結晶転位論の基礎―点欠陥と転位の相関― ～点欠陥から転位を作る～
蔵

元英一

れるが，前者は既存転位から応力下で増殖された転位であ･ は じめにり，後者は既存転位も存在するはずであるが，それよりもはるかに多数の転位が，照射により新たに形成されている．こ結晶の塑性変形の基礎である転位に関する研究は，これまこで注意すべきことは，照射導入転位は，結晶作製時に導入でに長い歴史を有しているが，その一方で，転位は結晶の照された転位，すなわち既存転位に対比されるべきものであ射によっても形成されることは古くから知られている．溶融り，図 1 ･ 1 の応力下で増殖された転位に対比するものでは凝固を経て結晶作製時に導入された転位が，すでに結晶中にないことである．言いかえるなら，結晶中に現存する転位組存在しており，応力下で転位の増殖が起こることが，前者の織の形成過程を，結晶中への転位の導入過程と，その後の一結晶の塑性変形の本質である．これに対して，後者の照射の様せん断応力下での増殖過程の 2 つに分けて考えると，通場合には，既存の転位(成長転位 grown in dislocation )に常の変形組織はこの 2 つの段階を経て形成されているのに加えて，照射により新たな転位が導入されることが重要な点

対して，照射組織は前段階にのみ対応するものである．

である．すなわち，照射により導入された点欠陥，詳しくは ， 格 子 間 原 子 と 原 子 空 孔 の 対 ( フ レ ン ケ ル 対 ， Frenkel

･ 結晶中への転位の導入pair )の移動・集積の結果，主として格子間原子の平面状集合体が形成され，その成長・合体を通して転位網の形成に至結晶作製時に転位が導入される主たる原因のひとつは，冷る．もちろんこの状態の試料を応力下におけば，既存転位，却時に結晶の表面と内部で温度差が発生することである．す照射導入転位の両方から増殖が起こる．既存の転位は線状欠なわち結晶表面の方が内部よりも早く冷却するので，表面と陥として扱われ，点欠陥との関係を考えることは通常はない

内部との間に熱ひずみが発生する．これを緩和するために，が，照射導入転位は点欠陥から形成されるために，必然的に刃状転位の導入に至ることは容易に理解できる．すなわち，点欠陥との関連の中で扱われる．すなわち，照射の研究をき低温側と高温側の間に，低温側に余剰原子面( extra half っかけに，はからずも，転位の点欠陥性の研究が始まったとplane)を有する刃状転位を導入すると，格子が伸ばされていいうことになる．このような背景から，従来の結晶転位論た低温側では縮み，格子が圧縮されていた高温側では，解放を，点欠陥との相関という立場から見直してみることは意義されて伸びる．その結果，熱ひずみが緩和され，結晶全体ののあることである．

エネルギーが減少する．この辺の事情を図･に示す．すな図･と図･に，それぞれ変形組織と照射組織を示す．図

わち，刃状転位の導入は長さ調節の役目を果たす．

1･1 には，低温で変形された高純度のモリブデン単結晶中の一方，照射中の結晶の様子を核融合環境下を例にとり図･転位組織を示す．図 1 ･ 2 には，中性子照射されたオーステ

に示すが，結晶の左側面から中性子，プロトン，ヘリウムナイト合金中の照射組織を示す．どちらも転位線が多数見らなどの粒子によって照射され，種々の欠陥が形成されてい 九州大学キャリア支援センター・コーディネータ， 福岡大学工学部非常勤講師(〒813九州大学名誉教授，非常勤0025 福岡市東区青葉 5
158)Fundamental Aspects of Crystal Dislocation Theory ―Correlation between Point Defect and Dislocation―  Construction of Dislocationfrom Point Defects; Eiichi Kuramoto(Emeritus Professor in Kyushu University, Fukuoka)
Keywords: lattice defect, point defect, crowdion, bundled crowdions, defect cluster, dislocation loop, edge dislocation, screw dislocation, vacancy
2008年 1 月 6 日受理

