Текущая версия |
Ваш текст |
Строка 1: |
Строка 1: |
− | '''БАКАЛАВРСКАЯ РАБОТА'''<br>
| + | == Руководитель == |
− | ''Автор работы'': [[Григорьева Полина]]<br>
| + | к.ф.-м.н. Е.Н. Вильчевская |
− | ''Научный руководитель'': [[Елена Вильчевская]]<br>
| + | == Введение == |
| | | |
− | == Введение ==
| |
− | Проблема термического окисления кремния сегодня является одной из важнейших проблем в химии в связи с широким использованием и значимостью технологии кремниевых интегральных схем. Так как объем молекулы диоксида кремния примерно в 2.3 раза больше атома кремния, окисление кремния сопровождается большим увеличением объема. Это значит, что эта проблема принадлежит области механохимии, которая рассматривает химические реакции под действием механических нагрузок.
| |
− | В этой работе будет изучен простейший аналитический пример, позволяющий понять основные идеи, в котором фронт химической реакции распространяется вдоль одной оси и остается плоским внутри всего трехмерного тела. Несмотря на то, что значения для некоторых численных вычислений были взяты из параметров для <math>Si</math>, <math>O_2</math> и <math>SiO_2</math>, полученные теоретические результаты можно использовать для реакций этого типа. Кроме того, базируясь на результатах предшествовавшей работы (1), была решена задача диффузии и были приведены результаты с учетом коэффициента диффузии, зависящего от механических нагрузок.
| |
| | | |
| == Цели == | | == Цели == |
Строка 12: |
Строка 9: |
| *Исследовать влияние зависимости коэффициента диффузии от напряжений. | | *Исследовать влияние зависимости коэффициента диффузии от напряжений. |
| | | |
− | == Постановка задачи: Модель и уравнения == | + | == Постановка задачи: Модель == |
− | Теория кинетики химических реакций основана на концепции химических потенциалов и химического сродства, которые являются линейной комбинацией химических потенциалов веществ, принимающих участие в реакции. В классической теории химический потенциал является скаляром. Однако этот подход действителен только для газов и жидкостей, но редко для твердых тел. Если мы хотим исследовать фазовый переход в деформируемых твердых материалах, нам нужно тензорное выражение для химического потенциала. Это также значит, что химическое сродство тоже станет тензором.
| |
− | В связи с проблемой, описанной в предыдущем разделе, мы рассмотрим химическую реакцию между твердой и газовой компонентами:
| |
| | | |
− | <math>
| |
− | {n_ - }{B_ - } + {n_*}{B_*} \to {n_ + }{B_ + },
| |
− | </math>
| |
| | | |
− | где <math>B_ -</math> и <math>B_ +</math> относятся к деформируемым твердым компонентам, а <math>B_*</math> - к газовой компоненте. Мы считаем, что реакция сконцентрирована около фронта реакции, <math>\Gamma </math>, который разделяет области, занятые <math>B_ -</math> и <math>B_ +</math>. Реакция проистекает и продолжается вследствие диффузии газовой компоненты <math>B_*</math> сквозь образующуюся <math>B_ +</math>. Мы считаем, что весь газ, подходящий к фронту, будет израсходован в химической реакции. Как пример такой реакции, мы можем рассмотреть уравнение, описывающее образование диоксида кремния <math>{Si + O_2} \to {SiO_2}</math>.
| + | == Постановка задачи: Уравнения == |
| | | |
− | Мы считаем, что область, занятая <math>B_ +</math>, является проницаемой для газовой компоненты, которая может свободно диффузировать через твердую компоненту и не вызывать в ней никаких деформаций. Для простоты мы не учитываем эффекты внутреннего трения, влияние реакции на температуру, т.е. мы не реашем задачу теплопроводности, и считаем температуру <math>T</math> параметром модели.
