Итак, формула есть. Она оказалась практически такой же, какую получили физики-теоретики, и, следовательно, наше упрощение реальной ситуации не увело нас далеко от правды.
Теперь, глядя на формулу, надо понять, в какой мере сила может повлиять на судьбу дислокации. Лучше задать вопрос в другой формулировке: какой должна быть сила или, в конечном счете, плотность тока j, чтобы электронный ветер мог заметно повлиять на движение дислокации? Естественно предположить, что для этого напряжение σ = F→/b, создаваемое силой вблизи дислокации, должно быть того же порядка, что и механическое напряжение σ*, необходимое для смещения дислокации с места. Для этого необходима плотность тока, следующая из предыдущей формулы,
столько впечатляющая, что хочется произнести ее вслух: десять миллионов ампер на квадратный сантиметр. При такой оценке тока у экспериментатора могут опуститься руки и исчезнуть надежда обнаружить влияние электронного ветра на дислокации. Оказалось, однако, что эффект обнаруживается в очень простых опытах. Впрочем, «оказалось» не с первой попытки, а лишь через тринадцать лет после того, как эффект был предсказан теоретиками.
Расскажу об опытах, в которых был обнаружен эффект увлечения дислокаций электронным ветром. Эти опыты действительно очень просты. Вначале между двумя медными пластинками зажимался монокристальный шарик меди радиуса R ≈ 2.10-2 см и слегка сдавливался. Результат такого опыта предопределен: на двух полюсах шарика, в местах их соприкосновения с пластинками, образовывались одинаковые круглые контактные площадки. Их радиус был r ≈ 5. 10-4 см. Понятно, почему возникали площадки: вещество шарика в виде участков атомных плоскостей вдавливалось в его объем одинаково на двух полюсах, где все происходило симметрично. Легко понять, что контур вдавливаемых плоскостей есть замкнутая дислокационная линия. Для того чтобы последнюю фразу понять отчетливее, поглядим на рисунок, на котором схематически изображено возникновение дислокационной петли при вдавливании в кристалл части его вещества.
Теперь опыт можно усложнить, во время сжатия пропуская через шарик постоянный ток /. Так как площадь контакта шарик — плоскость мала (S = πr2 см2), то для получения плотности тока j* ≈ 107 А/см2 нужно через образец пропустить не такой уж большой ток: I = j* •S ≈10 А.
В таком опыте оказывается, что на противоположных полюсах шарика контактные площадки имеют разные радиусы: больше на том полюсе, где движение дислокаций при сжатии шарика и направление тока совпадают, и меньше там, где они направлены противоположно. Результат качественно ясен: в первом случае «ветер» попутный, он ускоряет движение дислокаций от полюса по направлению к центру шарика, а во втором — «ветер» направлен противоположно движению дислокаций и, следовательно, тормозит это движение.
Эффект наблюдался экспериментально. Из опытов, проводившихся при разных токах, экспериментаторы сумели определить отношение σ*/Р ≈ 3•1025 см-2•с-1, что соответствует разумным значениям Риσ* , которые приведены выше. Обе цели мы достигли: построена элементарная теория и обсужден эксперимент.
Прежде чем окончить этот очерк, хочется обратить внимание читателя на явление, как бы противоположное электронному ветру, увлекающему дислокации. Состоит оно вот в чем. Если в металле электроны движутся лишь хаотически, не участвуя в направленном движении, т. е. через металл ток не течет, а дислокации в процессе пластической деформации перемещаются направленно, они будут испытывать трение вследствие столкновения с электронами «покоящегося» газа. Сила этого трения в расчете на дислокационную линию единичной длины, очевидно, будет описываться формулой, которая уже нам встречалась:
F┴= bneυ┴P ,
если под υ┴ понимать не скорость дрейфа электронов, а скорость движения дислокаций.
Экспериментально реальность напряжения σ┴ обнаруживается в эффекте, который последние годы изучается очень тщательно и экспериментаторами, и теоретиками. Эффект состоит в том, что при переходе металла из нормального в сверхпроводящее состояние, когда электронное торможение исчезает, пластичность металла скачкообразно увеличивается. Этот эффект, который мог бы наблюдаться и на заре изучения сверхпроводимости, долго себя не проявлял, а в конце 60-х годов обнаружился во многих лабораториях мира.
Вот теперь очерк можно закончить.
РАЗМНОЖЕНИЕ И ГИБЕЛЬ ДИСЛОКАЦИЙ
Ансамблю дислокаций в кристалле свойственны эти два непременных признака жизни любой популяции: и размножение, и гибель составляющих ее индивидуумов. В книге о живом кристалле нельзя промолчать о том, как размножаются и как исчезают дислокации.
Вначале о размножении. О том, что оно должно происходить, теоретики обязаны были подумать сразу же, как только сочли, что деформация кристалла происходит вследствие движения дислокаций. Их логика должна была быть простой и прямолинейной. Кристалл, как известно, способен значительно деформироваться, и в течение длительного времени. Для этого наличных в нем дислокаций, которые, перемещаясь, «выходят из игры», может оказаться недостаточно, и, следовательно, необходимо появление новых. В том, что дело обстоит именно так, легко убедиться, если воспользоваться уже встречавшейся нам формулой, которая определяет связь между величиной деформации ε, плотностью подвижных дислокаций ρ0 и величиной перемещения каждой из них li. Если мы сочтем, что все дислокации «выйдут из игры», пройдя максимальный путь lmax, то деформация, согласно нашей формуле, окажется следующей:
εmax = ρ0blmax .
Опыт свидетельствует о том, что в реальных кристаллических телах величина lmax оказывается небольшой, приблизительно равной 10-3—10-2 см; пройдя такой путь, дислокации «выходят из игры» по разным причинам: либо достигают границы зерна, либо выходят за пределы образца, либо, встретив стопор, теряют подвижность, а следовательно, и способность вносить вклад в формирование кристалла. При ρ0 ≈ 107 см-2 и b ≈ 3• 10-8 см оказывается, что εmax = 10-4 - 10-3. А в действительности, благодаря движению дислокаций, кристалл может деформироваться в несравненно большей степени. Это и означает, что в процессе деформирования в нем, видимо, должны рождаться новые подвижные дислокации.
Когда речь идет о размножении живых организмов, имеется в виду увеличение числа особей. В случае дислокаций имеется в виду нечто иное, а именно увеличение их плотности. А так как плотность дислокаций ρ0 = £/V , где £ — суммарная протяженность дислокационных линий в объеме V, то под размножением следует понимать увеличение £. Итак, оказывается, что размножение дислокации есть попросту ее удлинение.
Вот теперь можно поговорить о конкретном механизме размножения. Об одном из многих. В литературе он называется механизмом Франка — Рида.
Практически все необходимое для того, чтобы понять этот механизм, уже было рассказано в очерке о «росе», тормозящей движение дислокаций. После того, как участок дислокационной линии, заторможенный двумя неподвижными «росинками»-стопорами, напряжением σ > σ max будет «продавлен» сквозь стопоры, в плоскости скольжения он превратится в замкнутый круг и в участок дислокационной линии между стопорами. Этот участок так же может превращаться в круг, повторив предыдущий цикл. Он окажется очагом размножения дислокационной линии, так как ее суммарная длина в этом процессе возрастает. Разумеется, до тех пор, пока действует напряжение, способное «продавить» заторможенный участок дислокационной линии сквозь стопоры. Рисунок это отчетливо иллюстрирует.
В кристалле могут быть и одиночные замкнутые петли, и полупетли, которые обоими концами выходят на поверхность кристалла. Их расширение или сжатие также приводит к размножению или гибели дислокаций.