ま て り あ 第48巻 第 3 号(2009)Materia Japan図 1･1

図 1･3

熱ひずみによって結晶内に刃状転位が導入される様子．

図 1･4

種々の欠陥の模式図，結晶の表面から粒子の照射を受けている状態．

変形組織の例，低温で変形されたモリブデン中の転位組織．

つぎに集合体の形態であるが，図 1 ･ 4 から分かるように
図 1･2照射組織の例，中性子照射されたオーステナイ
ト合金中のミクロ組織．

格子間原子は平面状集合体(二次元集合体)を形成する．その理由は，格子間原子はその周囲に大きな歪を伴っており，したがって形成エネルギーが比較的大きいことである．例えば，鉄の場合 4 eV 程度のエネルギーを有していると考えらる．基本的には格子位置の原子が弾き出され，格子間原子とれ，これは原子空孔の 1.8 eV 程度に対して大きい．もし，原子空孔の対，すなわち，フレンケル対が形成される．もし格子間原子が三次元集合体を形成すると，非常に大きな歪を結晶の温度がこれらの欠陥の移動開始温度よりも高い温度で伴うことになり，結果として二次元集合体のみが形成されあれば，欠陥が移動することにより対消滅，集合体形成などる．実はこのことが転位形成につながる根本要因である．すが起こる．

なわち平面状集合体の縁の部分は転位線であるからである．

この段階ですでに結晶であることの特徴が現れていること

平面状に並ぶことは，いずれは原子面一枚を新たに形成してに留意する必要がある．すなわち，格子間原子と原子空孔の完全結晶にもどることを意味し，対消滅によらずに欠陥を結系は，広い視野から眺めてみると，粒子・反粒子の系に相当晶から消失させる最善の方法である．言いかえれば，結晶中する．ただ，絶対値が異なるのでこの対比は完全ではないに存在している欠陥であることの特性を利用した，最も有効が，例えば，電子・陽電子の系を考えてみると，対消滅のみな自己消滅方法である．

生じて同種粒子同士の集合体形成はありえない．これに対しさらに根本要因を探ることは意味のあることであり，格子て，格子間原子と原子空孔の系は，同種粒子同士の集合体が間原子の高い形成エネルギーは，結晶構造そのものに起因し形成されることが特徴であることが分かる．結晶という媒体ている．一般に金属の多くは，稠密充填(面心立方晶の中に存在している粒子であるため，集合体形成を通して，( FCC )，稠密六方晶( HCP ))あるいは，それに近い構造(体結晶全体のエネルギーの減少に寄与すること，すなわち粒子心立方晶(BCC))を有している．剛体球モデルでは，充填率間に結合エネルギーが存在することがその基本的要因である．

がそれぞれ 74 ， 68 である．結局，このような高い充填



講義ノート

率を有する結晶構造が，格子間原子の高い形成エネルギーを生み出し，ひいては平面状集合体形成，転位ループ形成に至っている．したがって結晶構造が稠密充填から遠い場合にはこの結論は成り立たないこともありうる．ダイアモンド構造などは隙間の多い構造(剛体球モデルによる充填率 34 )であるため，状況は金属などとは非常に異なる．

･ 点欠陥，集合体，転位の相関性
･･ 格子間原子の平面状集合体
格子間原子の平面状集合体には 2 種類あり，クラウディオンの束( bundled crowdion)である可動転位ループ(glissiledislocation loop)と，それ以外の不動転位ループ(sessile dislocation loop )である．ここで，束ということの本質は，構成クラウディオンの軸がそろっているという意味である．後

図 1･5

クラウディオン，種々のサイズの転位ループ，刃状転位の熱活性化運動の模式図．

者の場合は前者の場合と異なり，そのひずみが原子列方向に伸びた格子間原子の束とみなせない．ただし，前者のクラウディオンには，最近接方向にひずみが伸びている本来のクラ転位は，クラウディオンを半無限に積み重ねて構成されていウディオンの他に，他の原子列方向に伸びたものも含む．

