом атомистического моделирования и натурных экспериментов.
2. Материал и методики исследования
В качестве материала исследования выбран сплав Уй105 (2г52.5Си17.9Л110№14.6Т15, ат. %), полученный методом охлаждения со скоростью >102 К/с, изготовленный в Нанкинском университете науки и технологии, Китай.
Для исследования деформационных процессов часто используют метод анализа деформационного рельефа на предварительно отполированной поверхности образцов. Учитывая низкую пластичность данного материала, был предложен оригинальный метод получения большой степени деформации, достаточной для формирования развитого деформационного рельефа, с использованием метода кручения под высоким давлением двух половинок совместно [27].
Образец сплава в виде диска 010 х 2 мм разрезали пополам, поверхности разреза тщательно полировали (рис. 2, а). Затем половинки укладывали на бойки типа «наковальня Бриджмена», так чтобы отполированные поверхности разрезанного образца соприкасались друг с другом (рис. 2, б), и деформировали кручением под давлением Р = 6 ГПа до степени деформации по осадке «20 %, по кручению у = 0-200 % в зависимости от радиуса Я и угла смещения исходной поверхности у. Реальная деформация у рассчитывалась по следующему соотношению:
У = "
RV h ''
Рис. 2. Экспериментальный метод формирования полос деформации: две половинки исходной заготовки (а); схема деформации по методу кручения под высоким давлением (б); вид образцов после кручения под высоким давлением (в) (цветной в онлайн-вер-сии)
где Ry — смещение точки на верхней поверхности образца относительно нижней на том же радиусе; h — толщина образца. Подробнее методика расчета деформации рассмотрена в [28].
Исследование картины полос сдвига на торцах половинок после деформации проводилось на растровом электронном микроскопе JEOL JSM-6490LV в режиме вторичных электронов и на атомно-силовом микроскопе Integra Prima в режиме контактной топографии с получением изображения в латеральных силах.
Одним из основных преимуществ использования атомистического моделирования является то, что оно обеспечивает отслеживание движений отдельных атомов для правильного понимания микроскопических механизмов [12]. Однако разработка точных атомистических моделей является
непростой задачей, и необходимо уделить много внимания выбору межатомных потенциалов, граничных и начальных условий, а также размера шага моделирования, чтобы обеспечить реалистичный результат. Платой за возможность наблюдения за движением атомов являются ограниченные масштабы длины и времени, характерные для атомного моделирования. Размеры моделирования обычно не превышают сотен нанометров, а при временах, которые обычно составляют около наносекундного масштаба, скорости деформации обычно очень высоки и составляют 106-109 с-1 [29]. В данном случае скорость деформации оценивалась как 106 с-1. Вместе с тем элементарные сдвиговые объемы (зоны сдвиговой трансформации) достаточно сильно локализованы в пространстве и для их изучения могут рассматриваться сравнительно небольшие расчетные ячейки [30].
Для реализации межатомного взаимодействия в данной работе выбран парный потенциал Морзе с нормированными параметрами. Ключевое отличие потенциала Морзе от более распространенного потенциала Леннарда-Джонса заключается в том, что в потенциале Морзе, помимо общих для обоих вариантов параметров глубины и равновесного расстояния между атомами, вводится понятие жесткости связи, характеризующее ширину потенциальной ямы. Обычно потенциальную функцию Морзе используют в виде
ф(г) = В[(1 - е-а(г4)2 -1], где ф — потенциальная энергия взаимодействия двух атомов на расстоянии г; I — глубина ямы потенциала Морзе (энергия связи); £ — равновесное расстояние между атомами; параметр а определяет жесткость связи. Однако для задач, решаемых в данной работе, удобнее использовать форму, эквивалентную предыдущей [31]:
Ф(г) = I[е-2а(г-ст) - 2е-а(г-ст)], где а — расстояние, на котором величина потенциальной энергии Ф становится пренебрежимо малой. Параметры I, а и а рассчитываются следующим образом:
^ ^ ^ ~ г 1п 2
I = 41, а = а, а = £--.
