Исследование электронно-энергетических спектров упруго и дискретно рассеянных электронов поверхности разрушения сплава Ti–6Al–4V после поперечно-винтовой прокатки при температуре 1000°С

УДК 538.915, 621.9.015

Исследование электронно-энергетических спектров упруго и дискретно рассеянных электронов поверхности разрушения сплава Ti-6Al-4V после поперечно-винтовой прокатки при температуре 1000 °С

В.Е. Панин1,2,3, И.А. Шулепов1, Л.Б. Ботаева2,4, Н.А. Наркевич1

Проведено исследование изменения спектров упруго и дискретно рассеянных электронов в сплаве Ti-6Al-4V, подвергнутом поперечно-винтовой прокатке при Т = 1000 °С, в сравнении с исходным состоянием. В равновесной а-фазе сплава межатомные связи формируются s-p электронами Al и их вклад небольшой. В результате закалки после поперечно-винтовой прокатки при Т = 1000 °С в а-фазе возникает неравновесная а&-фаза. В образующейся а&-фазе выявлены атомы ванадия, d электроны которого принимают участие в межатомной связи. Это упрочняет а-фазу и обуславливает повышение низкотемпературной ударной вязкости сплава. В то же время ионы ванадия интенсивно рассеивают s-р электроны, ослабляя их вклад в межатомную связь. Это генерирует возникновение в зонах кривизны решетки локализованных потоков пластического течения, которые развиваются в поле кулоновского отталкивания электронов и создают высокую релаксационную способность сплава при низких температурах. Установлен фундаментальный эффект связи очень высокого упрочнения с очень высоким релаксационным фактором. Полученные результаты объясняются эффектом структурной трансформации.

DOI 10.24411/1683-805X-2020-13001

Electron energy spectra of elastically and discretely scattered electrons of Ti-6Al-4V alloy fracture surface after helical rolling at a temperature of 1000 °С

V.E. Panin1,2,3, I.A. Shulepov1, LB. Botaeva2,4, and N.A. Narkevich1

The change in the spectra of elastically and discretely scattered electrons in Ti-6Al-4V alloy subjected to helical rolling at T = 1000°C was studied in comparison with the initial state. Interatomic bonds in the equilibrium а phase of the alloy are formed by Al sp electrons, and their contribution is small. Quenching after helical rolling at T = 1000°C causes the formation of a nonequilibrium а& phase in the а phase. The resulting а& phase contains vanadium atoms whose d electrons are part of the interatomic bond. As a result, the а phase is strengthened and the low temperature toughness of the alloy is enhanced. At the same time, sp electrons are strongly scattered by vanadium ions and therefore their contribution to the interatomic bond is weakened. This generates localized plastic flows in the lattice curvature zones, which develop in the field of Coulomb repulsion of electrons and govern a high relaxation ability of the alloy at low temperatures. Very high hardening is found to be fundamentally related to a very high relaxation factor. The results are explained by the effect of structural transformation.

© Панин В.Е., Шулепов И. А., Ботаева Л.Б., Наркевич Н.А., 2020

При любой модификации твердого тела, будь то имплантация высокоэнергетичных ионов, термическая обработка, деформация, легирование, изменяются энергетические состояния электронов атомов, составляющих твердое тело. Это связано с пространственной трансформацией внешних электронных оболочек, при которой атомы меняют свое расположение в кристаллической структуре, изменяется химическое окружение атомов, деформируется кристаллическая структура, по сравнению с исходным состоянием.

Известны работы [1-7], посвященные выявлению зависимостей влияния модификации твердого тела на изменение формы спектров, вторичных электронов, включая упруго и дискретно рассеянные электроны, а также изменений этих спектров в зависимости от угла выхода вторичных электронов. Электроны при вторичной электронной эмиссии разделяют на упруго рассеянные, неупруго рассеянные, вторичные.

На примере широко используемого графика распределения электронов по энергии при вторичной электронной эмиссии (рис. 1) кратко рассмотрим строение вторично-электронного спектра.