| |
− |
| |
− | Было показано, что нормальная компонента тензора химического сродства может быть вычислена согласно следующей формуле (см.(1)):
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | {A_{nn}} = \frac{{{n_ - }{M_ - }}}{{{\rho _ - }}}\left( {\gamma (T) + {\textstyle{1 \over 2}}{{ \boldsymbol{\sigma }}_{^ - }}:{{ \boldsymbol{\varepsilon }}_{^ - }} - {\textstyle{1 \over 2}}{{ \boldsymbol{\sigma }}_{^ + }}:({{ \boldsymbol{\varepsilon }}_{^ + }} - {{ \boldsymbol{\varepsilon }}_{^{{\rm{ch}}}}}) + {{ \boldsymbol{\sigma }}_{^ + }}:({{ \boldsymbol{\varepsilon }}_{^ + }} - {{ \boldsymbol{\varepsilon }}_{^ - }})} \right) + n_*RT\ln \frac{{c(\Gamma )}}{{{c_*}}}\
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | где <math>{\boldsymbol{\sigma }}_{^ - }^{} = {{\bf{C}}_{^ - }}:{{\boldsymbol{\varepsilon }}_{^ - }}</math> и <math>{{\boldsymbol{\sigma }}_{^ + }} = {{\boldsymbol{C}}_{^ + }}:({{\boldsymbol{\varepsilon }}_{^ + }} - {{\boldsymbol{\varepsilon }}_{^{{\rm{ch}}}}})</math> - тензора напряжений Коши, <math>{{\boldsymbol{C}}_{^ \pm }}</math> являются тензорами жесткости упругих компонент, <math>{{\boldsymbol{\varepsilon }}_{^ \pm }}</math> - тензора деформации, <math>c(\Gamma )</math> - концентрация газа на фронте реакции, <math>c_*</math> - растворимость газовой компоненты в сформированном материале <math>B_ +</math>. Также мы относим деформации химических превращений к <math>{{\bf{\varepsilon }}_{^{{\rm{ch}}}}}</math> и считаем, что эти деформации изотропны в объеме, т.е. <math>{{ \boldsymbol{\varepsilon }}_{^{{\rm{ch}}}}} = {\varepsilon _{^{{\rm{ch}}}}}\boldsymbol{I}</math> , где <math>\boldsymbol{I}</math> - единичный тензор. Параметр <math>\gamma (T)</math> отвечает за отсчетные уровни химических энергий. Если температура <math>Т</math> дана, <math>\gamma (T)</math> является параметром модели (более подробно см. (2), (3)).
| |
− |
| |
− | Если мы заменим скалярную величину химического сродства нормальной компонентой тензора химического сродства, скорость на элементе поверхности с нормалью <math>\boldsymbol{n}</math> будет определяться выражением:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | {\omega _n} = \omega \left\{ {1 - \exp \left( { - \frac{{{A_{nn}}}}{{RT}}} \right)} \right\},
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | где <math>\omega = {k_*}c</math> - скорость прямой химической реакции, <math>{k_*}</math> является кинетической константой скорости химической реакции. Тогда из баланса массы на фронте реакции, <math>n_-M_-\omega=\rho_-V</math>, <math>V</math> - нормальная компонента скорости распространения химического фронта, следует, что :
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | V = \frac{{{n_ - }{M_ - }}}{{{\rho _ - }}}\omega \left\{ {1 - \exp \left( { - \frac{{{A_{nn}}}}{{RT}}} \right)} \right\}.
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Фронт реакции продвигается, только если <math>A_{nn}>0</math>. Тогда из уравнения <math>A_{nn}=0</math> мы можем найти равновесную концентрацию <math>c_{eq}</math> на фронте реакции:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | \frac{{{n_ - }{M_ - }}}{{{\rho _ - }}}\left( {\gamma (T) + {\textstyle{1 \over 2}}{{\boldsymbol{\sigma }}_{^ - }}:{{\boldsymbol{\varepsilon }}_{^ - }} - {\textstyle{1 \over 2}}{{\boldsymbol{\sigma }}_{^ + }}:({{\boldsymbol{\varepsilon }}_{^ + }} - {{\boldsymbol{\varepsilon }}_{^{ch}}}) + {{\boldsymbol{\sigma }}_{^ + }}:({{\boldsymbol{\varepsilon }}_{^ + }} - {{\boldsymbol{\varepsilon }}_{^ - }})} \right) + {n_*}RT\ln \frac{{{c_{{\rm{eq}}}}}}{{{c_*}}} = 0.