а
Каждый компонент сплава 2г52 5Си17.9А110№14.6Т15 описывается тремя параметрами потенциального уравнения: I и а. Они выбираются в соответствии с нормированными атомными радиусами Я, теплотой испарения АЯуар и модулем Юнга Е трехмерных поликристаллических металлов, входящих в сплав. Следует отметить, что в данном
Рис. 3. Выход полос сдвига на поверхность образца: центральная часть образца, подвергнутого кручению под высоким давлением, полосы сдвига формируются и продвигаются под действием деформации сжатия (а); краевая часть образца, подвергнутого кручению под высоким давлением, полосы сдвига формируются и продвигаются под действием компоненты кручения(б)
случае используется так называемый эмпирический, «брэгговский», атомный радиус Я, определенный по периоду кристаллической решетки чистых металлов и скорректированный с учетом межатомного взаимодействия в металлических стеклах [32]. В результате была построена двумерная модель сплава из 30000 атомов. Подробная методика расчета и численные расчетные параметры приведены в [33].
3. Результаты
Оригинальность метода кручения под высоким давлением состоит не только в обеспечении «мягкого» напряженно-деформированного состояния, но и в получении более отчетливого рельефа. В центре образца, где деформация осуществляется преимущественно осадкой, сдвиг можно наблюдать только по смещению линий в плоскости шлифа (рис. 3, а), на удалении от центра при до-
Рис. 4. Деформационный рельеф поверхности: микрофотография рельефа (а); расчет деформации по относительному смещению частей образца к ширине сплетения полос позволяет оценить деформацию в ней, у = 3.2 (б); количественные характеристики: вариант профиля (в) и распределение ступенек по высоте (г) (цветной в онлайн-версии)
Рис. 5. Некоторые варианты конфигурации полос сдвига и их схемы: зарождение полос на поверхности материала и их затухание в объеме (а); места слияния мелких полос в более крупные (б); преодоление препятствия в виде другой полосы или торможение полос с образованием «дельты» перед непреодолимым препятствием (в) (цветной в онлайн-версии)
бавлении компоненты кручения формируется объемный рельеф поверхности (рис. 3, б).
Плотность полос сдвига, формирующих ступеньки на поверхности образца, их направление, картина распределения заметно изменяются в разных областях образца (рис. 3), и плотность полос увеличивается с ростом степени деформации. Линии сдвига, не имея привязки к кристаллическим плоскостям, располагаются преимущественно в направлении максимальных касательных напряжений, как правило, под углом -45° к оси приложения сжимающей нагрузки (комбинированный сдвиг), но есть и горизонтальные линии как результат действия только напряжений кручения.
При малых степенях деформации (Я - 5 мм, у = 30°) преимущественно возникают выявляемые атомно-силовой микроскопией тонкие микролинии сдвига с высотой ступенек (по данным зондо-вой микроскопии) в пределах 40 нм (рис. 4, а, в). Эти микролинии, переплетаясь между собой, образуют рассредоточенную деформационную макрополосу, выявляемую сканирующей электронной микроскопией (рис. 4, б). Подобные особенности формирования полос сдвига отмечены также в работах других авторов [13, 25]. Суммарная относительная сдвиговая деформация, определенная отношением величины смещения риски к ширине полосы, по такой полосе (рис. 4, б) сос-
Рис. 6. Схематическое изображение двумерной атомной структуры сплава УМ 05 после оптимизации энергии при аморфизации (цветной в онлайн-версии)
Рис. 7. Функция радиального распределения атомов в двумерном аморфном сплаве (цветной в онлайн-версии)
тавила 320 %. Вместе с тем возникают сосредоточенные сдвиги с высотой ступеней до 400 нм (рис. 4, г). Последний вариант можно рассматривать как полное слияние тонких линий в одну магистральную. На долю таких крупных сдвигов, по данным зондовой микроскопии, приходится -60 % всей деформации (рис. 4, г), остальное принадлежит тонким линиям сдвига и рассредоточенной деформации, следы которой не выявляются данными методами.