ることが分かる．不動転位ループである FCC のフランク型

BCC の場合を例にとると，〈111〉クラウディオンが本来のク転位ループの場合も，サイズの増大とともに積層欠陥が消滅

ラウディオンであるが，〈100〉方向に伸びた格子間原子も含し，完全転位ループに変化するので，やはりクラウディオン

む． BCC の場合には，この 2 種類の格子間原子からなる平の束という構造に帰着する．

面状集合体があり，どちらの場合も可動転位ループになる．

図 1 ･ 5 には 温度 が高 くな った とき の転 位ル ープ の挙 動

これに反して， FCC の場合には少し事情が異なっており，を，活性化エネルギーの大きさ E / kT を尺度にして，模式〈110〉クラウディオンの束の場合は，BCC の場合と同様に可的に示してある．すなわち，サイズが小さいときは，集合体動転位ループになるが，フランク型転位ループ(Frank type全体が一体として運動すると考えられるが，サイズの増大とdislocation loop)の場合には，不動転位ループである．このともに部分的な運動，すなわちキンク形成が現れてくると考ループは，{111}面の積層の間に，格子間原子の平面状集合えられる．また，サイズが小さいものは活性化エネルギーもである，新たな面を挿入して形成されたもので，ループ内に低く，大きなものに比して，より低温から運動が活発になる積層欠陥を有する．形成過程から分かるように，ひずみの伸と考えられる．

びている方向が当然のことながら，〈 111 〉方向を向いてお次に，上に述べてきたクラウディオンを積み重ねていく議

り，原子列に沿った方向ではないので，クラウディオンの束論において一つ重要なことは，クラウディオン単独の性質とはみなせない．このタイプの転位ループは，原子空孔が平が，そのまま保存されているわけではないということであ面状に集合しても形成される．フランク型転位ループも，サる．具体的には，クラウディオンの置かれた位置が，集合体イズが増大して積層欠陥が消滅すれば，完全転位ループ，すの縁から離れるにしたがって，そのひずみがクラウディオン

なわち可動転位ループになる．の軸上で反対向きに伸びていき，最後には完全結晶に近づく

図･に，照射下で起きている事象を，点欠陥から転位まことである．この辺の事情を図･に示している．すなわ

での相関性という視点に立ち，簡単に図示する．転位ループ

ち，図中に集合体あるいは刃状転位の，種々の位置にあるクはここでは六角形で表示してあるが，もちろん円形に表示しラウディオンの軸上の，隣接する原子間隔の変化をプロットてもよい．転位ループのすべり面は，もちろん，外側の六角してある．転位芯に近い位置にいるクラウディオンは，図中柱，あるいは円筒になる．ここでは単一のクラウディオンかに示す孤立クラウディオンの場合と同様に，ひずみが局在しら，転位ループを経て，直線状刃状転位へ至る過程を模式的ているが，集合体の縁，すなわち転位芯の部分から離れるにに示してあるが，この場合，想定しているのは広い意味でのしたがって，ひずみが両側に分散していく姿がわかる． 10

クラウディオンの束，すなわち可動転位ループの場合であ原子以上離れるとかなりひずみが伸びている．すなわち，転る．当然のことながら，転位ループのバーガース・ベクトル位ループのサイズの増大とともに中心部分から完全結晶へと( Burgers vector )の方向は，クラウディオンの軸方向であ近づいていくこと，同様に，直線状刃状転位の場合も，転位る．不動転位ループは対象外である．この一連の欠陥の族芯から離れると完全結晶へと近づいていくことがわかる．

(ファミリー)は，せん断ひずみに反応して移動可能である，という性質を共有しており，いいかえれば，シア・ファミリー(shear family)である．そして，その極限，すなわち刃状

ま て り あ 第48巻 第 3 号(2009)Materia Japan･･ 原子空孔の平面状集合体
図1･5には，格子間原子(クラウディオン)の平面状集合体

きく成長することはなく，最後に残るのは，主として三次元集合体のボイドのような形態である．図 1 ･ 2 に典型的なボイド形成の結果を示す．このため原子空孔から，結晶内全体に発達した転位組織が形成されることはない．両系列の形成に関して，単一欠陥からスタートしてその移動，平面状集合過程の結果として，転位ループが形成される場合の他に，もう一つ考えなければならないことは，ある大きさの平面状集合体として，格子間原子型，原子空孔型集合体が同時発生する可能性である．もちろんこの単一の場合が照射であるが，複数の場合は，むしろ照射以外の分野において追跡する方がよい．
･･ 格子間原子型・原子空孔型転位ループの相関性と
図 1･6

転位ループ(上)，刃状転位(下)を構成するクラウディオンのひずみの拡散の状況．

それらの両極限両系列の関係をもう少し深く考えてみる必要がある．すな
わち，独立したそれぞれの成長過程の他に，集合体として同時発生，さらには正負対形成などの相関性という観点からみてみる．この過程が，実現の有無は別として，結晶に恒久的な構造変化を残す操作の一つであり，点欠陥から転位に至る格子欠陥の全体像の把握に際して，仮想的にではあるにせよ，思考過程の中においてみる価値がある．図 1 ･ 7 の右に模式的に示してある．実在しているのは，もちろん，単一欠陥の場合である．すなわち，格子間原子と原子空孔は同時発生する，粒子・反粒子対であるが，もう一歩進んで，同一原子列上での同時発生，すなわち，お互いを結ぶ方向に軸を持ったクラウディオンと原子空孔，正式の表現では，置換連鎖衝突(RCS: replacement collision sequence)が実際に存在する．衝突という言葉を使わないで表現するならば，原子列のある長さの範囲を一原子距離だけ，原子列方向に集団移動するという操作であり(図 1 ･ 7 の右下では右から左)，結果と

図 1･7格子間原子型転位ループ・原子空孔型転位ループの相関性とそれらの両極限．

して，両端に原子空孔と格子間原子(クラウディオン)が形成される．
今，このプロセス，すなわち原子列上の集団移動を基礎において考えてみる．すなわち，このプロセスを，相隣なる原を基礎に，単一欠陥から平面状集合体を経て，直線状の刃状子列上で平行して多数同時に起こすことを考える．その結転位に至る道筋を示してきた．一方，原子空孔の場合につい果，図 1 ･ 7 の右に示すように，クラウディオンの束であるても，図･に示すように，その平面状集合体を基礎に，同格子間原子型転位ループと，原子空孔の平面状集合体が形成様の道筋を考えることができる．原子空孔の平面状集合体はされる．後者をつぶした後に得られるものが，原子空孔型転2 枚の内表面に囲まれ一原子幅の狭い空間を形成するが，エ位ループであり，同図の一番右に示してある．これは見方をネルギー低減のため，その隙間をつぶすという過程を経て，変えれば，外側に格子間原子(クラウディオン)の平面状集合格子間原子の場合と反対符号の刃状転位ループ，および刃状体を形成したことに相当する．したがって，結果として正負転位が形成される．すなわち，原子空孔の平面状集合体はつの転位ループ対の形成に至る．しかし，これは通常は存在しぶれることにより，外側に格子間原子(クラウディオン)の束ない．さらに，原子空孔の平面状集合体は，原子空孔の数がの平面状集合体を形成し，本来，空孔であった部分は完全結少ない場合にはつぶれないので，正負転位ループ対にはなり晶へともどる．

えない．もちろん単一の原子空孔もつぶれないのでこの範疇

単一欠陥の集合により平面状集合体を形成する系列としには入らない．反対に正負の転位ループ対のサイズを大きくて，格子間原子による系列と，原子空孔による系列の両方がした極限は，同じく図 1 ･ 7 に示すように，正負の刃状転位存在してよいはずであるが，現実はそうではない．照射の場対の発生に至るが，これも直接には難しい．しかし，無から合は，フレンケル対という形で，格子間原子と原子空孔が同有を作るのは難しいが，すでに転位源が存在しており，そこ数発生する．原子空孔は平面状集合体も形成するが，通常大から転位ループが新たに増殖される，いわゆる，転位増殖の



講義ノート

ときは可能である．

リックス中に残留させる照射の場合とは対照的である．結以上，ここまで考えてきたことは，単一の格子間原子(ク局，照射，パンチアウト両者の間では，この原子空孔の置きラウディオン)と原子空孔，あるいはそれらの平面状集合体場所が異なるだけであって，格子間原子・原子空孔の対で形からはじめて，刃状転位に至る過程の理想化されたモデルで成さている点は共通であるという認識に達する．さらに両者あるが，実際の結晶中で，すべてがこのまま実現されることを比較してみると，照射の場合は，外部からのエネルギー伝は通常はない．とくに正負の転位ループ対発生は，そのまま達が，格子位置にある一個の原子に対して行われるのに対し結晶中では実現しないが，その前段階である原子空孔の平面て，パンチアウトの場合には，結晶のある領域全体に対して状集合体の形成に関しては，その形成場所を限定してなら実行われている点が異なっているだけである．パンチアウトで現していると考えられる．すなわち，結晶中ではなく結晶のはないが，照射においても，PKA(primary knockon atom)表面，あるいは内表面，界面などに原子空孔集合体を残したエネルギーが大きいときは，いわゆるカスケード形成が起こと考えられる場合である．転位ループのみならず，直線状刃ることが知られており，その際，単一フレンケル対の他に，状転位の結晶への導入がこれらの場合に当たる．以下具体的

格子間原子(クラウディオン)の束で発生することが知られてなこの該当例について考えてみる．

いる．この際，原子空孔はカスケードの中心部に残したと考･･ 照射以外の転位ループ，転位形成えられる．ただし，平面状ではない．
さらに図 1 ･ 8 に示すもう一つの例として，表面からの刃

図･に示すように，結晶内に内圧の高いガスバブル，あ状転位の導入は，見方によっては，やはり，場所が限定されるいはオーバーサイズの析出物などが存在していると，そのた原子空孔の平面状集合体の形成に当たるといえる．すなわ

外側に転位ループが形成されることは，よく知られている．

ち，通常は，導入された一本の刃状転位のみが注目の対象でパンチアウト(punchedout)された転位ループとして観察さあるが，実際には，表面に原子空孔を残したと考えられる．

れているものは，実は格子間原子(クラウディオン)の束であここで転位芯から離れるにしたがって完全結晶に近づくことる．バブルの表面に同サイズの凹みを残して，転位ループがはいうまでもない．このように考えると，直線状刃状転位の外に向けて放出されているわけであるが，見方を変えれば，場合も，上記のパンチアウトされた転位ループと同じように格子間原子と原子空孔の対(フレンケル対)を同時に多数，し解釈できる．実際には，結晶粒界から刃状転位が発生するこかも整列させて発生させたことに相当する．すなわち，上でとが多いと考えられる．

考えた原子列上の集団移動を，ある領域にわたって同時に行結局，結晶中に格子間原子と原子空孔の対(フレンケル対)った結果である．ただし，原子空孔の平面状集合体の発生場を，逐一導入するのが照射であるのに対して，転位ループあ所はバブルの内表面であり，結晶中ではない．このことは，るいは刃状転位の導入の場合には，フレンケル対の同時多数照射の場合は，原子空孔は必ず結晶中に発生するのと対比さ整列導入と考えてよい．整列という意味はクラウディオンのれる．

軸がそろっているということである．照射の方が 1 から始同じく図 1 ･ 8 で，オーバーサイズの析出物の場合には，まるのに対して，パンチアウトの転位ループの方は，n からこの残された原子空孔をひずみの緩和のために，界面におい始めるという関係になる．照射の場合に，クラウディオンのて吸収してしまったと考えるのがよい．両者の場合をまとめ軸がそろうのは，平面状集合体を形成する時点であり，それて，パンチアウトされた転位ループの場合には，原子空孔を以前は，お互いに自由な方向を向いている．鉄などの例で内表面あるいは界面に収納しているとみることができ，マトは，〈 111 〉クラウディオンではなく，〈 110 〉ダンベルの方が安定構造であると考えられている．
実際に正負刃状転位の対発生が実現しているのは，既存転位，すなわちフランク・リード源からの転位の増殖過程である．この増殖過程によりすべり面上に形成された転位ループは，正負の刃状成分を有している．
･･ フランク・リード源からの転位ループの形成ここまで議論してきた転位ループは，すべてクラウディオンの束，すなわち刃状転位ループであるが，実際に応力下にある結晶中に多く見られるのは，フランク・リード源(FrankRead source)から増殖された転位ループである．この増殖された転位ループは，すべり面上に乗っており，刃状，らせん両方の成分を有している．したがって，この転位ループに関しても，点欠陥との相関という立場から議論する

図 1･8

バブル，析出物からの転位ループの導入，外部応力による結晶内への刃状転位の導入の模式図．

ま て り あ 第48巻 第 3 号(2009)Materia Japan必要がある．
図･，図･に典型的な転位の増殖の様子を示す．図1･



た部分では，新たにすべり面上にクラウディオンの列(壁)を形成することになる．これに呼応して，図 1 ･ 10 のループが下方に張り出している部分に，すべり面の下に，すなわちループの前進している部分とは反対向きに，クラウディオンの列(壁)を形成する必要がある．すなわち，ここで正負の刃状転位対の形成が起こることになる．これは結局，らせん転位の前進の原子的プロセスに他ならない．このようにして，一回転すると転位源はもとにもどり，新たな円形の転位ループが完成して，前後の正負の刃状成分と，左右の正負のらせん成分の両成方をもつ．
このことをさらに突きつめて考えてみる．もとの転位源長を超えた左右両方の部分では，前方に新たにクラウディオンの列(壁)を形成する必要があるが，これは，上記1･3･3節で考えたように，原子列上の集団移動を伴うことである．その結果，後方に原子空孔の列(壁)を形成することになるが，この空孔壁を結晶内に出現させることなく，つぶしてしまう．
その反映として，同時にすべり面の下にクラウディオンの列(壁)を形成していると考えられる．したがって，すべり面上に増殖された転位ループの挙動を，点欠陥の立場からみる
図 1･9

増殖転位ループの模式図と正負の刃状転位の対生成．と，格子間原子と原子空孔の対(フレンケル対)の同時多数整列導入に，原子空孔をつぶす過程を加えて，正負の刃状転位対形成が行われていることになり，これがらせん転位の前進であると考えられる．原子空孔をつぶす過程は実際には表に現れないことが重要である．すなわち，対発生は原子空孔発生の問題を自動的に解決する最善の策である．
さらに基本的現象に遡って考えてみると，結晶の内部の原子面に沿う，ある領域の‘すべり’という現象そのものが，この正負の刃状転位の対生成をともなう転位導入であるということになる．らせん成分ももちろん導入される．通常はこの現象に点欠陥的要素を考えないが，点欠陥の立場から‘す

図 1 ･ 10

フランク・リード源から増殖される転位ルー
プ．

べり’という現象を表現することは意義があることである．
すなわち，フレンケル対の多数整列導入に原子空孔をつぶす過程を負荷した結果としての，正負の刃状転位対生成が，点欠陥の立場からは，すべりであるといえる．らせん転位線上9には，結晶内の全体的な様子を鳥瞰図風に示している．転のキンク対形成もこの例にあたる．

位網の一部をなしている，FCC 結晶の{111}面上のらせん転以上，点欠陥から転位ループ，転位へ移行する道筋の理想位源から応力下で転位の増殖が生じている．増殖された転位モデルと，現実に生じている現象の比較を行ってきたが，点ループと，他のらせん転位との切り合いの結果生じたジョグ

欠陥と転位の相関性について考える上に，非常に有意義であのドラッグ運動の結果，原子空孔列が生じている様子も示しることが判明した．刃状転位ループの場合は，原子空孔を内ている．これが応力下にある結晶の内部の，典型的な転位の表面，あるいは析出物界面などに残して形成されることはあ増殖過程の様子である．しかし，考察を簡単にするため，図るが，結晶内に原子空孔の平面状集合体を形成したり，さら1 ･ 10 に示すように，もとのフランク・リード源を刃状転位にそれをつぶして，反対符号の刃状転位ループを形成したりとして，せん断応力下で張り出して，ループを形成する途中することはない．これに反して，すべり面上の転位ループのの様子を詳しく見てみる．刃状転位が前進するということ場合には，この後者の場合に相当することが現実に起きていは，芯を形成しているクラウディオンの列(余剰原子面がする．すなわち原子空孔が表に現れない形で，ループの一部でべり面の上にあるとすれば，実際にはすべり面から上方に伸はあるが，正負の刃状転位対が形成されている．