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Вводя эту равновесную концентрацию, мы можем переписать <math>A_{nn}</math> вблизи химического равновесия как <math>{A_{nn}} = {n_*}RT\left( {\frac{{c(\Gamma )}}{{{c_{{\rm{eq}}}}}} - 1} \right)</math>. Следовательно, мы можем переписать и формулу для скорости распространения реакции:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | V = \frac{{{n_ - }{M_ - }}}{{{\rho _ - }}}{k_*}{n_*}(c(\Gamma ) - {c_{{\rm{eq}}}}).
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Концентрация газовой компоненты на фронте химической реакции <math>c(\Gamma )</math> может быть найденa из второго закона Фика для диффузии:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | \frac{{\partial c}}{{\partial t}} = \nabla \cdot (D\nabla c)
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Мы считаем, что процесс диффузии не зависит от времени. Тогда уравнение принимает вид:
| |
− | <math>
| |
− | \nabla \cdot (D\nabla c)=0.
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Граничными условиями являются:
| |
− | <math>
| |
− | D{\left. {\nabla \cdot c} \right|_\Omega } + \alpha ({c_*} - {\left. c \right|_\Omega }) = 0,\quad D{\left. {\nabla \cdot c} \right|_\Gamma } + {n_*}^2{k_*}(c(\Gamma ) - {c_{{\rm{eq}}}}) = 0.
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Первое условие следует из условия баланса массы на внешней границе тела <math>\Omega</math>, <math>\alpha</math> - константа скорости растворения молекул газа в новом материале. Второе условие следует из условия баланса массы на фронте реакции <math>\Gamma</math>.
| |
− | Определение коэффициента диффузии используется согласно (4). Коэффициент диффузии может быть подсчитан по следующей формуле:
| |
− | <math>
| |
− | D = {D_0}{e^{ - p{V_d}/kT}}, D < {D_{{\rm{max}}}}
| |
− | </math>
| |
− | где за <math>p = - {\textstyle{1 \over 3}}\left( {\sigma _{11}^ + + \sigma _{22}^ + + \sigma _{33}^ + } \right)</math> обозначено давление на фронте реакции, <math>T</math> - температура системы, <math>V_d</math> - объем, занимаемый молекулой, и <math>k</math> - температурная постоянная Больцмана. Кроме того, величина <math>D_{{\rm{max}}}/D</math>, варьируется от 1.1 до 2 в зависимости от температуры.
| |
− | Итак, задача сводится к следующим пунктам: сначала мы находим <math>c_{{\rm{eq}}}</math>. Далее, мы находим <math>c(\Gamma )</math> из задачи диффузии и затем, окончательно, подставляем полученные значения в формулу для нормальной компоненты скорости.
| |
| | | |
| == Решение для различных видов механических нагрузок == | | == Решение для различных видов механических нагрузок == |
− | В этом разделе мы представим аналитическое решение задачи для простейшей геометрии. Станем рассматривать трехмерный прямоугольный параллелепипед: <math>{x_1} \in \left[ { - {l_1},{l_1}} \right], \qquad {x_2} \in \left[ { - {l_2},{l_2}} \right], \qquad {x_3} \in \left[ { - {0},{H}} \right]</math> с реакцией, распространяющейся в направлении оси <math>x_3</math> и фронтом реакции, представленным плоскостью <math>x_3 = h</math>. Считаем, что концентрация не зависит от координат <math>x_1</math> и <math>x_2</math>, поэтому <math>c=c(x_3)</math>, <math>c(\Gamma)=c(h)</math>.