Наблюдения за полосами сдвига выявили следующие закономерности. В одних областях, обозначенных зона I (рис. 5, а), наблюдается большое число коротких полос, затухающих по мере удаления от поверхности в объеме материала. В со-
седних областях (зона II) полосы, способные к развитию, поэтапно сливаются в более крупные, а затем в магистральные, на которые приходится наибольшая доля деформации (рис. 5, а). Полосы сдвига могут сливаться или ветвиться, причем образуемые ими при слиянии ступеньки суммируются (рис. 5, б). Полосы склонны к слиянию, если угол встречи между ними менее 20°. При больших углах встречи наблюдаются варианты беспрепятственного пересечения полос либо торможение непроходимым препятствием. В последнем случае затруднено образование крупной ступеньки и полоса дробится, образуя дельту из мелких линий сдвига. Пример такого взаимодействия и его схема приведены на рис. 5, в.
/..........
Рис. 8. Перемещения атомов при деформации -е^ = еуу = е, еху = 0, где в = 14 %: образование полос сдвига, показаны стрелками, наклоненными под углом 45° (а); центральная часть модели, где синими и красными точками отмечены центры вихрей, образованных векторами перемещений атомов, с вращением против и по часовой стрелке соответственно (б) (цветной в онлайн-версии)
Из приведенных наблюдений можно заключить, что элементарные носители деформации в металлических стеклах способны перемещаться в произвольных направлениях, взаимодействовать с внешними полями напряжений и между собой, формируя кооперированные сдвиги. Прояснить природу элементарных носителей деформации можно с помощью атомистического моделирования.
В литературе предсказание сдвиговых преобразований в моделях металлического стекла в основном сосредоточено на плотно упакованных системах Леннарда-Джонса [9]. В данной работе моделирование выполнено методом молекулярной динамики с использованием потенциала Морзе и оригинального программного пакета, написанного на языке С++ [33].
На первом этапе была сформирована решетка, ячейки которой заполнены атомами случайного типа в соотношении, соответствующем стехио-метрическому составу сплава Уй105. После оптимизации энергии системы атомы занимают мета-стабильное положение, образуя стекловидную структуру (рис. 6), в которой содержатся островки ближнего порядка, но дальний порядок отсутствует, о чем также свидетельствуют сильно размытые пики радиального распределения атомов (рис. 7).
Полученная аморфная структура, состоящая из 30 000 атомов, отражает реальные представления о структуре металлических стекол и, в частности, сплава Уй105. Программный код позволяет осуществлять симуляцию поведения данной структуры под нагрузкой по схеме сжатия вдоль оси х с одновременным растяжением вдоль оси у с сохранением объема материала, т.е. при -ехх = еуу = е, еху = 0. В направлении сжатия заданы жесткие поверхности, в поперечном направлении боковые поверхности свободные. В расчетах в данном случае не используются периодические граничные условия, однако и при их использовании было получено аналогичное вихревое движение атомов. На рис. 8, а приведен фрагмент структуры для значения деформации е = 14 %, где показаны вектора перемещений атомов. Видны характерные признаки формирующихся деформационных полос, направления которых обозначены стрелками, наклоненными по отношению к осям растяжения-сжатия под углом 45°. Направления полос совпадают с направлением площадок с максимальными касательными напряжениями. На рис. 8, б можно видеть увеличенный фрагмент
Рис. 9. Вектора перемещений атомов в ходе деформации, показывающие структуру образующихся вихрей
(цветной в онлайн-версии)
структуры, где синими и красными точками отмечены центры вихрей, образованных векторами перемещений атомов, с вращением против и по часовой стрелке соответственно.
В увеличенном виде картина центрального участка модели показана на рис. 9, где для каждого атома показан вектор смещения от начального положения. Здесь видно, что под действием приложенной нагрузки формируются вихри из групп атомов, относительно которых происходит смещение частей материала. В центре вихрей чаще всего просматриваются островки ближнего порядка. С увеличением степени деформации выявленные закономерности повторяются, вихри развиваются и объединяются в полосу. Ширина полосы сдвига, образованная нановихрями, вполне соответствует экспериментально наблюдаемым данным (3-10 нм). Деформационные вихри — явление известное, их принадлежность к деформации изотропного тела детально изучена в работах научной школы В.Е. Панина [34], но в обычных поликристаллических материалах эти вихри наблюдались в макроскопическом масштабе. С уменьшением масштаба изотропности до аморфного состояния размер вихрей снижается до единиц нанометров.
