3.1. Spinodální rozpad
Dva vynikající začátku recenze tohoto předmětu byly poskytnuty Cahn a Hilliard, recenze dal jasné účtů základní teorie a jsou přezkoumány příslušné brzy experimentální pozorování. Následující tedy bude nastínit počáteční teorie, následující Cahn , a pak se snaží přinést významný pokrok, který udělal následně. Pozdější přezkum tématu byla poskytována Soffa a Laughlin, kteří se domnívali, že není neobvyklé reakce, ve které nařídil koherentní precipitát tvoří z neuspořádaný tuhý roztok.
v oblasti jedné fáze, kde zakřivení grafu složení volné energie, d2F/dC2, je záporné (obr. 4) může dojít k difúzi do kopce, protože to snižuje volnou energii. V literatuře o spinodální rozpad, diskuse je obvykle, pokud jde o tento druhý diferenciál, zatímco v literatuře na difúze, diskuse je obvykle založena na „Ztmavení termín“, 1 +d ln fa/d ln Ca, získaných Ztmavení v jeho analýza rozptylu, ch. 7, § 5.3.1.2). Pokud DA* DB*, jsou tracer difúzní koeficienty obou složek jaderné frakce CA a CB, pak interdiffusion koeficient, D, je dána:
To je snadno zobrazeny pomocí standardního roztoku termodynamiky, např. tím , že Martin a Doherty , že:
odtud dále, zlomkem C bude stát, stejně jako jinde v této kapitole, pro atomové zlomek druhé složky, B. CA = 1 – / CB / = 1 – C.
Z nek. (77) a (78), dostaneme:
Rovnic (79) a (79a) definovat difúzní mobility, MD.*
v důsledku známka D je určena znamení d2F/dC2, homogenní pevný roztok s d2F/dC2 < 0, je nestabilní v přítomnosti počáteční infinitezimální fluktuace (obr. 5). Takže všechny takové sinusové poruchy zpočátku minimální amplitudy mohou růst v amplitudě. Zásadní problém se týká vlnové délky poruch, které mohou růst. K diskusi je zapotřebí termodynamika nehomogenních pevných roztoků (Cahn a Hilliard ). Pokud nebyly žádné omezení týkající se minimální vlnová délka, pak růst krátkých vlnových délkách, které vyžadují difúze přes nejkratší vzdálenost, by se růst nejrychlejší, což vede k mikrostrukturu s co nejkratší vlnovou délku, interatomic mezery. Bohužel to přináší objednané pevné řešení. Nicméně spinodal poruchy se vyskytují pouze v systémech, které chtějí fáze-samostatné: Oni potřebují, aby se maximalizoval počet jako soused dluhopisů. Objednané pevné řešení však minimalizuje počet podobných sousedních vazeb. Některé další termodynamické funkce je zapotřebí, aby se zabránilo tomuto selhání příliš jednoduchého modelu.
Pro homogenní AB slitiny, ve které vyměníme mol na mol B, změna volné energie, ΔF, je:
Tady µA je chemický potenciál,µA={dF/dnA), T,p,CA,CB, kde nA je počet molů, µB je chemický potenciál B a Fv je zdarma energii z jednotky objemu homogenní roztok. Při tomto jednoduchém zpracování se předpokládá, že atomy mají stejnou velikost; Oprava zohledňující změnu parametru mřížky se složením v reálném systému je zavedena později.
difuzní tok, J, je pak dána tím, že obvyklé rovnice, první zákon difúze:
s D dané rovnice. (79) A C ‚ je C/Vm, koncentrace vyjádřená v atomech B na jednotku objemu.
z termodynamiky nehomogenních pevných roztoků je zavedena korekce nehomogenity jako:
K je kladná (pro systémy, které chtějí un-mix) gradientu-energie koeficient, který je dán rozdílem v počtu, jako atomové sousedy mezi atom v homogenní slitiny a atom ve slitina, která má změnu v kompozici. Cahn poukázal na to, že první diferenciál, ∇C, nebude mít žádný vliv na volnou energii, protože s lineárním gradientem, ∇C, případný přebytek jedné složky v jednom směru bude vyvážena stejnou vyčerpání této součásti v opačném směru. První termín v sérii k výrobě efekt je ∇2C. Hodnota K je dána:
, kde Tc je kritická teplota, pod níž homogenní slitiny bude chtít unmix do bohaté a B-bohaté regiony, a ψ je chemické „interakce vzdálenost“ atomů (Cahn ). V regionech, kde ∇2C > 0 účinek K se na snížení volné energie B atomů, protože mají pocit, že vyšší hustota jako atomů, než by tomu bylo v homogenní tuhý roztok. Kde ∇2C < 0 účinek K se na zvýšení volné energie B atomů, protože mají pocit, nižší hustotu jako atomů, než by tomu bylo v homogenní tuhý roztok.
porovnání roztoku se sinusovou variací složení o průměrném složení Co se stejnou slitinou s jednotným složením Co ukazuje, obr. 5, že mikrostruktura s modulací složení má vyšší volnou energii s k > 0. K tomu dochází, protože, když C > Co ∇2C < 0 a C < Co, ∇2C > 0, takže existuje více atomy mají své volné energie zvýšila, než jsou atomy, které mají své volné energie snížil. Celkové zvýšení volné energie v důsledku gradientního energetického termínu s k > 0 se zvyšuje jak se zvýšením amplitudy, tak se snížením vlnové délky. Obě tyto změny zvyšují velikost zakřivení kompozice, ∇2C. Tento extra k termín je nový termodynamický parametr potřebný pro analýzu spojitých transformací obecně a zejména spinodálního rozkladu. Fyzicky působí podobným způsobem jako mezifázová energie v nukleačních a růstových reakcích.
nahrazení nek. (79a) a (84) do difúzní rovnice, eq. (83) dává:
změna složení s časem, dC/dt, je získána normálním způsobem pro odvození druhého zákona difúze (např.:
Cahn ukázal, že tato diferenciální rovnice má následující řešení.
s Co = počáteční složení; β = vlnové číslo 2π/λw; λw = vlnová délka určité kolísání. Faktor „amplifikace“ R (β) je dán:
vzhledem k tomu, že difuzní mobilita, MD, je ze své podstaty pozitivní, lze ji vidět z termínu v závorkách v eq. (89), že v systému ukazuje unmixing, když K je pozitivní, krátké vlnové délky, výkyvy bude rozkládat od Kß2 > –d2F/dC2 pro velké hodnoty β, ale výkyvy pod kritické vlnové číslo, β*, který je s delší vlnové délky, než je kritická vlnová délka, λ*, může růst:
odpovídající kritická vlnová délka λ* je 2π / β*.
nejrychleji rostoucí vlnová délka, λmax, je určena z nek. (88) a (89) jako vlnová délka mající maximální amplifikační faktor, R (β). K tomu dochází při β* / 2, v důsledku dvojitého účinku rostoucího počtu vln v (i) snížení difuzní vzdálenosti, termín mimo závorku v eq. (89), jakož i jeho účinek na snížení hnací síly, výrazy uvnitř závorek. Je to podobný výsledek, který předtím viděl v jiných oblastech fáze transformace rovnováhy mezi mezifázová energie vyžadují velké rozteče a rychlé šíření, které vyžadují krátké (§ 2.2.6 a § 2.5). V tomto případě budou nalezeny všechny vlnové délky, ale zpočátku s velmi malými amplitudami. Tyto libovolné amplitudy poskytují nedefinovaný „const“ v eq. (88). Tento výsledek pochází z matematické myšlenky, že jakákoli porucha může být reprezentována jako součet sinusových nebo kosinových vln. Kromě toho, při velmi malých amplitud, všechny vlnové délky jsou schopny růst samostatně, tak nejrychleji rostoucí vlnovou délkou bude přítomen a bude moci růst rychleji než všechny ostatní vlnové délky, a tak musí ovládnout rozkladu alespoň zpočátku, kdy teorie, které jsou uvedeny výše, platí.
důležitý doplněk k teorii pochází z úvah o elastických kmenech, které vznikají při změně parametru mřížky se změnou obsahu slitiny. S η definovaným jako jednotkový kmen na jednotku rozdílu složení, η = (da / dC) / a = (d ln a/dC), Y je Youngův modul a vP je Poissonův poměr, eq. (89) se elastickým kmenem změní na:
kmenový termín, v eq. (84a), působí kromě termínu gradient-energie k inhibici reakce. Často je však vhodnější považovat druhý termín spolu s prvním termínem za definování koherentní spinodální oblasti. Toto je oblast ve fázovém diagramu, ve kterém je součet prvních dvou výrazů v závorkách eq. (89a) je negativní. Pouze v rámci této ucelené spinodal regionu výkyvy mohou rozvíjet, zatímco krystal zůstává plně koherentní, ale elasticky deformované, jako rozpuštěné látky-bohatý a rozpuštěné látky-chudé regiony, s různými hodnotami nenapnutý mřížky parametr, interakci s navzájem v rámci elasticky zkreslené mříž.
Rundman a Hilliard testovali model spinodálního rozkladu pomocí experimentů s malým úhlem rentgenového rozptylu se slitinami Al–Zn. Al-Zn má fázový diagram velmi podobný tomu, který je znázorněn na obr. 3. Jejich výsledky, obr. 58, ukázat chování očekávané pro spinodální rozklad. Slitiny Al–22at% Zn, byla ukončena z jednofázové, všechny fcc, regionu a žíhané při teplotě 65°C, kolikrát je uvedeno. Kritické číslo vlny, β*, kde nedochází ke změně rozptýlené intenzity s delší dobou stárnutí, je považováno za bod „cross-over“. Také je vidět maximální rychlost zvýšení intenzity při vlnovém čísle asi 0,7 β*. Interpretace malé úhlové difrakce je diskutována v ch. 12, § 5.1. Další experimentální demonstrace význam gradientu termín v pevné řešení s krátkou vlnovou délkou složení výkyvy byly difúzní experimenty ve stabilní solidní řešení, vyrobený nehomogenní ve velmi krátké vlnové délky opakované výpovědi ze slitin různého složení, viz zejména Cook a Hilliard a Philofsky a Hilliard . Další časné experimentální studie, které podporovaly lineární spinodální model popsaný Cahnem, byly přezkoumány Hilliardem .
obr. 58. Malá úhlová rentgenová spektra pro slitinu A1-22 při% Zn se uhasila z 425°C a žíhala při 65°C pro časy uvedené
(po Rundmanovi a Hilliardovi).Copyright © 1967
Po počáteční vývoj Cahn teorie spinodální rozpad, tam byly různé modifikace teorie se pokusit vypořádat se s pozdějších stádiích reakce, kdy lineární model nezávislých růst všech výkyvy již není platný. Další důležitou modifikací bylo zvážení vlivu náhodných tepelných fluktuací, „Brownova pohybu“, na proces. Náhodné tepelné výkyvy poskytne místní zvýšení energie hradí zvýšení entropie, která pochází z „porucha“ zavedené malé skupiny atomů s větší energií. V teorii nukleace tento proces dává životně důležité eq. (11) Pro pravděpodobnost vytvoření jádra s lokálním zvýšením energie Δf*. Cook představil tuto myšlenku náhodné rozpuštěné látky pohyby do léčby spinodální rozpad a ukázal, že účinky pozorované v experimentech na malý úhel rozptylu může být namontováno na navrhované změny tím, že jeho model. Vliv tepelného kolísání je v podstatě, že pro slitiny v blízkosti spinodal hranice rozlišení mezi spinodální rozpad a nukleace a růst koherentních „zóny“ se stává mnohem méně jednoznačné než v původní model spinodální rozpad.
Langer projednány tyto myšlenky podrobněji a ukázal, že původní model spinodální rozpad, jak je popsáno výše, předpovídá, že v spinodal bod, když d2F/dC2 = 0, kritická vlnová délka stává nekonečnou a jediný mechanismus pro transformaci pak bude podle nukleační rozpuštěné látky bohaté „Guinier-Preston zones“. K nukleaci takových zón však dojde často s velmi malými kritickými poloměry as velmi nízkoenergetickým „difúzním“ rozhraním očekávaným za těchto okolností*. Jinými slovy, nukleace bude mít za následek strukturu velmi podobnou struktuře spinodálního rozkladu. Stejný obrázek je uveden v nedávných modelech spinodálního rozkladu modifikovaných tepelnými výkyvy. Obrázek 59a ukazuje strukturní faktor s vypočítaný Langerem a kol. jako funkce q, teplotně modifikované vlnové číslo a τ, modifikovaná doba žíhání, pro slitinu drženou na spinodální hranici. Je vidět, že spinodální fluktuace se vytváří i při d2F / dC2 = 0, ale maximální intenzita se posune na větší vlnové délky se zvýšenou reakční dobou.
obr. 59. Vypočítaný faktor struktury jako funkce modifikované vlnočtu pro zvýšení časy, τ, pro (a) slitiny na okraji spinodal regionu a (b) slitiny na středu spinodal regionu.
(po Langerovi a kol. .) Autorská práva © 1975
další modifikace teorie se zabývá pozdějším vývojem fluktuací. Výsledky, také vypočítal Langer et al. pro očekávaný vývoj faktoru struktury pro slitinu ve středu spinodální oblasti jsou znázorněny na obr. 59 B; q = 1 odpovídá číslu kritické vlny β*. Hodnota qp je β* / 2, nejrychleji rostoucí fluktuace v lineární teorii. Je vidět, že na krátkou dobu se zde skutečně objevuje maximální růst intenzity. Nicméně, v delších časech, vrchol ve faktoru struktury, vlnová délka s nejsilnější intenzitou se pohybuje na menší vlnová čísla, větší vlnové délky. Intenzita vrcholu navíc s časem exponenciálně neroste. Zdá se, že tyto změny naznačují pohyb směrem k hrubnutí typu LSW, s většími vlnovými délkami rostoucími na úkor kratších vlnových délek. V spinodální rozpad, proces, který je ekvivalentní k mezifázová energie vyvolané zhrubnutí zdá být vyskytující se v rozkladu a není omezen na posledních fázích reakce, když rozpuštěné látky-bohatý a rozpuštěné látky-chudé regiony mají diskrétní rozhraní a jsou blízko k vyrovnanosti formy α‘ a α“. Hrubnutí se očekává se spinodálním rozkladem ještě před vytvořením dobře definovaných rozhraní. Vyplývá to přímo z gradientního energetického termínu, k. jak je popsáno výše, zvýšení energie v důsledku termínu K v eq. 84, pro kolísání složení dané amplitudy se zvyšuje, jak zakřivení stoupá v důsledku kratších vlnových délek a vyšších amplitud složení. Konkurence mezi vlnovými délkami tedy zvýhodní vývoj delších vlnových délek na úkor kratších, se stejnou amplitudou složení. Toto je skutečný proces hrubnutí.
experimentální údaje o pozdějších stádiích spinodálního rozkladu jsou znázorněny na obr. 60 pro Al-22at% Zn (Hilliard). Údaje zde jsou pro vyšší teplotu, 150°C, než na obr. 57, který byl získán při 65°C, takže difuzní míchání je mnohem pokročilejší než v dřívější studii. To je vidět na obr. 59 že vrchol intenzity je posunut na mnohem menší vlnová čísla, jak reakce probíhá; to je přesně účinek produkovaný v počítačovém modelu Langer et al. . Za předpokladu aktivační energie pro difúzi Zn v Al 120 kJ / g-mol dává poměr difúzních koeficientů při dvou teplotách, D (150°C)/D (65°C), jako 5000. Mnohem vyšší intenzity na obr. 51 než na obr. 49 lze vidět, což potvrzuje, že reakce je skutečně mnohem pokročilejší.
obr. 60. Experimentálně pozorovaná malá úhlová rentgenová spektra pro slitinu Al–22 v% zn žíhanou při 150°C po dobu uvedenou
(po Rundmanovi et al. ).Copyright © 1970
Tsakalakos a Tsakalakos a Hilliard, za předpokladu, nějaký analytický vhled do pozdější fáze spinodální rozpad, když kompoziční amplituda kolísání je již malé, ale začíná přístup rozdíl ve složení ΔCα’α“ mezi rozpouštěnou látku-bohatý a rozpuštěné látky-chudé regiony dvoufázové systémy (obr. 3). Obtížnost je snadno patrná z křivky složení volné energie (obr. 4), protože, jak kolísání složení dosáhne spinodálních bodů, d2F / dC2 = 0, hnací síla pro další rozmixování spinodálním rozkladem pak zmizí. Je třeba poznamenat, že v spinode body, kde, d2F/dC2 = 0, rozpuštěné látky převodu dojde snadno přes „rozhraní“, protože chemický potenciál rozpuštěné látky, na zachycení dotýkající se křivky volné energie je vyšší při nízkých složení spinode bod, než na high-složení spinode bod. Ditchek a Schwartz diskutovali o teorii a rozšířili ji nad rámec jediné vlnové délky zvažované Tzakalakosem, na rozsah vlnových délek. Pro jednu vlnovou délku amplituda roste, dokud nedosáhne kritické vlnové formy, která má funkci tanh (ßr) (Cahn a Hilliard).
systém pak může i nadále snižovat jeho volné energie a rušivé vlnočtu pro menší hodnoty; tím se sníží gradient energie, která je proti dalšímu rozkladu. Ditchekovo a Schwartzovo rozšíření, aby zvážilo rozsah vlnových délek, umožňuje reakci pokračovat růstem amplitudy vln s menšími vlnovými čísly. Při aplikaci analýzy na experimentální výsledky ve spinodálně rozkládajících se slitinách je vyžadováno několik parametrů montáže. Ty berou v úvahu počáteční vlny složení vzniklé během kalení po zpracování roztoku v jednofázové oblasti. To je slabost v jejich testu teorie, ale přesto srovnání experimentálních výsledků a teorie, ukázané jako body a plné čáry, na obr. 61, je spíše uspokojivý. Výsledky byly získány pro Cu–10.8 v% Ni–3.2 v% Sn slitiny, řešení léčených na 800°C, rozloží se na teplotu místnosti, a pak ve věku při 350°C pro různé časy, než zkoumání složení kolísání; ɛ = 0.015 odpovídá metastabilní rovnováze hodnoty složení rozdíl asi 2,4% Sn mezi dvě fáze; modulace je téměř výhradně v obsahu cínu. Obrázek 61 ukazuje uspokojivou shodu s teorií a navíc lze vidět různé rysy teorie a výsledky. Mezi tyto funkce patří počáteční růst amplitudy na pevnou vlnovou délku, λw = 5 nm (50 Å); předčasný odchod ze exponenciální růst amplitudy, která se vyskytuje před nástupem zvýšení dominantní vlnová délka. Nakonec je vidět, že rychlejší uhasení dalo zpočátku menší modulaci ve složení než pomalejší uhasení. V Cu–Ni–Sn slitiny cínu-bohaté regiony vykazují objednání reakce dát DO22 superlattice v pozdějších fázích rozkladu.
obr. 61. Experimentální výsledky (body) a teoretické předpovědi (pevné linky) pro amplitudu, ɛ, a dominantní vlnová délka, λ, pro spinodální rozpad Cu–Ni–Sn po pomalé a rychlé hasí
(po Ditchek a Schwartz ).Copyright © 1980
V high-rozlišení studie pomocí pole-iontová mikroskopie/atom-probe techniky, Biehl a Wagner byli schopni studovat detaily spinodální rozpad v slitiny Cu–2.7 v% Ti. Hlásili stálý nárůst obsahu titanu v oblastech bohatých na Ti, Jak reakce postupovala při 350°C, což naznačuje spinodální proces. Toto zvýšení obsahu rozpuštěné látky, nasycené při 20at% Ti, složení uspořádané fáze, Cu4Ti. Dominantní vlnová délka rostla s časem jak během, a po, doba, kdy modulace rostla ve velikosti, s dominantní vlnovou délkou modulace se zvyšovala s reakční dobou na 14 výkon. Průměr jednotlivých shluků bohatých na Titan také rostl, v tomto případě s časem na 13 výkon, časový exponent očekávaný pro LSW hrubnutí jak během, tak po změně obsahu rozpuštěné látky.
je pozoruhodné, že ve studii rozkladu Ni-14at% Al Wendtem, dříve diskutované v § 2.2.6, bylo zřejmé, že reakce ve slitině niklu byla mnohem lépe popsána jako reakce nukleace a růstu, spíše než jako spinodální reakce. To bylo pozorováno, protože oblasti bohaté na rozpuštěnou látku, když byly poprvé detekovány, měly rovnovážné složení Ni3Al. Wendt použil stejné techniky, FIM / AP, jako Biehl . Zdá se překvapivé, že slitina, jejíž složení, 14at% Al, je docela blízko složení konečné sraženiny, by měla vykazovat jasné nukleační chování, zatímco Cu–2.7at% Ti slitiny, která byla mnohem dále od složení objednaného fáze, Cu4Ti, by měla ukázat všechny náznaky spinodální rozpad. Rozdíl může být vzhledem k velmi odlišné podobě free-energy-složení křivky v Cu–Ti při 350°C než v Ni–Al při 550°C (jejich homologické teploty, T/Tm, jsou 0.46 a 0,48, respektive); to je dále diskutována v § 3.2. Von Alvensleben také zjistil FIM / AP, že slitina Cu-1.9 at% Ti se rozkládá nukleací a růstem. Spinodální bod se tedy zdá být mezi 1,9 a 2,7 při % Ti při 350°C. Následná reanalýza Von Alvenslebenem a Wagnerem však ukázala, že zatímco Cu-1.9 v% Ti se jistě rozkládá mechanismem nukleace, růstu a hrubnutí, § 2.1.5., ale bylo méně jisté, že rozklad 2,7% slitiny Ti byl spinodálním rozkladem. Soffa et al. popsané fim / AP studie spinodálního rozkladu ve Fe-Cu v dobách, kdy metastabilní oblasti bohaté na měď zůstaly bcc a ve všech slitinách BCC Fe-Cr.
klasické elektronové mikroskopie studie spinodální rozpad poskytl Butlera a Thomase a Livak a Thomas pomocí ternární Cu–Ni–Fe slitiny. V prvním šetření bylo zkoumáno symetrické složení (51,5 v% Cu, 33,5 v% Ni, 15at% Fe) poblíž centra spinodální oblasti. Ve druhé studii, asymetrické kompozice (32at% Cu, 45.5% Ni, 15at% Fe) blíže k okraji spinodal regionu byl použit. V obou studiích doplnila mikroskopii měření Curie-teploty, která jsou velmi citlivá na složení fáze bohaté na Fe–Ni. V „as-quenched“ slitiny žádné známky rozkladu by mohlo být vidět, ale, protože rozptyl faktorů komponenty jsou podobné jako v Cu–Ni–Fe slitiny, žádné počáteční odchylky, bude velmi obtížné zjistit, na rozdíl od případu v Cu–Ni–Sn slitiny používané Ditchek a Schwartz . Butler a Thomas ukázali, že vlny se vyvíjely podél <100>, což jsou elasticky nejměkčí směry. Oni také zjištěno, že dva-fázi konstrukce byla původně složený z tyče-jako částice s difuzní rozhraní, ale „sráží“ vyvinula rovinné rozhraní s rozšířeným zhrubnutí. V dlouhých dobách stárnutí rozhraní ztratily svou soudržnost obvyklým vytvořením křížové mřížky okrajových dislokací.
Butler a Thomas uvádějí, že vlnová délka modulace hrubý, s časem na sílu 13 závislost, a to jak v pozdějších stádiích reakce, a také dříve, zatímco Curie teplota byla různé. Změna teploty Curie naznačovala změnu složení oblastí vyčerpaných mědí, to znamená, že stále dochází k spinodálnímu rozkladu. U slitin ve věku 625°C lze tyto současné změny jasně vidět, obr. 62a, a tyto výsledky potvrzují, že k hrubovací reakci dochází během počátečního rozkladu i po rozkladu. Ve své studii o asymetrických slitinách Cu–Ni–Fe dali Livak a Thomas podobné výsledky, ale existovaly některé důležité rozdíly. Jeden z těchto rozdílů byl pomalejší vývoj složení výkyvy; změna Curie teplota pokračovala po 100 h při 625°C pro asymetrické slitiny (obr. 62b) na rozdíl od pouhých 1-5 h (obr. 62a) pro symetrickou slitinu. Toto rozlišení lze očekávat, protože hodnota d2f / dC2 je menší ve slitinách od bodu symetrie. V asymetrické slitině navíc nebyly žádné známky růstu dominantní vlnové délky po dobu téměř 10 hodin při 625°c (obr. 61b), takže se zdá, že hrubnutí se také vyvíjí později v asymetrické slitině než v symetrické slitině.
obr. 62. Variace Curie teplota a dominantní vlnové délce, s časem na stárnutí na 625°C, pro dva Cu–Ni–Fe slitiny: (a) symetrické slitiny
(po Butlera a Thomase ); (b) symetrické slitiny s 32% Cu (po Livak a Thomas ).Autorská práva © 1971
v důležitém rozšíření aplikace TEM na spinodální rozklad, Sinclair et al. a Wu a kol. použité mřížkové zobrazovací techniky s vysokým rozlišením demonstrují změnu parametru mřížky ve velmi jemném měřítku, vyrobené ve spinodálně rozkládajících se slitinách. Obrázek 63 ukazuje naměřenou změnu rozestupu mřížky ve slitině Cu–29at% Ni, 3at% Cr ve věku při 700°C po dobu 10 minut. Zdánlivá vlnová délka fluktuace, 4,8 ± 0,8 nm, byla velmi blízká vlnové délce získané elektronovou difrakcí, 5 ± 0,5 nm, ve stejném vzorku. V tomto vysokém rozlišení studii bylo jasně prokázáno, že, jak by se dalo očekávat, rozhraní se šířit v časných stádiích reakce a stal se mnohem ostřejší, v pozdějších fázích; mříž byla pak již nepřetržité.
obr. 63. Změny v okrajových odstup od mřížky obrázky spinodally rozkladu Cu–Ni–Cr slitiny, ve věku na 700°C po dobu 10 min
(po Wu et al. ).Copyright © 1978