| |
− | [[File:drawing.png|500px]]
| |
− |
| |
| | | |
− | Будет изучено два случая механической нагрузки:
| |
− | первый, перемещения на поверхности тела заданы, и второй, напряжения на поверхности заданы.
| |
| | | |
− | Считаем, что нам даны перемещения, которые приложены к телу следующим образом:
| |
| | | |
| + | == Учет зависимости коэффициента диффузии от напряжений == |
| | | |
− | <math>u_1^{{ + \mathord{\left/
| |
− | {\vphantom { + - }} \right.
| |
− | } - }}\left( {{x_1} = \pm {l_1},\;\;{x_2} \in \left[ { - {l_2},{l_2}} \right],\;\;{x_3} \in \left\{ \begin{array}{l}
| |
− | \left( {0,h} \right){\rm{if }} + \\
| |
− | \left( {h,H} \right){\rm{if }} -
| |
− | \end{array} \right.} \right) = u_1^0\nonumber\\
| |
− | u_2^{{ + \mathord{\left/
| |
− | {\vphantom { + - }} \right.
| |
− | } - }}\left( {{x_1} \in \left[ { - {l_1},{l_1}} \right],\;\;{x_2} = \pm {l_2},\;\;{x_3} \in \left\{ \begin{array}{l}
| |
− | \left( {0,h} \right){\rm{if }} + \\
| |
− | \left( {h,H} \right){\rm{if }} -
| |
− | \end{array} \right.} \right) = u_2^0
| |
− | </math>
| |
− | Тогда деформации равномерно распределены по всему телу:
| |
| | | |
− | <math>
| |
− | \varepsilon _{11}^ - = \;\varepsilon _{11}^ + = \varepsilon _{11}^0 = \frac{{u_1^0}}{{{l_1}}}, \qquad \varepsilon _{22}^ - = \;\varepsilon _{22}^ + = \varepsilon _{22}^0 = \frac{{u_2^0}}{{{l_2}}}
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Сдвиговые деформации отсутствуют, т.е. <math>\varepsilon _{ij}^ \pm = 0,i \ne j</math>.
| |
− |
| |
− | Считаем, что напряжения по оси <math>x_3</math> отсутствуют, т.е. имеем дело с плосконапряженной задачей.
| |
− | Тогда из закона Гука можем вычислить оставшиеся напряжения и деформации:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | \varepsilon _{33}^ - = - \frac{{{\lambda ^ - }}}{{{\lambda ^ - } + 2{\mu ^ - }}}(\varepsilon _{11}^0 + \varepsilon _{22}^0)
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | \sigma _{11}^ - = {\lambda ^ - }\left( {\varepsilon _{11}^0 + \varepsilon _{22}^0 - \frac{{{\lambda ^ - }}}{{{\lambda ^ - } + 2{\mu ^ - }}}(\varepsilon _{11}^0 + \varepsilon _{22}^0)} \right) + 2{\mu ^ - }\varepsilon _{11}^0\nonumber\\
| |
− |
| |
− | \sigma _{22}^ - = {\lambda ^ - }\left( {\varepsilon _{11}^0 + \varepsilon _{22}^0 - \frac{{{\lambda ^ - }}}{{{\lambda ^ - } + 2{\mu ^ - }}}(\varepsilon _{11}^0 + \varepsilon _{22}^0)} \right) + 2{\mu ^ - }\varepsilon _{22}^0
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Для региона "+":
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | {\varepsilon _{33}}^ + = \frac{{{\textstyle{2 \over 3}}{\mu ^ + } - {k^ + }}}{{{k^ + } + {\textstyle{4 \over 3}}{\mu ^ + }}}\left( {\varepsilon _{11}^0 + \varepsilon _{22}^0} \right) + \frac{{3{k^ + }}}{{{k^ + } + {\textstyle{4 \over 3}}{\mu ^ + }}}{\varepsilon _{{\rm{ch}}}}