4. Обсуждение механизма деформации
Среди множества моделей наноразмерных носителей холодной пластической деформации металлических стекол наиболее распространена модель зон сдвиговой трансформации, развившаяся от ранней модели Аргона [35] до развитой системы, включающей широкий спектр типов зон [20, 36]. Одним из таких вариантов можно назвать модель, предложенную в [37]. В качестве элемен-
Рис. 10. Измененная модель элементарного объема деформации в виде сплюснутого сфероида, показано возникновение ротационных вихрей с использованием свободного объема (цветной в онлайн-версии)
тарного носителя деформации авторы предложили некий наноразмерный объем в виде приплюснутого сфероида, в центре которого находится ядро ближнего порядка, а по периферии — аморфный материал, содержащий свободные объемы. Деформацию такого объема, как и во многих других случаях, авторы представили сдвигом в виде трансляционной моды по аналогии с образованием дислокационной петли, опоясывающей сфероид.
На основании проведенного моделирования мы предлагаем заменить трансляционную моду деформации на ротационную в виде вихря, обтекающего ядро ближнего порядка (рис. 10). Поскольку такой сфероид связан с остальным материалом, то его поворот вызывает перераспределение полей напряжений, которые, складываясь с внешними напряжениями т, способны активировать ротационный вихрь в соседней области мате-
риала (рис. 11). По сути, эта схема напоминает квадруполь Эшелби, примененный HieronymusSchmidt с соавторами для анализа полосы сдвига в металлических стеклах, где с использованием просвечивающей электронной микроскопии были показаны периодические изменения плотности в полосах сдвига [20, 38]. Периодические изменения плотности обычно связывают с изменением концентрации свободного объема, но с тем же успехом это можно отнести к чередованию напряжений растяжения-сжатия. Согласно принципу непрерывности, с торцевых сторон вихря неизбежно возникают деформации сдвига и соответствующие им сдвиговые напряжения, способные возбуждать вихри в соседних областях. В результате формируется вихревая трубка, действующая по механизму торнадо. Сдвиг осуществляется движением трубки в направлении главных касательных напряжений, а след на поверхности образцов формируется либо выходом трубки, либо винтовой компонентой трубки, если последняя движется параллельно поверхности. Увеличение числа вихревых трубок и их взаимодействие формируют полосу деформации.
Специфика элементарных носителей деформации такого типа в том, что, выполняя функции дислокаций, они, в отличие от дислокаций, не привязаны к конкретным кристаллическим плоскостям, не связаны с инвариантом вектора Бюр-герса и способны перемещаться в произвольных направлениях, если это приводит к релаксации внешних напряжений. Этим вполне объясняется извилистость полос на разных масштабных уровнях (рис. 12), объединение мелких полос в магистральные, слияние и разветвление полос и другие экспериментально наблюдаемые особенности [13, 14, 19]. Нет противоречий предлагаемой модели и с периодическим изменением плотности
Рис. 11. Развитие деформации в полосе сдвига за счет зарождения и распространения ротационных вихрей: зарождение вихря в области знакопеременных напряжений (а); распространение деформации по полосе и релаксация напряжений (б) (цветной в онлайн-версии)
Рис. 12. Характерная извилистость (волнистость) полос сдвига на разных масштабных уровнях: сканирующая электронная микроскопия (а); атомно-силовая микроскопия, изображение в латеральных силах (б) (цветной в онлайн-версии)
вдоль полосы [13, 19, 20, 38]. Представление о ротационных вихрях не противоречит понятию формирования больших и маленьких кластеров вдоль деформационной полосы [20], если под кластерами понимать вихри большого и малого размера, которые видны на представленной модели (рис. 9). Не исключено локальное сочетание ротационных мод с трансляционными в результате различных структурных комбинаций, но ведущими мы считаем ротационные моды.