Пик 1, расположенный при энергии равной энергии первичного падающего пучка, соответствует упруго рассеянным электронам. Обычно принимается, что этот пик включает в себя электроны, которые могли рассеяться на фононах, поскольку в

Рис. 1. График распределения электронов по энергии при вторично электронной эмиссии: пик упруго отраженных электронов (1); пики электронов, испытавших дискретные потери энергии при взаимодействии с плазмонами (2); участок спектра, демонстрирующий спектр электронов, рассеявших энергию в хаотических столкновениях (3); пики электронов с характеристическими энергиями, соответствующими элементному составу, — оже-электроны (4); пик истинно вторичных электронов (5)

большинстве приборов столь малые переданные энергии не могут быть зафиксированы.

Под неупруго рассеянными электронами подразумеваются те, которые потеряли энергию, по крайней мере, в одном акте рассеяния. Пики 2 соответствуют электронам, испытавшим дискретные потери энергии при взаимодействии с плазмонами.

Плазмон (квант плазменных колебаний) — псевдочастица, представляющая собой сочетание колеблющихся электронов и связанного с ними электромагнитного поля. Они возникают в твердых телах или вблизи их поверхности из-за колебаний электронов относительно ионов проводимости.

Различают объемные и поверхностные плазмо-ны. Объемные существуют при колебаниях электронов внутри ионной решетки вещества. Поверхностные — это кванты колебаний плотности свободных электронов металла вдоль его границы, например поверхности разрушения. Плазмон является квантом плазменных осцилляций и имеет энергию ЙШр около 15 эВ. С классической точки зрения плазменная частота определяется осцилля-циями валентных электронов в металле по отношению к положительно заряженным остовам атомов [1-3]. Участок спектра 3 — это электроны, потерявшие энергию на возбуждение континуума (сплошная среда); обычно дают вклад в бесструктурный спектр, простирающийся от низких энергий до упругого пика. Пики 4 относятся к характеристическим электронам — оже-электроны.

Пики 5 соответствуют вторичным электронам. Большинство «истинных» вторичных электронов приводят к возникновению очень интенсивного пика, лежащего при низкой энергии, обычно менее 50 эВ. Предполагается, что они возникают в результате «каскадных» процессов потери энергии первичными высокоэнергетическими электронами.

В данной работе ставилась задача выявления изменений электронной структуры сплава ВТ6 после поперечно-винтовой прокатки при температуре 1000 °С, когда создается кривизна решетки и в ее зонах возникают межузельные мезоскопические структурные состояния. При Т = 1000 °С межузель-ные наномасштабные мезоскопические структурные состояния 8-р электронов алюминия увеличивают свою электронную плотность за счет ё электронов атомов ванадия. Эта структурная трансформация означает, что ё электроны ванадия будут участвовать в возрастании межатомной связи в а-фазе. В то же время ионы ванадия, объединяя свои ё электроны с 8-р электронами алюминия, дают

сильное их рассеяние. Таким образом, введение атомов ванадия в а-фазу, с одной стороны, ее упрочняет и, с другой стороны, сильно рассеивает 8-р электроны и ослабляет с ним связи. Это создает уникальные условия, когда упрочнение материала сопровождается возрастанием его релаксационной активности.

Образцы имели размеры 5 х 10 х 1 мм3 после разрушения при поперечно-винтовой прокатке при температуре 1000 °С, когда весь материал имеет ОЦК-структуру, а легирующие элементы А1 и V находятся в твердом растворе. Поперечно-винтовая прокатка создает в сплаве однородную кривизну кристаллической решетки, а в междоузлиях кривизны решетки — появление наномасштабных ме-зоскопических структурных состояний [7-12]. Поверхность шлифовалась и полировалась до шероховатости по = 0.05 мкм и промывались с целью удаления загрязнений.

Спектры в форме Щ(Е) получены на модернизированном оже-спектрометре 09-ИОС-10 в ИФПМ СО РАН. Энергия электронов 3 кэВ. Площадь анализируемой поверхности 100 х 100 мкм . С целью исключения случайной погрешности регистрация спектров проводилась неоднократно, с перерывами в несколько дней. Спектры были получены как среднее из десяти. Погрешность отклонения формы и энергии спектров не превышала 1 %. Фон моделировался и вычитался с использованием метода Ширли.

В вакуумной камере образцы устанавливались рядом в одной плоскости, а регистрация спектров производилась в одно время и при одной настройке спектрометра. Перед регистрацией спектров поверхность образцов распылялась до атомарно чистой ионами Аг+ энергией 3 кэВ, падающими под углом 70° относительно нормали к поверхности. В процессе регистрации спектров с целью исключения адсорбции атомов из остаточной атмосферы распыление ионами продолжалось, но плотность тока снижалась до оптимальной. Давление в камере анализа поддерживалось на уровне 10-4 Па.