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | \sigma _{11}^ + = {\lambda ^ + }\left( {\varepsilon _{11}^0 + \varepsilon _{22}^0 - \frac{{{\lambda ^ + }}}{{{\lambda ^ + } + 2{\mu ^ + }}}\left( {\varepsilon _{11}^0 + \varepsilon _{22}^0} \right) + \frac{{3{k^ + }}}{{{\lambda ^ + } + 2{\mu ^ + }}}{\varepsilon _{{\rm{ch}}}}} \right) + 2{\mu ^ + }\varepsilon _{11}^0 - 3{k^ + }{\varepsilon _{{\rm{ch}}}}\nonumber\\
| |
− |
| |
− | \sigma _{22}^ + = {\lambda ^ + }\left( {\varepsilon _{11}^0 + \varepsilon _{22}^0 - \frac{{{\lambda ^ + }}}{{{\lambda ^ + } + 2{\mu ^ + }}}\left( {\varepsilon _{11}^0 + \varepsilon _{22}^0} \right) + \frac{{3{k^ + }}}{{{\lambda ^ + } + 2{\mu ^ + }}}{\varepsilon _{{\rm{ch}}}}} \right) + 2{\mu ^ + }\varepsilon _{22}^0 - 3{k^ + }{\varepsilon _{{\rm{ch}}}}
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Для удобства расчетов с значениями параметров конкретного материала перейдем к модулю Юнга, <math>E</math>, и коэффициенту Пуассона, <math>\nu</math>, и запишем выражение для функции напряжений, входящей в состав выражения для вычисления <math>c_{eq}</math>:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | \left( {{\boldsymbol\sigma _ - }:{\boldsymbol\varepsilon _ - } - {\boldsymbol\sigma _ + }:{\boldsymbol\varepsilon _ + } + {\boldsymbol\sigma _ + }:{\boldsymbol\varepsilon _{{\rm{ch}}}}} \right) =\nonumber\\
| |
− | \left( {\frac{{{E_ - }}}{{1 - \nu _ - ^2}} - \frac{{{E_ + }}}{{1 - \nu _ + ^2}}} \right)\mathop {\varepsilon _{11}^0}\nolimits^2 + \left( {\frac{{{E_ - }}}{{1 - \nu _ - ^2}} - \frac{{{E_ + }}}{{1 - \nu _ + ^2}}} \right)\mathop {\varepsilon _{22}^0}\nolimits^2 +
| |
− | {2\left( {\frac{{{\nu _ - }{E_ - }}}{{1 - \nu _ - ^2}} - \frac{{{\nu _ + }{E_ + }}}{{1 - \nu _ + ^2}}} \right)\varepsilon _{11}^0\varepsilon _{22}^0 + \frac{{2{E_ + }}}{{\left( {1 - \nu _ + ^{}} \right)}}\varepsilon _{{\rm{ch}}}^{}(\varepsilon _{11}^0 + \varepsilon _{22}^0) - \frac{{2{E_ + }}}{{\left( {1 - \nu _ + ^{}} \right)}}\varepsilon _{{\rm{ch}}}^2}
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Реакция идет только при <math>{A_{nn}} > 0</math>. Следовательно, при отсутствии внешних деформаций <math>\varepsilon _{11}^0 = 0,\;{\rm{ }}\varepsilon _{22}^0 = 0</math> и при <math>{c_{{\rm{eq}}}} = {c_*}</math> реакция может идти только при:
| |
− | <math>
| |
− | \gamma > {\gamma _*} = \frac{{{E_ + }}}{{1 - {{\rm{\nu }}_ + }}}\varepsilon _{{\rm{ch}}}^2
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | В этом случае выражение для коэффициента диффузии примет вид :
| |
− | <math>
| |
− | D = {D_0}{e^{\left( {\frac{{{E_ + }}}{{3(1 - \nu _ + )}}\left( {\varepsilon _{11}^0 + \varepsilon _{22}^0 - 2{\varepsilon _{{\rm{ch}}}}} \right)} \right){V_d}/kT}}
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | <math>D</math> не зависит от координаты <math>x_3</math>, поэтому уравнение диффузии примет вид:
| |
− | <math>
| |
− | {\rm{\Delta }}c = 0\;\quad \Rightarrow \quad \frac{{{\partial ^2}c}}{{\partial x_3^2}} = 0