Модель ротационных вихрей вполне адекватно объясняет эффект сепарации атомов меди и циркония вдоль полосы сдвига, обнаруженный методом атомного зонда [21] (рис. 13, а, б). Хаотично расположенные изначально атомы меди и циркония захватываются вихрем и, встречаясь с одноименными атомами по берегам полосы, образуют с ними связь с пониженным потенциалом (рис. 13, в). Понижение потенциала следует, на-
пример, из разницы температур плавления чистых компонентов по сравнению с температурами плавления сплавов, как это следует из фазовой диаграммы (рис. 13, г), а понижение энтропии компенсируется работой деформации. Трансляционная модель деформации вряд ли может объяснить этот эффект, поскольку для сепарации потребовалось бы участие диффузии, что маловероятно при низкой температуре и в условиях очень короткого времени формирования полосы. Этот эффект можно было бы связать с аномальным, на два порядка, ростом коэффициента диффузии в полосе сдвига [20], но логичнее объяснить поперечную сепарацию атомов действием ротационных вихрей (рис. 13, в). Атомистическое моделирование показало, что вихри способны формироваться при скоростях относительного сдвига по полосе порядка 106 с-1, а диффузионную перестройку в многокомпонентном сплаве в этих ус-
Рис. 13. Трехмерная реконструкция недеформированного металлического стекла (а) и деформированного образца, где выявлена сепарация атомов меди и циркония вдоль полосы сдвига (б) [21]; схема сепарации ротационным вихрем (в); диаграмма состояния Си-2г (г) [39] (цветной в онлайн-версии)
ловиях представить гораздо сложнее. Справедливость наших рассуждений доказывает конечная структура полосы, где поперечная сепарация атомов наблюдалась методом атомного зонда, а обогащенные слои были разделены прослойкой аморфной матрицы толщиной -5 нм [22].
5. Выводы
Проанализированы особенности формирования картины полос сдвига, наблюдаемой с помощью специальной экспериментальной методики в объемном металлическом стекле 2г52.5Си17.9Л110 М14.6Т15 при деформации кручением под высоким гидростатическим давлением.
Исследование показало, что в металлическом стекле возникают полосы сдвига, которые могут сливаться или ветвиться, различным образом взаимодействовать, беспрепятственно пересекаться либо останавливаться перед препятствием, образуя дельту из мелких линий сдвига.
Моделирование, основанное на параметрах парного потенциала Морзе, позволило получить двумерную аморфную структуру металлического стекла 2г52 5Си17.9Л110№14.6Т15 и исследовать ее деформационное поведение на атомном уровне. Показано, что под действием приложенной нагрузки сдвиг частей материала осуществляется за счет возникновения вихрей в слое полосы сдвига с использованием свободного объема — особенности строения аморфных материалов. Появление вихря вызывает перераспределение полей напряжений, которые, складываясь с внешними напряжениями, способны активировать аналогичные вихри в соседних областях материала как в направлении приложенных напряжений, так и в направлении оси вихря. В последнем случае формируется вихревая трубка, действующая по механизму торнадо. Увеличение числа вихревых трубок и их взаимодействие формируют полосу деформации.
Благодарности
Авторы благодарят Нанкинский университет науки и технологий и лично профессора Джинг-тао Ванга за предоставленный материал и помощь в проведении исследований. Часть экспериментальной работы выполнена с использованием оборудования ЦКП «Нанотех» ФГБОУ ВО «УУНиТ».
Финансирование
Статья подготовлена при поддержке РНФ,
грант № 22-19-00347.
