第五章位錯與向錯

第五章

位錯與向錯金屬物理位錯和向錯是兩種典型的線缺陷。嚴重的原子錯排僅出現(xiàn)于沿位錯線或向錯線近旁甚小的區(qū)域內，遠離處只存在彈性畸變。2/2/20231純粹的彈性體內部不存在內應力。而實際上許多物體即使不受外力作用也可能存在內應力。如果在連續(xù)介質內部沿任意面剖開，外應力使剖面的兩岸作相對位移，去除重疊部分、空隙處填以同種材料后完整地膠合起來，然后撤去外應力，則此物體必然會存在內應力。對于任意相對位移，剖面是彈性場中的奇面，除非相對位移被加上如下的限制條件(Weingartenrule)：U(r)=g+wr。其中g代表剛體式平移，w為剛體式旋轉，r為矢徑，原點取在剖面上。這樣，剖面上的應力和應變具有連續(xù)性。但剖面上的應力無論相對位移多小均為無窮大。為此沿周界挖一個空心管道，包含在空心管道內的小區(qū)域就是位錯線或向錯線。2/2/20232Volterra在二十世紀初提出的線缺陷模型：只有剛性平移構成位錯線，僅有旋轉構成向錯線。與軸垂直平移的兩種情況其幾何特征相同，定義為刃型位錯；與軸平行的平移得螺型位錯。繞圓盤軸旋轉造成的是楔型向錯,繞與盤軸垂直的軸旋轉所得的則是扭型向錯。2/2/20233位錯是晶體中最為常見的缺陷之一，有較成熟的理論和大量的實驗研究結果．是本章的重點。由于晶體中的旋轉對稱性最多為六重對稱，即使形成楔角最小的向錯也得使剖面兩岸作600旋轉，這在大塊晶體中是不可能的。但某些特殊情況下出現(xiàn)向錯的情況不斷被人們發(fā)現(xiàn)，但在所有液晶材料中向錯都是很常見的線缺陷，這些將在本章最后作簡單介紹。2/2/202345.1晶體中位錯的幾何特征在連續(xù)彈性介質乎產(chǎn)生位錯的過程，看上去似乎是人為的，實質上是晶體中實際形成位錯過程的一種模擬。例如，晶體中大量的過飽和點缺陷可以聚集成盤，空位盤相當于局部取走一層多余介質，填隙盤相當于局部填進一層介質，空位盤的崩場和填隙盤撐開兩側晶面則相當于剖面兩岸的相對位移，最終形成的是位錯環(huán)(如圖5-2c).2/2/20235但晶體中的位錯與連續(xù)介質模型中的位錯有著差別：介質中位錯相對平移是任意的，晶體中的平移則受平移對稱性的限制，只能是點陣平移矢量；介質中位錯核心是空心管道，晶體中一般不是空心的而是分立的原子的特殊錯排組態(tài)：介質中形成位錯的剖面可以是任意形狀，而晶體中形成位錯時，常常與某些特定晶面相關。2/2/202362/2/20237對于刃型位錯而言，其幾何特征是它的柏格斯矢量垂直于位錯線。正由于此，可以發(fā)現(xiàn)在所有包含位錯線的晶面中，只有同時包含其柏格斯矢量的晶面是完整的，該晶面稱刃型位錯的滑移面；其余晶面都將終止于位錯線k，其中垂直于滑移面的半原子面稱攀移面?