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Решением этого уравнения будет линейная функция <math>c = A{x_3} + B</math>. Из граничных условий можно найти константы <math>A</math> и <math>B</math>. В итоге, функция концентрации будет выглядеть следующим образом:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | c = \;\frac{{D\alpha {c_*} + {n_*}^2{k_*}\alpha h{c_*} - D{n_*}^2{k_*}{c_{{\rm{eq}}}} - \alpha {n_*}^2{k_*}\left( {{c_*} - {c_{{\rm{eq}}}}} \right){x_3}}}{{\left( {D\alpha + {n_*}^2{k_*}\alpha h - D{n_*}^2{k_*}} \right)}}
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Подставляя полученное выражение в уравнение для скорости распространения реакции, окончательно получим:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | V = \frac{{{n_ - }{M_ - }{n_*}{k_*}D\alpha {c_*}(1 - \frac{{{c_{{\rm{eq}}}}}}{{{c_*}}})}}{{{\rho _ - }\left( {D\alpha + {n_*}^2{k_*}\alpha h - D{n_*}^2{k_*}} \right)}}
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | В случае заданных усилий на поверхности можно найти напряжения <math>\sigma _{11}^0,\sigma _{22}^0</math>, отвечающие условиям баланса сил и моментов:
| |
− | <math>
| |
− | \int\limits_0^H {\sigma _{11}^0} d{x_3} = \int\limits_0^h {{{\left. {\sigma _{11}^ + } \right|}_{{x_1} = {l_1}}}} d{x_3} + \int\limits_h^H {{{\left. {\sigma _{11}^ - } \right|}_{{x_1} = {l_1}}}} d{x_3}, \nonumber\\\int\limits_0^H {\sigma _{22}^0} d{x_3} = \int\limits_0^h {{{\left. {\sigma _{22}^ + } \right|}_{{x_2} = {l_2}}}} d{x_3} + \int\limits_h^H {{{\left. {\sigma _{22}^ - } \right|}_{{x_2} = {l_2}}}} d{x_3}\nonumber\\
| |
− | \int\limits_0^H {{x_3}\sigma _{11}^0} d{x_3} = \int\limits_0^h {{{\left. {{x_3}\sigma _{11}^ + } \right|}_{{x_1} = {l_1}}}} d{x_3} + \int\limits_h^H {{{\left. {{x_3}\sigma _{11}^ - } \right|}_{{x_1} = {l_1}}}} d{x_3}, \nonumber\\\int\limits_0^H {{x_3}\sigma _{22}^0} d{x_3} = \int\limits_0^h {{{\left. {{x_3}\sigma _{22}^ + } \right|}_{{x_2} = {l_2}}}} d{x_3} + \int\limits_h^H {{{\left. {{x_3}\sigma _{22}^ - } \right|}_{{x_2} = {l_2}}}} d{x_3}
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Чтобы найти напряжения из закона Гука, сделаем предположение, что <math>\varepsilon _{11}^{{\raise0.5ex\hbox{$\scriptstyle + $}
| |
− | \kern-0.1em/\kern-0.15em
| |
− | \lower0.25ex\hbox{$\scriptstyle - $}}} = A_1^{{\raise0.5ex\hbox{$\scriptstyle + $}
| |
− | \kern-0.1em/\kern-0.15em
| |
− | \lower0.25ex\hbox{$\scriptstyle - $}}}{x_3} + B_1^{{\raise0.5ex\hbox{$\scriptstyle + $}
| |
− | \kern-0.1em/\kern-0.15em
| |
− | \lower0.25ex\hbox{$\scriptstyle - $}}}, {\rm{ }}\varepsilon _{22}^{{\raise0.5ex\hbox{$\scriptstyle + $}
| |
− | \kern-0.1em/\kern-0.15em
| |
− | \lower0.25ex\hbox{$\scriptstyle - $}}} = A_2^{{\raise0.5ex\hbox{$\scriptstyle + $}
| |
− | \kern-0.1em/\kern-0.15em
| |
− | \lower0.25ex\hbox{$\scriptstyle - $}}}{x_3} + B_2^{{\raise0.5ex\hbox{$\scriptstyle + $}
| |
− | \kern-0.1em/\kern-0.15em
| |
− | \lower0.25ex\hbox{$\scriptstyle - $}}}</math>, и что <math>
| |
− | \sigma_{33}=0</math>.