Оже-спектрометр 09 ИОС 10 оснащен энергоанализатором типа цилиндрическое зеркало. Анализатор этого типа состоит из двух коаксиальных полых металлических цилиндров (рис. 2, а). Во внутреннем цилиндре 2 имеются окна 5 и 6 для прохождения входящих и выходящих вторичных электронов соответственно. К внешнему цилиндру 1 прикладывается отрицательное, по отношению к

Рис. 2. Схематическое изображение механизма регистрации спектров упруго и дискретно рассеянных вторичных электронов: трехмерное изображение выхода вторичных электронов 7 из поверхности образца 9 (а), схема регистрации упруго и дискретно рассеянных вторичных электронов (б) (цветной в онлайн-версии)

внутреннему цилиндру, изменяющееся напряжение 11 (рис. 2, б), которое модулируется синусоидальным сигналом частотой /

Электронный пучок 4 энергией Е0, формируемый источником электронов 3, инициирует вторичную электронную эмиссию 7 из приповерхностной области образца 9. Электроны, влетевшие в энергоанализатор с некоторой скоростью под углом влета 0, в результате отклонения от первоначальной траектории под действием электрического поля будут двигаться по криволинейной траектории и сфокусируются на выходе в точке, в которой располагается электронный умножитель 8. При этом образец 9 должен находиться также в фокусе анализатора, в данном случае на расстоянии 12 мм от торца внешнего цилиндра, при этом угол вылета вторичных электронов Д0 = 01 - 02 составляет 10°.

Одной из характеристик энергоанализатора типа цилиндрическое зеркало является его разрешающая способность Я. При определенной ширине щелей 5 и 6 анализатор будет пропускать электроны с угловым разбросом ±Д9 и энергетическим разбросом АЕ. Две линии спектра равной интенсивности с некоторой средней энергией Е считаются разрешенными, если при их наложении результирующая кривая имеет минимум. Отношение средней энергии этих линий к разнице между величинами энергий этих линий ДЕ и определяет разрешающую способность анализатора: Я = Е/ДЕ.

Величина, обратная разрешающей способности анализатора, р = 1/Я называется относительным

разрешением анализатора. В данной работе величина р составляла 0.2-0.5 %. Схема регистрации спектров в виде Щ(Е) и ёМёЕ приведена на рис. 2, б.

Высоковольтный модулированный сигнал с выхода вторичного электронного умножителя 8 поступает на разделительный трансформатор 10, переменная составляющая сигнала частотой / с вторичной обмотки поступает на предварительный усилитель, а затем на системы выделения сигнала, где синхронно регистрируется в форме Щ(Е) и ёЩ/ёЕ.

На рис. 3 приведены спектры (среднее из пяти спектров) упруго и дискретно рассеянных электронов, зарегистрированных в форме Щ(Е) при энергии упругого рассеяния 980 эВ, образец находился в фокусе анализатора. Спектры отображены в двух видах: величины интенсивности при регистрации (рис. 3, а) и нормированные на максимум упруго рассеянных электронов (рис. 3, б).

Следует отметить, что интенсивность спектров от образца в исходном состоянии ниже, чем после поперечно-винтовой прокатки. Это, скорее всего, связано с тем, что плотность электронов в деформированных образцах в зонах кривизны решетки выше исходных, а поэтому и потеря энергии первичными электронами выше примерно на 4.6 эВ.

Для более детального анализа изменения спектров рассеяния экспериментальные спектры были преобразованы следующим образом:

- энергии пиков упруго рассеянных электронов были приведены к нулю (рис. 3);

- спектры были разложены на гауссианы, над каждым пиком обозначена величина энергии потерь (рис. 3);

Рис. 3. Спектры упруго и дискретно рассеянных электронов при угле регистрации а = 33° (фокус анализатора) из поверхности сплава ВТ6: ненормированные (а) и нормированные на максимум упруго рассеянных электронов (980 эВ) (б). о — исходное состояние; — подвергнутый поперечно-винтовой прокатке при 1000 °С (цветной в онлайн-версии)

Рис. 4. Пример разложения на составляющие спектра упруго и дискретно рассеянных электронов (разложение спектра, представленного на рис. 3) (цветной в он-лайн-версии)