Литература
1. Axinte, E., Metallic Glasses from "Alchemy" to Pure Science: Present and Future of Design, Processing and Applications of Glassy Metals, Mater. Des., 2012, vol. 35, pp. 518-556. https://doi.org/10.1016/j.matdes. 2011.09.028
2. Inoue, A., Bulk Glassy Alloys: Historical Development and Current Research, Engineering, 2015, vol. 1, pp. 185-191. https://doi.org/10.15302/J-ENG-2015038
3. Chen, M., A Brief Overview of Bulk Metallic Glasses, NPG Asia Mater, 2011, vol. 3, pp. 82-90. https://doi. org/10.103 8/asiamat. 2011.30
4. Inoue, A. and Takeuchi, A., Recent Development and Application Products of Bulk Glassy Alloys, Acta Mater, 2011, vol. 59, pp. 2243-2267. https://doi.org/ 10.1016/j.actamat.2010.11.027
5. Cheng, Y.Q. and Ma, E., Atomic-Level Structure and Structure-Property Relationship in Metallic Glasses, Prog. Mater. Sci, 2011, vol. 56, pp. 379-473. https:// doi.org/10.1016/j.pmatsci.2010.12.002
6. Imai, K., Zhou, X., and Liu, X., Application of Zr and Ti-Based Bulk Metallic Glasses for Orthopaedic and Dental Device Materials, Metals (Basel), 2020, vol. 10. https://doi.org/10.3390/met10020203
7. Huang, J.C., Chu, J.P., and Jang, J.S.C., Recent Progress in Metallic Glasses in Taiwan, Intermetallics, 2009, vol. 17, pp. 973-987. https://doi.org/10.1016/j. intermet.2009.05.004
8. Joo, S.-H., Pi, D.-H., Setyawan, A.D.H., Kato, H., Ja-necek, M., Kim, Y.C., Lee, S., and Kim, H.S., Work-Hardening Induced Tensile Ductility of Bulk Metallic Glasses via High-Pressure Torsion, Sci. Rep., 2015, vol. 5, p. 9660. https://doi.org/10.1038/srep09660
9. Bamer, F., Ebrahem, F., Markert, B., and Stamm, B., Molecular Mechanics of Disordered Solids, Netherlands: Springer, 2023. https://doi.org/10.1007/s11831-022-09861-1
10. Rösner, H., Peterlechner, M., Kübel, C., Schmidt, V., and Wilde, G., Density Changes in Shear Bands of a Metallic Glass Determined by Correlative Analytical Transmission Electron Microscopy, Ultramicroscopy, 2014, vol. 142, pp. 1-9. https://doi.org/10.1016/j.ultra mic.2014.03.006
11. Liu, C., Roddatis, V., Kenesei, P., and Maaß, R., Shear-Band Thickness and Shear-Band Cavities in a Zr-Based Metallic Glass, Acta Mater., 2017. https:// doi.org/10.1016/j.actamat.2017.08.032
12. Mironchuk, B., Abrosimova, G., Bozhko, S., Pershi-na, E., and Aronin, A., Correlation between Phase Transformation and Surface Morphology under Severe Plastic Deformation of the Al87Ni8La5 Amorphous
Alloy, J. Non. Cryst. Solids, 2022, vol. 577, p. 121279. https://doi.Org/10.1016/j.jnoncrysol.2021.121279
13. Aronin, A.S., Aksenov, O.I., Matveev, D.V., Pershi-na, E.A., and Abrosimova, G.E., On the Formation of Steps on the Surface under the Rolling of an Amorphous Al87Ni8La5 Alloy, Mater. Lett, 2023, vol. 344, p. 134478. https://doi.org/10.1016Zj.matlet.2023.134478
14. Nekouie, V., Doak, S., Roy, A., Kühn, U., and Silberschmidt, V.V., Experimental Studies of Shear Bands in Zr-Cu Metallic Glass, J. Non. Cryst. Solids, 2018, vol. 484, pp. 40-48. https://doi.org/10.1016/jjnon crysol.2018.01.009
15. Peng, C., Zhang, Z., Wang, P., Yuan, S., and Wang L., Plastic Deformation of Pressured Metallic Glass, Materials (Basel), 2017, vol. 10, p. 1361. https://doi.org/ 10.3390/ma10121361