| |
− |
| |
− | Из-за условий неразрывности мы получим, что <math>A_{1,2}^ + = A_{1,2}^ - = {A_{1,2}},{\rm{ }}B_{1,2}^ + = B_{1,2}^ - = {B_{1,2}}</math>. В этом случае напряжения будут выглядеть следующим образом:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | \sigma _{11}^ - = \frac{{{E_ - }}}{{1 - {\rm{\nu }}_ - ^2}}\left( {\left( {{A_1} + {\rm{\nu }}_ - {A_2}} \right){x_3} + {B_1} + {\rm{\nu }}_ - {B_2}} \right)\nonumber\\
| |
− | \sigma _{22}^ - = \frac{{{E_ - }}}{{1 - {\rm{\nu }}_ - ^2}}\left( {\left( {{\rm{\nu }}_ - {A_1} + {A_2}} \right){x_3} + {\rm{\nu }}_ - {B_1} + {B_2}} \right)\nonumber\\
| |
− | \sigma _{11}^ + = \frac{{{E_ + }}}{{1 - {\rm{\nu }}_ + ^2}}\left( {\left( {{A_1} + {\rm{\nu }}_ + {A_2}} \right){x_3} + {B_1} + {\rm{\nu }}_ + {B_2}} \right) - \frac{{{E_ + }}}{{1 - {\rm{\nu }}_ + ^{}}}{\varepsilon _{{\rm{ch}}}}\nonumber\\
| |
− | \sigma _{11}^ + = \frac{{{E_ + }}}{{1 - {\rm{\nu }}_ + ^2}}\left( {\left( {{\rm{\nu }}_ + {A_1} + {A_2}} \right){x_3} + {\rm{\nu }}_ + {B_1} + {B_2}} \right) - \frac{{{E_ + }}}{{1 - {\rm{\nu }}_ + }}{\varepsilon _{{\rm{ch}}}}
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Константы <math>A_1, A_2, B_1, B_2</math> можно найти из уравнений баланса. Функцию напряжений можно найти, заменив <math>\varepsilon_{11}</math> и <math>\varepsilon_{22}</math> на <math>\varepsilon _{11} = A_1{x_3} + B_1,{\rm{ }}\varepsilon _{22} = A_2{x_3} + B_2</math> соответственно.
| |
− | При постоянном коэффициенте диффузии, проводя вычисления, аналогичные предыдущему пункту, получим, что <math>V\sim(1-\frac{c_{\rm{eq}}}{c_*})</math>.