；泼媾室泼?screw_dislocation.gif2/2/20238對于螺型位錯面言，其柏格斯矢量平行于位錯線．而原子面則是構成了繞位錯線的一個連續(xù)的螺錈面。由于螺錈面可以是右螺旋的，也可以是左螺旋的，按照弗蘭克慣例，它們的柏格斯矢量前者與位錯線平行，而后者反平行，我們分別稱其為正、負螺型位錯．2/2/20239刃型位錯運動的原子示意圖2/2/202310位錯的運動—滑移和攀移滑移面的確定性：對刃型位錯是唯一的，對螺型位錯可以有多個，但由晶體的各向異性決定。一般是密排面或較密排面。2/2/202311理想完整晶體中要使晶面間作整體的相對滑動，大約需要高達切變模量的1/10的外應力。這在實踐過程中是不太可能的。于是人們設想圖5-4中的位錯模型，這樣的位錯從現(xiàn)有的位置移動到相鄰的類同位置，只需少數(shù)原子作一些位置調整，位錯連續(xù)作這樣的移動并掃過整個晶體，則完成整個晶面間的相對滑動，最終實現(xiàn)塑性形變。這一過程只需甚小的外切應力，在塑性較好的金屬材料中，實測的臨界切應力與對含位錯晶體的理論計算值是相當接近的，僅為10-4-10-5G上下。Disloc2/2/2023122/2/202313不管位錯線周圍有多么嚴重的局部畸變，以致不能看作是嚴格的虎克位移，但位錯線核心區(qū)以外的所有晶面仍然是匹配的，位錯所致晶格畸變可以用線性彈性理論來處理。直線螺型位錯的應力場比較簡單。平行于位錯線的相對位移是在外徑為r1內徑為ro的圓筒中由單純的切變產(chǎn)生的。對于各向同性介質而言．切應變在位錯線周圍是均勻分布的，平行于軸線且具有軸對稱特征，因而切應變與無關，而有：切應力5.2位錯的彈性性質2/2/2023142/2/2023152/2/202316Geometryofstressandstrainfieldssurrounding(a)anedgeand(b)screwdislocation2/2/202317邦德(W．L．Bond)等和英頓博姆等用紅外偏光顯微法測得的相應應力場分布確與上述結果大致相符。圖5-7展示了YAG晶體中刃型位錯應力場在正交偏光下的雙折射圖像，至少顯示了四種不同柏格斯矢量的位錯。2/2/202318在已知位錯應力場的情況下，根據(jù)應力場下彈性畸變能密度：其中dV＝2rdr，將之對整個晶體積分，即可求得位錯的彈性畸變能。對于單位長度的位錯線而言，螺型與刃型位錯分別為：通常每原子長度位錯線的彈性能量約為10eV。下節(jié)課還將對位錯核心區(qū)的結構和能量進行討論，結果表明核心能僅為彈性能的10％-20％。因此通常以彈性能的大小大致代表位錯線的總能量。2/2/202319如果假定r1為實際晶體中“嵌鑲塊”或位錯網(wǎng)的尺度，即單個位錯線應力場所展布的范圍，約為10-4cm，則單位長度位錯線的能量可近似表為：