о.о1й

"151<2s) -7.6( ls)

-17.7(2p) -9.7(lp)

-48.5(4s) -1- -24.7(^s) 1 V/V

-30 Энергия, эВ

Рис. 5. Составляющие спектров дискретно рассеянных электронов (энергия упруго рассеянных электронов 730 эВ приведена к нулю, рис. 4): исходное состояние ВТ6 (а), ВТ6, подвергнутый поперечно-винтовой прокатке при 1000 °С (б) (цветной в онлайн-версии)

- на рис. 4 отображены составляющие спектров дискретно рассеянных электронов;

- гауссианы были проинтегрированы, а результаты оформлены в виде таблицы, в которой сведены интенсивность, энергия пиков и потеря энергии составляющих спектров дискретно рассеянных электронов.

Из известных исследований [4-6] следует, что линия 0 соответствует упруго рассеянным электронам.

Символами 18, 28, 38, 48 обозначены линии спектров электронов, рассеявших энергию на возбуждение одного, двух, трех и четырех поверхностных плазмонов. Символами 1р, 2р обозначены линии спектров электронов, рассеявших энергию на возбуждение одного и двух объемных плазмонов.

Из сопоставления результатов, приведенных на рис. 5 и в таблице, следует, что происходит трансформация линий спектров, характеризующих потери энергии на объемных и поверхностных плазИнтенсивность, энергия пиков и величина потери энергии составляющих спектров дискретно рассеянных электронов

Исходный Потеря энергии дискретно рассеянных электронов

Линии

Интенсивность пиков

Нормированы на сумму 0.11 0.12 0.06 0.33 0.13 0.25

Деформированный Потеря энергии дискретно рассеянных электронов

Линии

Интенсивность пиков

Нормированы на сумму 0.21 0.22 0.03 0.08 0.01 0.45

монах, в деформированном образце, по сравнению с исходным. Уже отмечалось выше, что интенсивность линий от деформированного образца больше по сравнению с исходным. Анализ интенсивно-стей линий после нормировки на сумму показывает, что увеличиваются интенсивности 1б, Зб и 4б, а другие интенсивности уменьшаются. Таким образом, можно сделать вывод, что при деформации происходит перестроение энергетических уровней электронов, а из-за этого изменяется величина рассеяния энергии на плазмонах.

Как отмечалось выше, поперечно-винтовая прокатка при Т = 1000 °С создает в зонах кривизны решетки множество межузельных мезоскопических структурных состояний, по которым частицы перемещаются с большими скоростями. Именно с этим эффектом связывается изменение интенсивности основных пиков электронных спектров на рис. 5 и в таблице в результате поперечно-винтовой прокатки при Т = 1000 °С.

Зависимости от угла выхода вторичных электронов (рис. 6) из поверхности сплава ВТ6 определялись из спектров (см. рис. 3, а), регистрируемых при приближении образца 9 к фокусу анализатора, уменьшая расстояние до него с 12 до 4 мм (шаг регистрации составлял 0.1-0.3 мм). При этом изменение угла регистрации Д0 составило 22°.

Представленная на рис. 6 зависимость структуры электронных спектров от угла выхода из поверхности сплава хорошо согласуется с нашими представлениями о механизме поперечно-винтовой прокатки при Т = 1000 °С. В исходном сплаве эта зависимость от угла выхода из поверхности сплава должна быть слабой, т.к. электронная структура сплава однородная (рис. 6, а). Поперечно-винтовая прокатка при Т = 1000 °С создает очень неоднородную структуру электронного спектра. Поэтому если при малых углах выхода рассеянных электронов выявляется четкая структура спектра, то при увеличении углов выхода она быстро исчезает (рис. 6, б).

На рис. 7 отображено сечение телесного угла 0, на котором производилась регистрация выхода упруго и дискретно рассеянных электронов, в зависимости от угла вылета из поверхности по схеме рис. 2, а. На сечении расположены графики (рис. 3, 4) зависимостей от угла вылета интенсивности рассеяния энергии и изменения энергии на поверхностных и объемных плазмонах 1р линии для исходного и деформированного сплава ВТ6.

