Au cœur des matériaux cristallins

La déformation plastique est induite par la propagation des dislocations. Pour se représenter leur mouvement, on peut utiliser l’image d’un lourd tapis que l’on voudrait déplacer sur le sol.

Deux méthodes sont utilisables : soit tirer le tapis pour le faire glisser, soit créer une ondulation à un bord et la faire propager à travers le tapis. La première méthode correspond au cas d’un glissement suivant un plan compact (voir Fig. [Glissement suivant un plan compact.]^[1]), la seconde donne une image de la propagation des dislocations dans les cristaux comme le montre la figure suivante. La dislocation correspond à une ligne perpendiculaire au plan de la figure. La dislocation ayant traversé tout le cristal, celui-ci a subi la déformation plastique minimale : une distance interatomique sur tout un plan de glissement, correspondant à l’amplitude du vecteur de Burgers \(b\).

Le déplacement d’une dislocation coin se fait parallèlement au sens de la contrainte appliquée. Dans ce cas, la ligne de dislocation est parallèle à la marche laissée à la surface du cristal par l’émergence de la dislocation, comme le montre le schéma ci-dessous.

Une dislocation coin peut également se déplacer perpendiculairement à son plan de glissement. On parle alors de montée de la dislocation. Contrairement au glissement, qui est un déplacement conservatif se produisant sans transport de matière, la montée des dislocations est assistée par des phénomènes de diffusion atomique. La figure ci-après décrit deux processus de montée assistés par diffusion d’atomes interstitiels et de lacunes.

Les phénomènes de transport des défauts ponctuels se produisent plus facilement à haute qu’à basse température. La montée des dislocations, peu probable à basse température, peut donc être activée thermiquement. Elle permet notamment d’interpréter les phénomènes de fluage sous forte contrainte (fluage-dislocation, voir Chapitre VI).

Le déplacement d’une dislocation vis se fait quant à lui perpendiculairement au sens de la contrainte appliquée. On remarque que la déformation finale est la même que dans le cas de la déformation coin, mais la ligne de dislocation est ici perpendiculaire à la marche laissée à la surface (voir Fig. ci-après). Notons que les dislocations vis ne sont pas sujettes à des mouvements de montée. Dans certaines conditions, pour éviter des obstacles, les dislocations vis peuvent changer de plan de glissement. On parle alors de glissement dévié qui est aussi un phénomène thermiquement activé (voir Fig. ci-après).

La force de Peierls correspond à la force de frottement du réseau cristallin qui s’oppose au glissement des dislocations. La figure suivante montre le déplacement relatif \(|u|\) des atomes de part et d’autre du plan de glissement. On appelle w la largeur à mi-hauteur de la courbe \(|u| (x)\), c’est-à-dire le domaine dans lequel \(a/4 < |u| < a/2\). La largeur \(w\) dépend de la largeur de «mauvais cristal», c’est-à-dire de la vigueur avec laquelle les forces de cohésion s’opposent aux déplacements atomiques. Grâce à un modèle simple, Peierls a évalué cette force (force de Peierls ou friction du réseau) :

\(\tau_p \approx \exp \left( 2\pi.w / b\right)\)

Ce terme de cohésion peut être très fort lorsque les liaisons sont dirigées, comme par exemple dans les cristaux covalents. Dans les métaux, cette force est relativement faible et l’on peut montrer qu’elle est minimale dans les plans compacts. Elle est très faible dans les plans \(\{111\}\) de la structure \(\ce{CFC}\) et les plans de base de la structure \(\ce{HC}\). Dans les métaux \(\ce{CC}\), la force de friction est plus élevée, elle est minimale dans les plans \(\{110\}\) et \(\{112\}\).