16. Qiao, J.C., Yao, Y., Pelletier, J.M., and Keer, L.M., Understanding of Micro-Alloying on Plasticity in Cu46Zr47-xAl7Dy (0 < x < 8) Bulk Metallic Glasses under Compression: Based on Mechanical Relaxations and Theoretical Analysis, Int. J. Plast., 2016, vol. 82, pp. 62-75. https://doi.org/10.1016/jijplas.2016.02.002
17. Chen, T.H. and Tsai, C.K., The Microstructural Evolution and Mechanical Properties of Zr-Based Metallic Glass under Different Strain Rate Compressions, Materials (Basel), 2015, vol. 8, pp. 1831-1840. https:// doi.org/10.3390/ma8041831
18. Maaß, R. and Löffler, J.F., Shear-Band Dynamics in Metallic Glasses, Adv. Funct. Mater, 2015, vol. 25, pp. 2353-2368. https://doi.org/10.1002/adfm.201404223
19. Schmidt, V., Rösner, H., Peterlechner, M., Wilde, G., and Voyles, P.M., Quantitative Measurement of Density in a Shear Band of Metallic Glass Monitored Along Its Propagation Direction, Phys. Rev. Lett., 2015, vol. 115, p. 035501. https://doi.org/10.1103/PhysRev Lett.115.035501
20. Hubek, R., Hilke, S., Davani, F.A., Golkia, M., Shri-vastav, G.P., Divinski, S.V., Rösner, H., Horbach, J., and Wilde, G., Shear Bands in Monolithic Metallic Glasses: Experiment, Theory, and Modeling, Front. Mater, 2020, vol. 7, pp. 1-13. https://doi.org/10.3389/ fmats.2020.00144
21. Mu, X., Chellali, M.R., Boltynjuk, E., Gunderov, D., Valiev, R.Z., Hahn, H., Kübel, C., Ivanisenko, Y., and Velasco, L., Unveiling the Local Atomic Arrangements in the Shear Band Regions of Metallic Glass, Adv. Mater., 2021, vol. 33. https://doi.org/10.1002/ adma.202007267
22. Balachandran, S., Orava, J., Köhler, M., Breen, A.J., Kaban, I., Raabe, D., and Herbig, M., Elemental ReDistribution Inside Shear Bands Revealed by Correlative Atom-Probe Tomography and Electron Microscopy in a Deformed Metallic Glass, Scripta Mater, 2019, vol. 168, pp. 14-18. https://doi.org/10.1016/j. scriptamat.2019.04.014
23. Greer, A.L., Cheng, Y.Q., and Ma, E., Shear Bands in Metallic Glasses, Mater. Sci. Eng. R Rep, 2013,
vol. 74, pp. 71-132. https://doi.org/https://doi.org/10. 1016/j.mser.2013.04.001
24. Davani, F.A., Hilke, S., Rösner, H., Geissler, D., Gebert, A., and Wilde, G., On the Shear-Affected Zone of Shear Bands in Bulk Metallic Glasses, J. Alloys Compd, 2020, vol. 837. https://doi.org/10.1016/j.jall com.2020.155494
25. Glezer, A.M., Khriplivets, I.A., Sundeev, R.V., Louz-guine-Luzgin, D.V., Pogozhev, Y.S., Rogachev, S.O., Bazlov, A.I., and Tomchuk, A.A., Quantitative Characteristics of Shear Bands Formed upon Deformation in Bulk Amorphous Zr-Based Alloy, Mater. Lett, 2020, vol. 281, p. 128659. https://doi.org/10.1016/j. matlet.2020.128659
26. Binkowski, I., Shrivastav, G.P., Horbach, J., Divinski, S.V., and Wilde, G., Shear Band Relaxation in a Deformed Bulk Metallic Glass, Acta Mater., 2016, vol. 109, pp. 330-340. https://doi.org/10.1016/j.acta mat.2016.02.061
27. Gunderov, D.V., Churakova, A.A., Boltynjuk, E.V., Ubyivovk, E.V., Astanin, V.V., Asfandiyarov, R.N., Valiev, R.Z., Xioang, W., and Wang, J.T., Observation of Shear Bands in the Vitreloy Metallic Glass Subjected to HPT Processing, J. Alloys Compd, 2019, vol. 800, pp. 58-63. https://doi.org/10.1016/jjallcom. 2019.06.043