Рис. 6. Спектры упруго и дискретно рассеянных электронов в зависимости от угла выхода а поверхности сплава ВТ6 в исходном состоянии (а), подвергнутого поперечно-винтовой прокатке при 1000 °С (б). Энергия первичных электронов 980 эВ (цветной в онлайн-версии)

Результаты исследований (рис. 5-7) выявили значительное изменение спектров упруго и дискретно рассеянных электронов. Во-первых, интенсивности выхода электронов неравномерно распределены в облаке вторично-электронной эмиссии. Во-вторых, интенсивности выхода и энергии электронов из деформированного сплава отличаются от исходного состояния.

Таким образом, при деформации происходит перестроение энергетических уровней электронов, а из-за этого изменяется энергия плазмонов. Это можно объяснить перестройкой кристаллической решетки при деформации, когда атомы меняют

Рис. 7. Сечение телесного угла 0, на котором производилась регистрация выхода упруго и дискретно рассеянных электронов в зависимости от угла вылета, по схеме рис. 1: интенсивность линий (рис. 3) 18 (о, зеленый цвет) и 1р (А, красный цвет) и энергия линий (рис. 2, 3) 2 (о, зеленый цвет) и 3 (А, красный цвет) для исходного (а, б) и деформированного (в, г) сплава ВТ6 (цветной в онлайн-версии)

свое положение. Обработка при Т = 1000 °С поперечно-винтовой прокаткой сильно уменьшает параметр решетки а = 0.3191 сплава, по сравнению с его значением в равновесном исходном состоянии а = 0.3232 [7]. Это означает, что фаза а&, содержащая избыточный ванадий, существенно упрочняет фазу а. Механизм этого упрочнения будет рассмотрен в обсуждении.

Поперечно-винтовая прокатка сплава Т1-6А1-4У при Т = 1000 °С производится в структурном состоянии ОЦК р-фазы, когда легирующие элементы А1 и V находятся в твердом растворе. При этом создается кривизна кристаллической решетки, в зонах которой появляются межузельные на-номасштабные мезоскопические структурные состояния [8-12]. При закалке сплава, когда образуются а- и р-фазы, алюминий должен перейти в а-фазу, ванадий должен из нее выйти. Это не происходит. В сплаве создаются неравновесные фазы: в а-фазе сохраняется остаточный ванадий, а в р-фа-зе — остаточный алюминий. Резко возрастает ударная вязкость сплава при низких температурах. Для понимания этого эффекта очень важно знать изменение электронной подсистемы при создании неравновесных а- и р-фаз.

Исследование спектров дискретно-рассеянных электронов показало, что интенсивность неупруго рассеянных электронов в пиках 18 резко возросла. При этом резко упала интенсивность упруго рассеянных электронов в пиках 28 в деформированных образцах (рис. 3-5). Это означает, что электронные спектры неупругого рассеяния отражают изменения в основном в деформированных образцах во вновь образующейся а&-фазе, где сохраняется остаточный ванадий. Наличие у атомов ванадия пространственных орбиталей d лектронов сильно возмущает однофазный спектр а-фазы, в которой межатомные связи создаются 8-р электронами, имеющими сферическую симметрию.

Наиболее вероятно, что избыточный ванадий распределяется в а-фазе в виде кластеров, вызывая сильное рассеивание ближайших 8-р электронов. Поэтому пики 18 представляют собой в основном 8-р электроны А1, рассеянные на плазмо-нах кластеров ванадия. Пики 28 — результат остаточного рассеивания 8-р электронов на плазмонах, смежных с плазмонами кластеров ванадия. Это объясняет сильное возрастание низкотемпературной ударной вязкости сплава в кластерной структуре а-фазы. В то же время сильное рассеивание 8-р электронов в зонах кривизны решетки а-фазы обеспечивает формирование релаксационных потоков, которые не смачивают кластеры атомов ваРис. 8. Формирование релаксационных потоков локализованного пластического течения на поверхности ударного разрушения при Т = -70 °С после поперечно-винтовой прокатки сплава ВТ6 при Т = 1000 °С

Рис. 9. Сплав Ti-6A1-4V после поперечно-винтовой прокатки при Т = 1000 °С. Вихревая структура турбулентного течения при ударном разрушении при Т = -70 °С [14]

надия. В качестве примера таких потоков приведем результаты [13], где такое несмачивание хорошо выражено при низкотемпературном разрушении (рис. 8).