W=Gb2。位錯線能量與b的平方成正比,這一關系啟示我們,晶體中最常見的位錯應是為最短點陣矢量的位錯,若有可能,矢量較大的位錯線以分解為兩個或兩個以上小伯格斯矢量的位錯。由于位錯線的總能量正比于其長度，因而位錯線有縮短其長度的趨勢，從而造成了位錯的線張力，通常以Td＝Gb2/2作為其粗略估計值。2/2/2023205.3位錯核心結構對位錯核心區(qū)內原子確切位置的計算相當困難，對少數(shù)特殊結構晶體中特種位錯類型的計算機數(shù)值計算也很難作為普遍討論的依據(jù)。這里采用較定性的方法來說明一些問題。其中引入了位錯寬度這一參量。位錯寬度的概念是基于位錯兩側原子沿滑移面的相對位移從零到b不是突變而是漸變，通常以相對位移量從b／4到3b／4的區(qū)域界定位錯寬度。2/2/202321刃型位錯滑移面上下兩側的原子面內原子位移雖顯著，其一側原子列受到壓縮，另一側原子列則是伸張。如果這種應變較均勻地散布在每個原子列上，則總的彈性畸變能將會較小，這一因素必將使位錯寬度增大；然而這時滑移面兩側原子間錯排(指相對位移甚大)范圍增大，總錯排能也將會增大，這一因素必將促使位錯寬度減小。當這兩個效應相反的因素達到平衡時，位錯寬度將被確定。2/2/202322共價鍵的晶體中．鍵的強方向性使錯排能的因素較彈性畸變能有大得多的影響，位錯較窄；金屬晶體中，金屬鍵的無方向性使錯排對位錯能量的影響相對較弱，位錯較寬。位錯寬度對晶體塑性性質的重要影響。位錯易動是位錯理論的基礎，但并非運動無阻力。位錯的彈性能不隨位錯位置而變，不造成對位錯滑移起動的阻力，但位錯核心的錯排能可隨位置而變，從而引起對位錯滑移的阻力。2/2/202323設想簡單立方點陣中的一直線刃型位錯，開始時處于對稱的平衡位置。當位錯相對于點陣向右側滑移時．如果以a/b記其滑移量，則在此期間將經(jīng)由不對稱位置到達a=1/2的另一對稱位置，再經(jīng)由不對稱位置而到達a=1的平衡位置，并以此規(guī)律運動下去。顯然，位錯的錯排能應是滑移量的周期函數(shù)，其周期為b。2/2/202324派耳斯與納巴羅提出了一個關于刃型位錯的較粗糙的點陣模型，具體計算了滑移面兩側原子相對位移的解析表達式：其中ζ為位錯的半寬度，其值為：以此為出發(fā)點，計算得位錯錯排能隨其在點陣中位置的變化：一項與a無關，即，可以作為錯排能的近似值，較位錯彈性能Gb2小得多。第二項絕對值不大，但是位置的周期函數(shù)。其峰谷差就是位錯運動的激活能（派耳斯能）2/2/202325派耳斯阻力則表示為在a=b的點陣中．若υ=0.3，則FM＝3.6x10-4G，較理論屈服應力小得多，較近于實測的10-5G?？梢钥闯觯瓶梢砸穰AB和FM甚大的甚至是數(shù)量級的差異，此外，位錯柏格斯矢量的大小對此也有重大影響。一般金屬的位錯較寬，共價晶體和含較強共價成分的晶體中位錯較窄．這就是前者塑性好，后者只在高溫時才有一定塑性的物理根源。許多具有復雜結構的氧化物晶體，如石榴石、鈮酸鋰等甚至在高溫也很難滑移，則是由于它們點陣參數(shù)大，位錯具有大柏格斯矢量的緣故。2/2/2023262/2/202327當位錯線偏離滑移面時，位錯線上將出現(xiàn)一系列割階，位錯的攀移運動也可以借助于割階沿位錯線的運動來實現(xiàn)．可大大降低攀移運動所需的驅動力。還須注意的是非金屬晶體中的位錯帶電問題。共價半導體中位錯處原子配位數(shù)變化而出現(xiàn)的懸鍵，相當于一個受主，位錯核心處的一整列懸鍵顯然將極大地影響半導體材料的電學性質。而在離子晶體中，刃型位借的半原子面若終止于同類離子列，則位錯將帶有高密度的同類電荷，也將對晶體的電學和光學等性質產(chǎn)生重要的影響。攀移面的位移稱為攀移2/2/2023285．4位錯與其他缺陷之間的交互作用位錯與位錯間，位錯與其他晶體缺陷，如空位、填隙原子、溶質原子、自由表面及面缺陷間，可以通過彈性場或靜電場發(fā)生交互作用．使其對晶體物理性質的影響變得更為復雜，是我們詮釋許多物理現(xiàn)象所必須了解的。位錯與缺陷彈性交互作用的問題可看成是缺陷應力場中的位錯受力問題。當含位錯晶體受到足夠大外應力作用時，位錯將發(fā)生滑移或攀移運動，使晶體發(fā)生形變，我們說外應力對晶體作了功。而位錯則相當于受到了一個力的作用。如果將此所作之功除以位錯運動的距離即可求得該力的大小。2/2/202329設想柏格斯矢量為b的位錯線元dl受到滑移面內沿b方向的切應力的作用而向前運動了ds的距離，則晶體的切位移為，該面A受力A，故所作之功為這也等于位錯線元dl滑移ds距離中位錯所受力所作之功，因此作用于單位長度位錯線上的滑移力為Fs=dW/dlds=b。它不是位錯處原子實際所受的作用力，而是一種組態(tài)力，它沿整個位錯線都與線方向垂直，且指向位錯滑移面的未滑移方向。同樣．應力場作用于單位長度位錯線上的攀移力Fc=b決定于位錯攀移面上的正應力。2/2/2023305.4.1位錯間的交互作用力平行位錯間的交互作用最為簡單，且各處相同。兩平行螺型位錯間的互作用力為同號位錯取正值為斥力，反號位錯取負值為引力。當位錯可自由滑移時．或相互排斥至無窮遠，或相互吸引以致合并消失，不存在平衡位置。注意：螺型位錯2/2/202331兩平行刃型位錯，當柏格斯矢量同平行于x軸．則所受作用力的滑移力Fx和攀移力Fy分量分別為：兩分量均隨有較復雜的變化。對于同號位錯，滑移力Fx僅在／2和3／2處為穩(wěn)定平衡位置，攀移力FY無穩(wěn)定平衡位置。如果允許位錯自由運動，那么它們將通過滑移和攀移運動，最終變?yōu)檠豿面上下平行排列的組態(tài)。對于反號位錯，則相互吸引而合并，b1=b2時則互毀。如果兩位錯的柏格斯矢量相等但相互垂直．則其平衡位置在與其滑移面成45o的晶面內。2/2/202332deformedsteel(40,000X)Tialloy(51,500X)兩根非平行位錯間的作用要復雜得多。由于位錯各部分受力不同，允許運動時，空間交截面并不相交的兩位錯將在接近處附近發(fā)生扭曲，直至位錯線張力與所受作用力達到平衡為止；相交的兩位錯在交結點附近扭曲后將趨于平行而發(fā)生位錯反應，形成新的位錯線段，一個結點變?yōu)閮蓚€三岔結點。2/2/2023335.4.2位錯與溶質原子間的交互作用位錯與溶質原子之間的交互作用主要來源于溶質原子與基質原子間體積差引發(fā)的彈性畸變與位錯間的彈性交互作用；在離子晶體中異價溶質原子與帶電位錯之間還存在電性交互作用，但通常較小。設想在連續(xù)彈性介質中的球形空洞中填入半徑略有不同的球體。如果這一過程在位錯應力場中進行，則位錯應力場將作功，其負值就是兩者的交互作用能。參與作功的正應力分量在球體表面造成的流體靜壓力的平均值為，它所引發(fā)的球體積變化為4r3。由于螺型位錯無正應力分量可不予考慮。其中r為正常點陣的原子半徑，r’為點缺陷的原子半徑，而。2/2/202334假定刃型位錯位于原點，滑移面角坐標為零．溶質原子位于(R，)處，則兩者的交互作用能為：易知，當溶質原子大于基質原子，即＞o時，在刃型位錯的壓縮區(qū)(0），交互作用能為正值而被排斥．在膨脹區(qū)為負值而被吸引，當其可能運動時．終將被吸引至膨脹區(qū)內。2/2/2023352/2/202336為了進一步降低交互作用能．溶質原子將聚集到位錯線核心區(qū)附近形成所謂的科垂耳氣團，其濃度分布可表成c=coexp(-U/kBT)式中，co為溶質原子的平均濃度。如果位錯近旁局部區(qū)域的濃度超過了溶解限，還將有沉淀物析出，我們說位錯被綴飾了。2/2/2023375.4.3位錯與自由表面的交互作用

一個靠近自由表面的位借，其彈性畸變場是不完整的，而當它越發(fā)接近表面時，其應力場不斷地被表面所切掉，彈性畸變能也不斷地下降．這從定性上可以推斷存在著一個將位錯拉向表面的力。因此，位錯與自由表面的交互作用問題類似于電介質中點電荷與表面的交互作用，不妨仿照靜電學中的鏡像法來處型，自由表面對位錯的作用力亦稱像力。像力的大小可以這樣近似地估計：設想在表面的另一側晶內位錯的鏡像位置上存在一反號位錯，如果這時是平行于表面的螺型位錯。那么兩位錯應力場在表面處的作用相等而反號相消，完全滿足自由表面應力為零的邊界條件，因此位錯與自由表面的交互作用便轉化為一對異號位錯間作用力的問題。2/2/202338如果位錯不與表面平行，或不是純螺型位錯。那么盡管邊界條件不能完全滿足，但其主要部分是滿足的，因而仍可近似地用鏡像法來處理。對于與表面平行的位錯而言．表面作用于單位長度位錯線上的像力應為：

l為位錯與表面的距離，k是決定于位錯類型的常數(shù)。這是一個與l大小成反比的吸引力。像力的存在導致接近表面的位錯有與自由表面正交的傾向。2/2/202339人們對熔體生長或水溶液中培育的晶體中位錯組態(tài)的觀察結果證實，位錯的確傾向于垂直于生長界面，且隨界面形態(tài)的變化而改變走向。因此采用凸錐形界面法使位錯向周圍發(fā)散而消失于側表面，大大降低了晶體中的位錯密度，然后改用平界面法使生長條件穩(wěn)定而獲得高完整性高均勻性的晶體材料。2/2/202340位錯與表面的交互作用另外的一面就是露頭于表面的位錯對晶體生長和晶體解體過程的作用。垂直地露頭于表面的螺型位錯在其周圍表面造成了一個高度為b的螺旋線形臺階．提供了晶體生長過程中一個永不消逝的臺階，從而使其在甚低的過飽和度或過冷度下就能有足夠大的生長速度，這就是實際的晶體生長過程中極常見的螺型位錯生長機制，以及在許多晶體表面上出現(xiàn)螺旋線形生長臺階的物理原因。其實，即使是刃型位錯或混合型位錯，只要其伯格斯矢量在表面法線有足夠大的分量，也將促進晶體生長。晶體的解體，如化學侵蝕過程，位錯露頭處也同樣提供了優(yōu)先解體的位置。因而也成為顯示位錯的侵蝕法的依據(jù)之一。2/2/2023412/2/2023425.5位錯的產(chǎn)生和增殖5.5.1位錯的產(chǎn)生在完整晶體中產(chǎn)生位錯，需要在晶體中沿某原子面(一般是密排原子面)的某一區(qū)域使其兩岸作一相對位移。如果這種相對位移是滑移，那么實現(xiàn)這一過程所需的切應力常需接近理論屈服強度的大小。對于大多數(shù)面心立方金屬而言，這大概是G／30，對于體心立方金屬和許多簡單化合物(如NaCl、Al2O3等)則是G／10左右，因而在完整晶體中哪怕是成核小的滑移位錯環(huán)也幾乎是不可能的。實際晶體中，位錯通常是在晶體生長過程中，或是在非均勻形變過程中產(chǎn)生的。晶體生長時，要求大量的結構單元-原子或分子完全無誤地排列成完整晶體是不太容易的。當原于或分子堆砌偶爾出現(xiàn)錯誤時，缺陷,有時是位錯就可能形成了。非均勻塑性形變可能是晶體中引入位錯的最有效途徑了。塑性形變發(fā)生時，部分位錯跑出晶體造成宏觀形變，部分位錯相互糾結而陷埋在晶體內部。2/2/202343Cu：thestresstensileaxisis[100],theimposedstrainrateis50persecondandtheplasticstrainreachedattheendofthissequenceis0.1percent2/2/202344棱柱擠壓：當一平頭柱狀硬質壓頭壓進晶體表面時，壓頭下方產(chǎn)生強烈形變，這時可以通過產(chǎn)生一定數(shù)量的間隙型棱柱位錯環(huán)的方式來松弛其畸變。如果壓印深度為x，且壓進方向平行于晶體中位錯的柏格斯矢量時．協(xié)調位錯環(huán)的數(shù)量顯然為：N=x/b這種棱柱擠壓不僅在研磨、拋光等表面機械加工過程中發(fā)生，而且可以在晶體生長、熱處理和相變等過程中發(fā)生于晶體內部。這時．晶內存在的包裹體或第二相顆粒出于其熱膨脹系數(shù)與基質晶體有差異，原本相互協(xié)調的情況為冷卻引起的比容差異所破壞．在晶內造成擠壓而不斷地產(chǎn)生棱柱位錯環(huán)。事實上，晶體內擠壓產(chǎn)生的棱柱位錯群組態(tài)可以具有多種形態(tài)。2/2/2023452/2/202346彎曲協(xié)調位錯：完整晶體經(jīng)受彎曲形變后，將會通過在晶內產(chǎn)生一定數(shù)量的刃型位錯，以補償由于彎曲而造成的出現(xiàn)于半徑不同的表面的尺度差異。如果彎曲晶體的曲率半徑為r，且滑移面平行于晶片底面，那么協(xié)調位錯的密度為:

若滑移面與底面夾角為，則上式修正為:2/2/202347

晶體生長過程中，由于不均勻溫度梯度造成的熱應變，和由于不均勻溶質濃度梯度造成的組分應變，都是晶體中局部區(qū)域塑性彎曲的物理根源，因而將產(chǎn)生一定密度和分布狀態(tài)的協(xié)調位錯。簡單的計算表明，協(xié)調位錯密度正比于溫度梯度．即

式中，為熱膨脹系數(shù)，a為點陣參數(shù)。協(xié)調位錯密度與濃度梯度的變化率的關系，

式中，為單位溶質濃度引起的點陣參數(shù)相對變化。只有當濃度梯度有強烈的變化時才能引起可以觀測到的位錯密度，這樣大變化的濃度梯度在大量溶質原子由自由表面或晶界擴散到晶體中時，可以在晶體表面或晶界附近得到。2/2/2023485.5.2位錯的增殖

原生晶體中的位錯數(shù)量通常較少，即使通過滑移或攀移全部跑出晶體，也只能引起微量的塑性形變。晶體的宏觀塑性形變必須有大量位錯掃過晶體，而且觀測表明，塑性形變發(fā)生后的晶內位錯不是少了，而是有幾個數(shù)量級的增加，這些都表明位錯不僅能運動，而且能大量增殖。在塑性較好的晶體中，增殖常通過滑移方式進行。最常見的滑移增殖機制有弗蘭克—瑞德(F．C．Frank-W.T.Read)源機制和雙交叉滑移機制.2/2/2023492/2/2023502/2/202351該源操作的臨界切應力應為：

式中，L為位錯線段長度。圖5—20展示了硅單晶中觀測到的弗蘭克—瑞德源圖像，釘扎位錯段的林位錯清晰可見。2/2/202352單點弗蘭克—瑞德源僅有一固定點，增殖在滑移面內形成繞固定點的平面錈線。2/2/202353雙交叉滑移源中的滑移位錯具有螺型特征，它沒有固定的滑移面，在滑移過程中可因局域的切應力變化而改變滑移面，又因局域切應力減弱而回到原滑移面內而發(fā)生雙交叉滑移。但這種局域應力的作用僅使一段位錯發(fā)生雙交叉滑移，因而在雙交叉滑移發(fā)生由次滑移面至主滑移面轉化時，出現(xiàn)了相對固定的兩點，于是象弗蘭克—瑞德源那樣的開始增殖。2/2/202354在許多復雜結構的化合物晶體中，位錯的滑移阻力較大，因而通?？赡芡ㄟ^攀移過程實現(xiàn)位錯的增殖。一種典型的攀移增殖源稱作巴丁-赫潤源，其操作過程與弗蘭克—瑞德源相似，但發(fā)生于攀移面內。另一種常見的攀移增殖方式是錈線位錯的形成和發(fā)展。在高濃度過飽和點缺陷滲透力的作用下，接近螺型取向而兩端點固定的位錯段．將不能保持直線形，而是首先發(fā)生彎曲。這種攀移在兩端以相反的方向進行，因而形成以原位錯段為軸線的錈線狀位錯，并隨著過飽和度的增加而增加錈線的大小和圈數(shù)，甚至在端部不斷發(fā)出棱柱位錯環(huán)。2/2/202355這種增殖方式在許多化合物晶體(見圖5-22)，特別是在完整性高、位錯密度低的高熔點氧化物晶體中大量發(fā)生，其結果是破壞了晶體完整性和均勻性而可能惡化晶體材料的使用性能，需盡量避免。2/2/2023565．6向錯

在本章的簡短引言中，式(5—1)闡明了介質中引入線缺陷的條件．其中剖面兩岸作一剛體式的旋轉時，將在剖面的周界處形成向錯線。同時在圖5-1(d)一(f)中也演示了產(chǎn)生楔型向錯和扭型向錯的操作過程。對于連續(xù)彈性介質而言．向錯的引入(挖去中心管道的情況下)引起的應力場（內外壁半徑分別為r0與r1，向錯角為)為：2/2/202357可以看出應力是隨r增大的增加的。單位長度向錯線的彈性能其量級相當于柏格斯矢量為r1/2的刃型位措，能量之大使之以簡單的形式難以出現(xiàn)。晶體中的向錯必須為晶體中的旋轉對稱性所約束。眾所周知，晶體中的旋轉對稱元素限于旋轉等于＝±2／n，而n＝1．2．3，4，6。因此要求剖面不留痕跡的全向錯的最小向錯角也有60o,其應力與畸變都是非常大的，以致難于存在。2/2/202358右圖給出了晶體中＝90o的幾種假想向錯的示意圖，可見其畸變之大是實際晶體所不能容忍的。一種可能的特殊情況況是非?？拷囊粚ζ叫械恼聪蝈e，其長程畸變被相互抵消，具有較低的能量,它相當于伯格斯矢量為b=2dtan(/2)的刃型位錯。2/2/