| |
− | Если коэффициент диффузии зависит от напряжений, то в данном случае он принимает следующий вид:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | D = {D_0}{{\rm{e}}^{\left( {\frac{{{E_ + }}}{{3(1 - {{\rm{\nu }}_ + })}}\left( {\left( {{A_1} + {A_2}} \right){x_3} + \left( {{B_1} + {B_2} - 2{\varepsilon _{{\rm{ch}}}}} \right)} \right)} \right){V_d}/kT}} \Rightarrow D = {D_0}{{\rm{e}}^{\widetilde A{x_3} + \widetilde B}}
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Тогда задача диффузии запишется следующим образом:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | \frac{\partial }{{\partial {x_3}}}\left( {{D_0}{e^{\widetilde A{x_3} + \widetilde B}}\frac{{\partial c}}{{\partial {x_3}}}} \right) = 0\;\quad \Rightarrow \quad \frac{{{{\rm{d}}^2}c}}{{{\rm{d}}{x_3}^2}} + \widetilde A\frac{{{\rm{d}}c}}{{{\rm{d}}{x_3}}} = 0
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Решением этого уравнения будет функция <math>c = {c_1}{e^{ - \widetilde A{x_3}}} + {c_2}</math>, с граничными условиями, которые будут выглядеть как:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | - {D_0}{e^{\widetilde B}}\widetilde A{c_1} + \alpha ({c_*} - {c_1} - {c_2}) = 0,\qquad - {D_0}{e^{\widetilde B}}\widetilde A{c_1} + {n_*}^2{k_*}({c_1}{e^{ - \widetilde Ah}} + {c_2} - {c_{{\rm{eq}}}}) = 0
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Окончательно, концентрация будет выглядеть следующим образом:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | c = \frac{{\alpha {c_*}{n_*}^2{k_*}(1 - \frac{{{c_{{\rm{eq}}}}}}{{{c_*}}}){e^{ - \widetilde A{x_3}}} + {D_0}{e^{\widetilde B}}\widetilde A{c_*}\left( {\alpha + {n_*}^2{k_*}\frac{{{c_{{\rm{eq}}}}}}{{{c_*}}}} \right) + \alpha {n_*}^2{k_*}{c_*}(\frac{{{c_{{\rm{eq}}}}}}{{{c_*}}} - {e^{ - \widetilde Ah}})}}{{{D_0}{e^{\widetilde B}}\widetilde A\left( {\alpha + {n_*}^2{k_*}} \right) + \alpha {n_*}^2{k_*}(1 - {e^{ - \widetilde Ah}})}}
| |
− | </math>
| |
− |
| |
− | Скорость в этом случае запишется согласно следующей формуле:
| |
− |
| |
− | <math>
| |
− | V = \frac{{{n_ - }{M_ - }}}{{{\rho _ - }}}\frac{{{D_0}{e^{\widetilde B}}\widetilde A\alpha {c_*}{k_*}{n_*}\left( {1 - \frac{{{c_{{\rm{eq}}}}}}{{{c_*}}}} \right)}}{{{D_0}{e^{\widetilde B}}\widetilde A\left( {\alpha + {n_*}^2{k_*}} \right) + \alpha {n_*}^2{k_*}(1 - {e^{ - \widetilde Ah}})}}
| |
− | </math>
| |
| | | |
| == Результаты == | | == Результаты == |
| | | |
| == Список литературы == | | == Список литературы == |
− | 1) Freidin, A.B., Vilchevskaya, E. N., Korolev, I. K.: Stress-assist chemical reactions front propagation in deformable solids. International Journal of Engineering Science, 83 (2014), pp. 57-75.
| |
− |
| |
− | 2) Prigogine, I., Defay, R.: Chemical thermodynamics. London: Longmans, Green, 1954.
| |
− |
| |
− | 3) Thermodynamic theory of structure, stability and fluctuation. Wiley Interscience, London, 1971, pg. 50.
| |
− |
| |
− | 4) Ming-Tzer Lin.: Stress effects and oxidant diffusion in the planar oxidation. (1999). Thesis and Dissertation, Lehigh University. Paper 594
| |
− |
| |
− | 5) B.E.Deal, A.S. Grove: General relationship for the thermal oxisation of Silicon. Journal of Applied Physics, vol.36(12), December 1965.
| |