28. Gunderov, D.V., Asfandiyarov, R.N., Astanin, V.V., and Sharafutdinov, A.V., Slippage during High-Pressure Torsion: Accumulative High-Pressure Torsion— Overview of the Latest Results, Metals (Basel), 2023, vol. 13, p. 1340. https://doi.org/10.3390/met13081340
29. §opu, D., Scudino, S., Bian, X.L., Gammer, C., and Eckert, J., Atomic-Scale Origin of Shear Band Multiplication in Heterogeneous Metallic Glasses, Scripta Mater, 2020, vol. 178, pp. 57-61. https://doi.org/10. 1016/j. scriptamat.2019.11.006
30. Delogu, F., Molecular Dynamics of Shear Transformation Zones in Metallic Glasses, Intermetallics, 2008, vol. 16, pp. 658-661. https://doi.org/10.1016/j .inter met.2008.01.013
31. Das, S.K., Roy, D., and Sengupta, S., Volume Change in Some Substitutional Alloys Using Morse Potential Function, J. Phys. FMet. Phys, 1977, vol. 7, pp. 5-13. https://doi.org/10.1088/0305-4608/7A/011
32. Miracle, D.B., Louzguine-Luzgin, D.V., Louzguina-Luzgina, L.V., and Inoue, A., An Assessment of Binary Metallic Glasses: Correlations between Structure, Glass Forming Ability and Stability, Int. Mater. Rev., 2010, vol. 55, pp. 218-256. https://doi.org/10.1179/ 095066010X12646898728200
33. Astanin, V., Korznikova, E.A., Abdullina, D.U., Astanin, V.V., and Dmitriev, S.V., Application of Morse Potential Function to 2D Metallic Glass Simulation, in Laser Physics, Photonic Technol. Mol. Model. SPIE, Derbov, V.L., Ed., 2022, p. 24. https://doi.org/10. 1117/12.2626366
34. Панин, В.Е., Гриняев, Ю.В., Данилов, В.И., Структурные уровни пластической деформации и разрушения, Новосибирск: Наука, СО, 1990.
35. Argon, A., Plastic Deformation in Metallic Glasses, Acta Metall., 1979, vol. 27, pp. 47-58. https://doi.org/ 10.1016/0001-6160(79)90055-5
36. MaaB, R., Samwer, K., Arnold, W., and Volkert, C.A., A Single Shear Band in a Metallic Glass: Local Core and Wide Soft Zone, Appl. Phys. Lett, 2014, vol. 105. https://doi.org/10.1063/L4900791
37. Padmanabhan, K.A. and Gleiter, H., A Mechanism for the Deformation of Disordered States of Matter, Curr.
Opin. Solid State Mater. Sci., 2012, vol. 16, pp. 243253. https://doi.Org/10.1016/j.cossms.2012.05.001
38. Hieronymus-Schmidt, V., Rösner, H., Wilde, G., and Zaccone, A., Shear Banding in Metallic Glasses Described by Alignments of Eshelby Quadrupoles, Phys. Rev. B, 2017, vol. 95. https://doi.org/10.1103/PhysRev B.95.134111
39. Дриц, М.Е., Бочвар, Н.Р., Гузей, Л.С., Двойные и многокомпонентные системы на основе меди, Москва: Наука, 1979.
Поступила в редакцию 01.02.2024 г., после доработки 29.03.2024 г., принята к публикации 11.04.2024 г.
Сведения об авторах
Астанин Василий Владимирович, инж. УУНиТ, v.astanin@gmail.com
Корзникова Елена Александровна, д.ф.-м.н., проф. УУНиТ, Elena.A.Korznikova@gmail.com Гундеров Дмитрий Валерьевич, д.ф.-м.н., проф., внс ИФМК УФИЦ РАН, dimagun@mail.ru Астанин Владимир Васильевич, д.ф.-м.н., проф. УУНиТ, vvastanin@yandex.ru
Дмитриев Сергей Владимирович, д.ф.-м.н., проф., зав. лаб. ИФМК УФИЦ РАН, dmitriev.sergey.v@gmail.com Jatin Bhatt, PhD, Assoc. Prof., Visvesvaraya National Institute of Technology, India, jatinbhatt@mme.vnit.ac.in