Релаксационные потоки на рис. 8 заслуживают особого внимания. Они связаны с зонами кривизны решетки, созданными во всем объеме материала поперечно-винтовой прокаткой при Т = 1000 °С. Возникновение в междоузлиях новых структурных состояний приводит к двум эффектам. Во-первых, к увеличению в междоузлиях локальной плотности электронного газа. Поэтому зоны междоузлий становятся новыми плазмонами, которые будут излучать 8-р электроны. Пик 18, очевидно, связан с этими плазмонами. Поскольку межузель-ные плазмоны кривизны кристаллической решетки заполняют весь объем материала, интегральная величина пика 18 на рис. 3-5 всегда очень большая. Наличие в материале плазмонов кластеров атомов ванадия резко усиливает эффект неравновесности межузельных мезоскопических структурных состояний.

Во-вторых, локальные увеличения плотности электронного газа в зонах кривизны решетки создают собственные плазмоны 38 и 48. Они будут возрастать по мере увеличения степени деформации при поперечно-винтовой прокатке.

Возникновение избыточного электронного газа в межузельных зонах кривизны кристаллической решетки создает дополнительную движущую силу в различных кинетических процессах. В условиях ударного нагружения создаются релаксационные потоки, представленные на рис. 8. В условиях статического нагружения происходит сверхпластическое течение и структурная турбулентность (рис. 9) [14].

Но в литературе никто их не связывал с неоднородностью распределения электронного газа и возможностью проявления кулоновского взаимодействия. При учете кривизны кристаллической решетки это необходимо делать, т.к. кулоновское взаимодействие избыточного электронного газа в локальных зонах кривизны решетки создает свой вклад в движущую силу структурной трансформации. В работе [14] в неравновесном сплаве Т1-6A1-4V после поперечно-винтовой прокатки при Т = 1000 °С наблюдали все эффекты неравновесного поведения: сверхпластичность, высокую низкотемпературную ударную вязкость и структурную турбулентность. Но для их объяснения необходимо было исследование электронно-энергетических спектров. Это было сделано в настоящей работе.

На рис. 5 появляется еще один очень важный результат: увеличение интенсивности рассеяния электронов в деформированных образцах в состояниях 38 и 48, связанных с 8-р электронами алюминия. Возникновение межузельных структурных состояний в результате поперечно-винтовой прокатки является дополнительным источником неупругого рассеяния электронов. Он проявляется в существенном возрастании пиков 38 и 48. Это прямое подтверждение образования межузельных наномасштабных ме-зоскопических структурных состояний при поперечно-винтовой прокатке сплава Ti-6A1-4V.

Атомы остаточного алюминия в р-фазе, которая плотно укомплектована атомами ванадия, обуславливают небольшое неупругое рассеяние электронов, но мы их рассматривать не будем. Количественные характеристики изменения электронных спектров сплава при ударно-волновом нагру-жении представлены в таблице. Так, например, величина пика 28, связанного с неупругим рассеянием электронов на структурных состояниях кластеров ванадия, уменьшается в 3 раза. Это связано с высоким неупругим рассеянием Б-р электронов на кластерах ванадия, что увеличивает интенсивность релаксационных потоков в сплаве.

Касаясь роли кулоновского взаимодействия электронов в условиях кривизны решетки, следует подчеркнуть ее важность в нашей задаче. Созданная поперечно-винтовой прокаткой при Т = 1000 °С кривизна решетки обусловливает в сплаве очень неоднородное распределение электронного газа. При ударном нагружении в зонах кривизны решетки возникает сильное кулоновское отталкивание электронов. Именно это кулоновское отталкивание формирует в зонах кривизны решетки релаксационные потоки, которые могут распространяться в любых направлениях, как это показано на рис. 8. Такие локализованные потоки возникают при измерении ударной вязкости, обусловливают сверхпластичность и структурную турбулентность при статическом нагружении (рис. 9) [14]. Все это демонстрирует сплав Ti-6A1-4V, подвергнутый поперечно-винтовой прокатке при Т = 1000 °С и закаленный в неравновесном состоянии.

С эффектом кулоновского взаимодействия в электронном газе и влияния электрического поля на механическое поведение твердого тела мы уже сталкивались в литературе в условиях кривизны кристаллической решетки [15-20]. При изготовлении тонколистового проката, когда возникает сильная кривизна решетки, в материале развиваются микротрещины. Проведение проката в условиях высокочастотного электрического поля исключает образование микротрещин. Этот эффект был обнаружен О.А. Троицким [15], но до сих пор не получил объяснения, т.к. высокочастотное электрическое поле влияния на подвижность дислокаций не оказывает. И это действительно так.

