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: