Kirkendall-Effekt

3.1. Spinodale Zersetzung

Zwei ausgezeichnete frühe Übersichten zu diesem Thema wurden von Cahn und Hilliard zur Verfügung gestellt; Die Übersichten gaben klare Berichte über die grundlegende Theorie und sie überprüften die relevanten frühen experimentellen Beobachtungen. Das Folgende wird daher einen Überblick über die anfängliche Theorie geben, nach Cahn , und wird dann versuchen, die später erzielten wichtigen Fortschritte hervorzuheben. Eine spätere Überprüfung des Themas wurde von Soffa und Laughlin zur Verfügung gestellt, die die nicht ungewöhnliche Reaktion betrachteten, bei der sich aus einer ungeordneten festen Lösung ein geordneter kohärenter Niederschlag bildet.

Da das Vorzeichen von D durch das Vorzeichen von D2f / dC2 bestimmt wird, ist eine homogene feste Lösung mit d2F / dC2 < 0 bei Vorliegen einer anfänglichen infinitesimalen Fluktuation instabil (Fig. 5). Solche sinusförmigen Störungen mit anfänglich minimaler Amplitude können also in der Amplitude zunehmen. Das entscheidende Problem betrifft die Wellenlänge der Störungen, die wachsen können. Um dies zu diskutieren, wird die Thermodynamik inhomogener fester Lösungen benötigt (Cahn und Hilliard ). Gäbe es keine Beschränkungen hinsichtlich einer minimalen Wellenlänge, dann würde das Wachstum von kurzen Wellenlängen, die eine Diffusion über die kürzeste Entfernung erfordern, am schnellsten wachsen, was zu der Mikrostruktur mit der kürzest möglichen Wellenlänge, einem interatomaren Abstand, führen würde. Leider ergibt dies eine geordnete feste Lösung. Spinodale Zersetzungen treten jedoch nur in Systemen auf, die Phasentrennung wünschen: Sie müssen die Anzahl ähnlicher Nachbarbindungen maximieren. Eine geordnete feste Lösung minimiert jedoch die Anzahl gleichartiger Nachbarbindungen. Ein zusätzliches thermodynamisches Merkmal ist erforderlich, um dieses Versagen eines zu einfachen Modells zu vermeiden.

Hier ist µA das chemische Potential von A,µA= {dF / dnA)T,p, CA,CB,, wobei nA die Molzahl von A ist, µB das chemische Potential von B ist und Fv die freie Energie der Volumeneinheit der homogenen Lösung ist. Bei dieser einfachen Behandlung wird angenommen, dass die Atome gleich groß sind; eine Korrektur, um die Änderung des Gitterparameters mit der Zusammensetzung in einem realen System zu berücksichtigen, wird später eingeführt.

Vergleich einer Lösung mit einer sinusförmigen Variation der Zusammensetzung über eine mittlere Zusammensetzung Co mit der gleichen Legierung mit einer einheitlichen Zusammensetzung Co zeigt, Fig. 5, dass die Mikrostruktur mit der Zusammensetzungsmodulation eine höhere freie Energie mit K > 0 aufweist. Dies tritt auf, da bei C > Co ∇2C < 0 und bei C < Co ∇2C > 0 mehr Atome mit erhöhter freier Energie vorhanden sind als Atome mit verringerter freier Energie. Der Anstieg der gesamten freien Energie aufgrund des Gradientenenergieterms mit K > 0 nimmt sowohl mit zunehmender Amplitude als auch mit abnehmender Wellenlänge zu. Beide Änderungen erhöhen die Größe der Kompositionskrümmung, ∇2C. Dieser zusätzliche K-Term ist der neue thermodynamische Parameter, der für die Analyse kontinuierlicher Transformationen im Allgemeinen und der spinodalen Zersetzung im Besonderen benötigt wird. Physikalisch wirkt es ähnlich wie die Grenzflächenenergie bei Keimbildungs- und Wachstumsreaktionen.

Die am schnellsten wachsende Wellenlänge λmax wird aus eqs bestimmt. (88) und (89) als Wellenlänge mit dem maximalen Verstärkungsfaktor R(β). Dies geschieht bei β* /2 aufgrund des doppelten Effekts einer zunehmenden Wellenzahl in (i), die den Diffusionsabstand verringert, wobei der Term außerhalb der Klammer in gl. (89), sowie seine Wirkung bei der Verringerung der Antriebskraft, die Begriffe in den Klammern. Dies ist ein ähnliches Ergebnis wie zuvor in anderen Bereichen der Phasenumwandlung durch das Gleichgewicht zwischen Grenzflächenenergie, die große Abstände erfordert, und schneller Diffusion, die kurze Abstände erfordert (§ 2.2.6 und § 2.5). Im vorliegenden Fall werden alle Wellenlängen vorhanden sein, jedoch mit anfänglich sehr kleinen Amplituden. Diese willkürlichen Amplituden liefern die undefinierte „const“ in eq. (88). Dieses Ergebnis ergibt sich aus der mathematischen Idee, dass jede Störung als Summe von Sinus- oder Cosinuswellen dargestellt werden kann. Darüber hinaus können bei sehr kleinen Amplituden alle Wellenlängen unabhängig voneinander wachsen, so dass die am schnellsten wachsende Wellenlänge vorhanden ist und schneller wachsen kann als alle anderen Wellenlängen und daher die Zersetzung zumindest anfänglich dominieren muss, wenn die oben angegebene Theorie gilt.

Rundman und Hilliard testeten das Modell auf Spinodenzersetzung durch Röntgenkleinwinkelstreuexperimente mit Al–Zn-Legierungen. Al-Zn hat ein Phasendiagramm, das dem in Fig. 3. Ihre Ergebnisse, Abb. 58 zeigen das für die Spinodenzerlegung erwartete Verhalten. Die Legierung, Al-22at% Zn, war aus der einphasigen, alle fcc, Region abgeschreckt und bei 65 ° C für die angegebenen Zeiten geglüht. Die kritische Wellenzahl β*, bei der sich die Streuintensität bei längerer Alterungszeit nicht ändert, wird als „Cross-Over“ -Punkt angesehen. Man sieht auch die maximale Intensitätssteigerungsrate bei einer Wellenzahl von etwa 0,7 β*. Die Interpretation der Kleinwinkelbeugung wird in Kap. 12, § 5.1. Andere experimentelle Demonstration der Bedeutung des Gradiententerms in festen Lösungen mit kurzwelligen Zusammensetzungsschwankungen waren Diffusionsexperimente in stabilen festen Lösungen, bei sehr kurzen Wellenlängen durch wiederholte Abscheidungen von Legierungen unterschiedlicher Zusammensetzung inhomogen gemacht, siehe insbesondere Cook und Hilliard und Philofsky und Hilliard . Andere frühe experimentelle Studien, die das von Cahn beschriebene lineare spinodale Modell unterstützten, wurden von Hilliard überprüft .

Abb. 58. Kleinwinkel-Röntgenspektren für eine A1-22 at% Zn-Legierung, abgeschreckt ab 425°C und geglüht bei 65°C für die angegebenen Zeiten

(nach Rundman und Hilliard).Urheberrechte © 1967

Nach der anfänglichen Entwicklung von Cahns Theorie der spinodalen Zersetzung gab es verschiedene Modifikationen an der Theorie, um zu versuchen, mit späteren Stadien der Reaktion umzugehen, wenn das lineare Modell des unabhängigen Wachstums aller Fluktuationen nicht mehr gültig ist. Eine weitere wichtige Modifikation war die Berücksichtigung des Einflusses zufälliger thermischer Fluktuationen, der „Brownschen Bewegung“, auf den Prozess. Zufällige thermische Fluktuationen führen zu lokalen Energiezunahmen, die durch die Zunahme der Entropie bezahlt werden, die von der „Unordnung“ herrührt, die durch die kleinen Gruppen von Atomen mit der erhöhten Energie eingeführt wird. In der Nukleationstheorie gibt dieser Prozess den vitalen eq. (11) für die Wahrscheinlichkeit, einen Kern mit einem lokalen Anstieg der Energie Δf * zu erzeugen. Cook führte diese Idee zufälliger Bewegungen gelöster Stoffe in eine Behandlung der Spinodenzersetzung ein und zeigte, dass die in Experimenten zur Kleinwinkelstreuung beobachteten Effekte an die von seinem Modell vorgeschlagenen Änderungen angepasst werden konnten. Der Effekt der thermischen Fluktuationen ist im Wesentlichen, dass für Legierungen nahe der spinodalen Grenze die Unterscheidung zwischen spinodaler Zersetzung und der Keimbildung und dem Wachstum kohärenter „Zonen“ viel weniger klar wird als im ursprünglichen Modell der spinodalen Zersetzung.

Langer diskutierte diese Ideen detaillierter und zeigte, dass das anfängliche Modell der spinodalen Zersetzung, wie oben beschrieben, vorhersagt, dass am spinodalen Punkt, wenn d2F / dC2 = 0, die kritische Wellenlänge unendlich wird und der einzige Mechanismus für die Transformation wird dann durch die Keimbildung von gelösten „Guinier-Preston-Zonen“ sein. Die Keimbildung solcher Zonen wird jedoch häufig mit sehr kleinen kritischen Radien und mit der unter diesen Umständen erwarteten sehr niederenergetischen, „diffusen“ Grenzfläche auftreten *. Mit anderen Worten, die Keimbildung führt zu einer Struktur, die der spinodalen Zersetzung sehr ähnlich ist. Das gleiche Bild zeigt sich in neueren Modellen der Spinodenzersetzung, die durch thermische Fluktuationen modifiziert werden. Abbildung 59a zeigt den von Langer et al. als Funktion von q eine temperaturmodifizierte Wellenzahl und τ eine modifizierte Glühzeit für eine an der spinodalen Grenze gehaltene Legierung. Es ist zu erkennen, dass sich auch bei d2F/dC2 = 0 eine spinodalartige Fluktuation aufbaut, die maximale Intensität sich jedoch mit erhöhten Reaktionszeiten zu größeren Wellenlängen verschiebt.

Abb. 59. Berechneter Strukturfaktor als Funktion der modifizierten Wellenzahl für ansteigende Zeiten τ für (a) eine Legierung am Rand des spinodalen Bereichs und (b) eine Legierung im Zentrum des spinodalen Bereichs.

(Nach Langer et al. .)Urheberrecht © 1975

Die andere Modifikation der Theorie befasst sich mit der späteren zeitlichen Entwicklung der Fluktuationen. Die Ergebnisse, ebenfalls berechnet von Langer et al. für die erwartete Entwicklung des Strukturfaktors für eine Legierung im Zentrum des spinodalen Bereichs sind in Fig. 59b; q = 1 entspricht der kritischen Wellenzahl β*. Der Wert qp ist β * / 2, die am schnellsten wachsende Fluktuation in der Lineartheorie. Es ist ersichtlich, dass hier für kurze Zeit das maximale Wachstum der Intensität tatsächlich auftritt. Zu längeren Zeiten, dem Peak im Strukturfaktor, bewegt sich jedoch die Wellenlänge mit der stärksten Intensität zu kleineren Wellenzahlen, größeren Wellenlängen. Darüber hinaus wächst die Spitzenintensität mit der Zeit nicht exponentiell weiter. Diese Änderungen scheinen die Bewegung in Richtung der Vergröberung vom LSW-Typ anzuzeigen, wobei größere Wellenlängen auf Kosten kürzerer Wellenlängen wachsen. Innerhalb der spinodalen Zersetzung scheint ein Prozess, der der grenzflächenenergieinduzierten Vergröberung entspricht, während der Zersetzung aufzutreten und ist nicht auf die letzten Reaktionsstufen beschränkt, wenn die gelösten und gelösten Regionen diskrete Grenzflächen aufweisen und nahe an der Gleichgewichtsform von α’und α“. Bei der spinodalen Zersetzung wird eine Vergröberung erwartet, noch bevor sich genau definierte Grenzflächen gebildet haben. Es ergibt sich direkt aus dem Gradientenenergieterm, K. Wie oben beschrieben, die Zunahme der Energie aufgrund des K-Terms in gl. 84, für eine Kompositionsschwankung einer gegebenen Amplitude nimmt mit zunehmender Krümmung aufgrund kürzerer Wellenlängen und höherer Kompositionsamplituden zu. Der Wettbewerb zwischen den Wellenlängen wird also die Entwicklung längerer Wellenlängen auf Kosten kürzerer Wellenlängen mit der gleichen Kompositionsamplitude begünstigen. Dies ist ein echter Vergröberungsprozess.

Experimentelle Daten zu den späteren Stadien der spinodalen Zersetzung sind in Abb. 60 für Al–22at% Zn (Hilliard ). Die Daten hier sind für eine höhere Temperatur, 150 °C, als in Fig. 57, die bei 65 ° C erhalten wurde, so dass die Diffusionsentmischung viel weiter fortgeschritten ist als in der früheren Studie. Es ist in Fig. 59, dass der Intensitätspeak mit fortschreitender Reaktion zu viel kleineren Wellenzahlen verschoben wird; Dies ist genau der Effekt, der im Computermodell von Langer et al. . Unter der Annahme einer Aktivierungsenergie für die Diffusion von Zn in Al von 120 kJ/g-mol ergibt sich das Verhältnis der Diffusionskoeffizienten bei den beiden Temperaturen D(150°C)/D(65°C) zu 5000. Die wesentlich höheren Intensitäten in Fig. 51 als in Fig. 49 zu sehen, was bestätigt, dass die Reaktion tatsächlich viel weiter fortgeschritten ist.

Abb. 60. Experimentell beobachtete Röntgenkleinwinkelspektren für eine bei 150°C geglühte Al-22 at% Zn-Legierung für die angegebenen Zeiten

(nach Rundman et al. ).Urheberrechte © 1970

Tsakalakos und Tsakalakos und Hilliard lieferten einige analytische Einblicke in die späteren Stadien der Spinodenzersetzung, wenn die Zusammensetzungsamplitude der Fluktuation nicht mehr klein ist, sondern sich dem Unterschied in der Zusammensetzung ΔCα’α“ zwischen den gelösten Stoffen nähert-reiche und gelöste arme Regionen der beiden Phasensysteme (Abb. 3). Die Schwierigkeit ist leicht aus der Kurve der freien Energiezusammensetzung (Fig. 4), da mit Erreichen der Kompositionsschwankung der spinodalen Punkte d2F/dC2 = 0 die treibende Kraft zur weiteren Entmischung durch spinodale Zersetzung verschwindet. Es sollte beachtet werden, dass an den Spinodenpunkten, an denen d2F / dC2 = 0 ist, die Übertragung gelöster Stoffe leicht über die „Grenzfläche“ erfolgt, da das chemische Potential des gelösten Stoffes der Schnittpunkt der Tangente an die freie Energiekurve ist am Spinodenpunkt mit niedriger Zusammensetzung höher als am Spinodenpunkt mit hoher Zusammensetzung. Ditchek und Schwartz diskutierten die Theorie und erweiterten sie über die von Tzakalakos betrachtete einzelne Wellenlänge hinaus auf einen Bereich von Wellenlängen. Für eine einzelne Wellenlänge wächst die Amplitude, bis sie eine kritische Wellenform erreicht, die eine tanh (ßr) -Funktion hat (Cahn und Hilliard).

Das System kann dann seine freie Energie weiter senken, indem es die Wellenzahl auf kleinere Werte stört; Dies reduziert die Gradientenenergie, die einer weiteren Zersetzung entgegensteht. Die Erweiterung von Ditchek und Schwartz auf die Berücksichtigung eines Wellenlängenbereichs ermöglicht es, die Reaktion durch das Wachstum der Amplitude von Wellen mit kleineren Wellenzahlen fortzusetzen. Bei der Anwendung der Analyse auf experimentelle Ergebnisse in spinodal zersetzenden Legierungen sind mehrere Anpassungsparameter erforderlich. Diese berücksichtigen die beim Quench nach der Lösungsbehandlung im einphasigen Bereich entstehenden Ausgangszusammensetzungswellen. Dies ist eine Schwäche in ihrem Test der Theorie, aber dennoch der Vergleich der experimentellen Ergebnisse und der Theorie, dargestellt als die Punkte bzw. die durchgezogenen Linien in Abb. 61, ist ziemlich zufriedenstellend. Die Ergebnisse wurden für eine Cu–10,8at% Ni–3,2at% Sn-Legierung erhalten, die bei 800 °C lösungsbehandelt, auf Raumtemperatur abgeschreckt und dann vor Untersuchung der Zusammensetzungsschwankung für verschiedene Zeiten bei 350 ° C gealtert wurde; ɛ = 0,015 entspricht dem metastabilen Gleichgewichtswert der Zusammensetzungsdifferenz von etwa 2,4at% Sn zwischen den beiden Phasen; die Modulation liegt fast ausschließlich im Zinngehalt. Abbildung 61 zeigt eine zufriedenstellende Übereinstimmung mit der Theorie und darüber hinaus können verschiedene Merkmale der Theorie und der Ergebnisse gesehen werden. Diese Merkmale umfassen das anfängliche Wachstum der Amplitude bei einer festen Wellenlänge, λw = 5 nm (50 Å); die frühe Abweichung vom exponentiellen Wachstum der Amplitude, die vor dem Beginn der Zunahme der dominanten Wellenlänge auftritt. Schließlich ist zu erkennen, daß der schnellere Quench eine zunächst geringere Modulation der Zusammensetzung ergeben hat als der langsamere Quench. In den Cu–Ni-Sn-Legierungen zeigen die zinnreichen Bereiche eine Ordnungsreaktion zu einem DO22-Übergitter in späteren Stadien der Zersetzung.

Abb. 61. Experimentelle Ergebnisse (Punkte) und theoretische Vorhersagen (durchgezogene Linien) für die Amplitude ɛ und die dominante Wellenlänge λ für die spinodale Zersetzung von Cu–Ni–Sn nach langsamen und schnellen Quenches

(nach Ditchek und Schwartz ).Urheberrechte © 1980

In einer hochauflösenden Studie mit der Feld-Ionen-Mikroskopie / Atom–Sonden-Technik konnten Biehl und Wagner die Details der Spinodenzersetzung in einer Legierung aus Cu-2,7 bei% Ti untersuchen. Sie berichteten von einem stetigen Anstieg des Titangehalts der Ti-reichen Regionen im Verlauf der Reaktion bei 350 ° C, was auf einen spinodalen Prozess hindeutet. Dieser Anstieg des Gehalts an gelösten Stoffen, gesättigt bei 20at% Ti, die Zusammensetzung der geordneten Phase, Cu4Ti. Die dominante Wellenlänge wuchs mit der Zeit sowohl während als auch nach der Zeit, in der die Modulation an Größe zunahm, wobei die dominante Wellenlänge der Modulation mit der Reaktionszeit auf die 14-Potenz zunahm. Der Durchmesser einzelner titanreicher Cluster wuchs ebenfalls, in diesem Fall mit der Zeit auf die 13-Potenz, den Zeitexponenten, der für die LSW-Vergröberung sowohl während als auch nach der Änderung des gelösten Gehalts erwartet wird.

Auffällig ist, dass bei der Untersuchung der Zersetzung von Ni–14at% Al durch Wendt , die zuvor in § 2.2 diskutiert wurde.6 war klar, dass die Reaktion in der Nickellegierung viel besser als eine Nukleierungs- und Wachstumsreaktion als als eine spinodale Reaktion beschrieben wurde. Dies wurde beobachtet, da die gelösten Regionen, als sie zuerst entdeckt wurden, die Gleichgewichtszusammensetzung von Ni3Al aufwiesen. Wendt hatte die gleichen Techniken verwendet, FIM / AP, wie Biehl . Es scheint überraschend, dass eine Legierung, deren Zusammensetzung, 14at% Al, der Zusammensetzung des endgültigen Niederschlags ziemlich nahe kommt, ein klares Keimbildungsverhalten zeigen sollte, während das Cu–2.7at% Ti-Legierung, die viel weiter von der Zusammensetzung der geordneten Phase, Cu4Ti, entfernt war, sollte alle Anzeichen einer spinodalen Zersetzung zeigen. Der Unterschied kann darauf zurückzuführen sein, dass in Cu-Ti bei 350 ° C eine sehr andere Form der Kurve der freien Energiezusammensetzung vorliegt als in Ni-Al bei 550 ° C (ihre homologen Temperaturen T / Tm betragen 0,46 bzw. 0,48); Dies wird weiter in § 3.2 diskutiert. Von Alvensleben fand auch durch FIM / AP, dass eine Cu–1,9 at% Ti-Legierung zersetzt sich durch Keimbildung und Wachstum. Der spinodale Punkt scheint also zwischen 1,9 und 2,7 bei% Ti bei 350 ° C zu liegen. Die anschließende Reanalyse durch Von Alvensleben und Wagner zeigte jedoch, dass Cu-1,9 bei% Ti zwar durch einen Keimbildungs-, Wachstums- und Vergröberungsmechanismus zersetzt wurde, § 2.1.5., aber es war weniger sicher, dass die Zersetzung der 2,7% Ti-Legierung durch spinodale Zersetzung erfolgte. Soffa et al. beschriebene FIM / AP-Studien zur spinodalen Zersetzung in Fe-Cu zu Zeiten, in denen die metastabilen kupferreichen Regionen bcc und in allen bcc–Fe-Cr-Legierungen blieben.

Die klassischen elektronenmikroskopischen Untersuchungen der Spinodenzersetzung wurden von Butler und Thomas und von Livak und Thomas unter Verwendung von ternären Cu–Ni–Fe-Legierungen durchgeführt. In der ersten Untersuchung wurde eine symmetrische Zusammensetzung (51,5 at% Cu, 33,5at% Ni, 15at% Fe) nahe dem Zentrum der spinodalen Region untersucht. In der zweiten Studie wurde eine asymmetrische Zusammensetzung (32at% Cu, 45,5at% Ni, 15at% Fe) näher am Rand der spinodalen Region verwendet. In beiden Studien ergänzten Curie-Temperaturmessungen, die sehr empfindlich auf die Zusammensetzung der fe–Ni-reichen Phase reagieren, die Mikroskopie. In den „as-quenched“ -Legierungen waren keine Anzeichen einer Zersetzung zu erkennen, aber da die Streufaktoren der Komponenten in den Cu–Ni–Fe–Legierungen ähnlich sind, sind anfängliche Störungen im Gegensatz zu den von Ditchek und Schwartz verwendeten Cu–Ni-Sn-Legierungen sehr schwer zu erkennen . Butler und Thomas zeigten, dass sich die Wellen entlang < 100> entwickelten, was die elastisch weichsten Richtungen sind. Sie fanden auch heraus, dass die Zweiphasenstruktur zunächst aus stabförmigen Partikeln mit diffusen Grenzflächen bestand, die „Niederschläge“ jedoch planare Grenzflächen mit ausgedehnter Vergröberung entwickelten. Bei langen Alterungszeiten verloren die Grenzflächen durch die übliche Bildung eines Kreuzgitters von Kantenversetzungen ihre Kohärenz.

Butler und Thomas berichteten, dass die Wellenlänge der Modulation sowohl während der späteren Reaktionsstufen als auch früher, während die Curie-Temperatur variierte, mit einer Zeit bis zur Potenz 130 vergröberte. Die Änderung der Curie-Temperatur zeigte eine Variation in der Zusammensetzung der Kupfer-abgereicherten Regionen, das heißt, spinodale Zersetzung trat noch auf. Bei Legierungen, die bei 625 ° C gealtert sind, sind diese gleichzeitigen Änderungen deutlich zu erkennen, Abb. 62a, und diese Ergebnisse bestätigen, dass die Vergröberungsreaktion sowohl während der anfänglichen Zersetzung als auch nach der Zersetzung stattfindet. In ihrer Studie über die asymmetrischen Cu–Ni–Fe-Legierungen, Livak und Thomas gab ähnliche Ergebnisse, aber es gab einige wichtige Unterschiede. Einer dieser Unterschiede war die langsamere Entwicklung der Zusammensetzungsschwankungen; Die Änderung der Curie-Temperatur setzte sich für 100 h bei 625 ° C für die asymmetrische Legierung fort (Abb. 62b) im Unterschied zu nur 1-5 h (Fig. 62a) für die symmetrische Legierung. Diese Unterscheidung ist zu erwarten, da der Wert von d2F / dC2 in Legierungen weg vom Symmetriepunkt kleiner ist. In der asymmetrischen Legierung zeigte sich zudem für fast 10 h bei 625°C kein Wachstum der dominanten Wellenlänge (Fig. 61b), so daß sich auch in der asymmetrischen Legierung eine Vergröberung später zu entwickeln scheint als in der symmetrischen Legierung.

Abb. 62. Variation der Curie-Temperatur und der dominanten Wellenlänge mit der Zeit bei der Alterung bei 625 ° C für zwei Cu–Ni–Fe-Legierungen: (a) die symmetrische Legierung

(nach Butler und Thomas); (b) die symmetrische Legierung mit 320% Cu (nach Livak und Thomas ).Urheberrechte © 1971

In einer wichtigen Erweiterung der Anwendung von TEM auf die spinodale Zersetzung, Sinclair et al. und Wu et al. verwendete hochauflösende Gitterbildgebungstechniken, um die Änderung der Gitterparameter auf einer sehr feinen Skala zu demonstrieren, die in spinodal zersetzenden Legierungen erzeugt wurde. Abbildung 63 zeigt die gemessene Variation des Gitterabstands in einer Cu-29at% Ni, 3at% Cr-Legierung, die bei 700 ° C für 10 min gealtert wurde. Die scheinbare Wellenlänge der Fluktuation, 4,8 ± 0,8 nm, war sehr nahe an der durch Elektronenbeugung erhaltenen, 5 ± 0,5 nm, in derselben Probe. In dieser hochauflösenden Studie wurde deutlich gezeigt, dass die Grenzfläche erwartungsgemäß in den frühen Stadien der Reaktion diffus war und in den späteren Stadien viel schärfer wurde; Das Gitter war dann nicht mehr kontinuierlich.

Abb. 63. Die Variation des Streifenabstands aus Gitterbildern einer spinodal zersetzten Cu–Ni-Cr-Legierung, gealtert bei 700°C für 10 min

(nach Wu et al. ).Urheberrecht © 1978