Но образование микротрещин в условиях кривизны решетки связано с кулоновским взаимодействием электронов и к подвижности дислокаций никакого отношения не имеет. В зонах кривизны решетки возникает семейство новых структурных состояний, но они не обязательно заняты. В них могут образовываться мартенситные фазы, однако, это как кулоновский релаксационный резерв. Если в зонах кривизны решетки возникают замкнутые мезообъемы, то они генерируют кулоновское отталкивание электронного газа и образование микротрещин.

Такой кулоновский релаксационный резерв создан в сплаве Ti-6A1-4V поперечно-винтовой прокаткой при Т = 1000 °С, и затем он реализуется в сплаве повышением низкотемпературной ударной вязкости, проявлением сверхпластичности и структурной турбулентности. Обнаружение кулоновского релаксационного резерва — это принципиально новый эффект, который ранее в литературе не обсуждался. Его специфика состоит в том, что в нем принимает участие кулоновское отталкивание электронного газа. Межузельные мезоскопические структурные состояния характеризуются более плотным пространственным распределением атомов, чем распределение атомов в равновесной решетке с трансляционной инвариантностью. Поэтому меж-узельные наномасштабные мезоскопические структурные состояния нужно рассматривать как самостоятельную систему (самостоятельную фазу). Неудивительно, что исследование электронных спектров в сплаве Ti-6A1-4V после поперечно-винтовой прокатки при Т = 1000 °С в [7] показало самостоятельный электронно-энергетический спектр, связанный с межузельными наномасштабными ме-зоскопическими структурными состояниями. Это объясняет возникновение потоков пластического течения, представленных на рис. 8, возможность сверхпластического течения данной фазы, а также структурной турбулентности, представленной на рис. 9. Кулоновский релаксационный резерв — это новая область пластического течения в условиях кривизны кристаллической решетки, который найдет широкое промышленное применение.

Проведено исследование изменения спектров упруго и дискретно рассеянных электронов в сплаве Ti-6A1-4V, подвергнутом поперечно-винтовой прокатке при температуре 1000 °С в сравнении с исходным состоянием. Выявленные в а-фазе плаз-моны в Б-р состояниях обнаружили ряд пиков высоких интенсивностей неупругого рассеяния.

Самый высокий пик неупругого рассеяния 1б связан с образованием в а-фазе потоков высокоскоростных плазмонов. Рядом с пиком 1б наблюдается пик 2б с сильной заниженностью неупругого рассеяния остаточных Б-р электронов. При более высоких энергиях возникают пики Зб и 4б, которые отражают возникновение межузельных на-номасштабных мезоскопических структурных состояний в ходе поперечно-винтовой прокатки и концентрации в них мартенситных фаз.

Участие d электронов кластеров ванадия в межатомных связях в а-фазе обусловливает высокую низкотемпературную ударную вязкость сплава. Локальные потоки плазмонов в а-фазе развиваются в поле кулоновского взаимодействия свободных электронов, что обеспечивает высокие релаксационные характеристики подвижных плазмонов сплава.

Работа выполнена в рамках государственного задания ИФПМ СО РАН (проект III.23.1.1) и при частичной финансовой поддержке Российского научного фонда (проект № 18-19-00198).

Литература

Поступила в редакцию 25.05.2020 г., после доработки 28.05.2020 г., принята к публикации 02.06.2020 г.

Сведения об авторах

Панин Виктор Евгеньевич, д.ф.-м.н., ак. РАН, зав. лаб. ИФПМ СО РАН, проф. ТПУ, проф. ТГУ, рашпуе@БртБ.1Бс.га Шулепов Иван Анисимович, к.ф.-м.н., вед. инж. ИФПМ СО РАН, БИи1ер(^а@1ри.ги Ботаева Лариса Борисовна, к.т.н., магистрант ТПУ, доцент ТУСУР, 1апБа.Ъ.Ъо1:аеуа@1иБШ\\ги Наркевич Наталья Аркадьевна, к.т.н., снс ИФПМ СО РАН, па1пагк@НБ1.га