びた壁であり，ただし，芯から離れると完全結晶へもどる)が前方に移動することである．

さらに全体的に考察すると，照射から始まって，照射による転位ループ発生，パンチアウトなどによる転位ループ発

しかし，円形に張り出す際に，もとの刃状転位源の長さを生，すべりによる転位ループ発生までを，すべてを並べて比超えなければならない状況になる．その際，左右両方の超え較してみると，原子空孔の処理の仕方が異なっていることに

講義ノート気付く．原子空孔をそのままの形で結晶内に残すのが照射で力下ですべり運動をするが，転位ループの場合にこの考えをあり，その反対，すなわち原子空孔を何らかの方法で処理し推し進めるならば，図･および図･に示すように，軸対ているのが，照射以外のケースである．パンチアウトによる称にせん断応力を負荷すれば，刃状転位と同様に一方向にす転位ループ形成，転位源からの転位ループ増殖など，通常のべり運動をする．一個のクラウディオンの場合もこの極限で転位ループ発生が後者に当たる．照射の場合，残された原子あることは，例えば，クラウディオンの軸上を他のクラウデ空孔がボイドの発生などにつながるが，このように考えてみィオン，あるいは原子空孔が近づいてくることを考えてみるると，当然の結果であるといえる．と理解できる．どの場合にも，せん断に対する格子抵抗に打･･ クラウディオンの束と転位ループ―応力への反応―ち勝って移動が可能になるという点では共通である．ただ，一個のクラウディオンあるいは小さな集合体の場合には，移このような考え方は，従来の転位論とは異なる見方を提供

動の際に必要なエネルギーが小さいために(図 1 ･ 5 中 E / kT ＜するものである．すなわち，刃状転位を分解するという考え

10，E活性化エネルギー)，通常熱活性化で十分に移動が可は，これまでの転位論にはなかった．刃状転位を，それを構能になるので，せん断応力の負荷を議論しない．これに対し成しているクラウディオンに分解する極限として，一個のクて直線状転位線の場合には，転位線全体が移動する際のエネラウディオンとの対比を試みる．図･に示すように，一個ルギーが，非常に大きくなるので，せん断応力下で転位線上のクラウディオンを表面から導入し，表面に原子空孔を残しの一部にキンク対を形成し，熱活性化運動により前進する．

たと考えてみる．刃状転位のバーガース・ベクトル( Burgers

転位ループの場合にもサイズが大きくなるとやはりキンク対vector)は，クラウディオンの存在による原子列上の一原子のを形成する方が有利になる．その辺の事情が図 1 ･ 5 に模式的変位に対応する．刃状転位が感じている格子抵抗，すなわに示されている．

ち，パイエルスポテンシャルに対応するものは，一個のクラ以上，クラウディオンの束と転位ループを区別することなウディオンの場合には，その移動の際のポテンシャルというく進んできたが，これについて考えてみる必要がある．集合ことになる．刃状転位は，結晶に負荷される一様なせん断応

図 1 ･ 11

刃状転位のバーガースベクトルとクラウディオンのもつ変位(パイエルスポテンシャル)．

図1･13

図 1 ･ 12

転位ループの全周にせん断応力を均等にかける方法．

直線状刃状転位と転位ループに一様なすべり運動を起こさせるためのせん断応力の比較．

ま て り あ 第48巻 第 3 号(2009)Materia Japan体のサイズが小さく，構成しているクラウディオンが本来の姿からの変化が少ない，すなわち，図 1 ･ 6 における軸上のひずみ分布が局在しているような場合には，文字通りクラウディオンの束( bundled crowdion )と言える．しかし，集合体のサイズが増大してその内部に位置している場合は，本来のクラウディオンの性質から大きくずれて，ひずみが両側に広がっていき完全結晶の方に近づく．すなわち，刃状転位線と状況は似てくる．この場合には，クラウディオンの束というよりは，転位ループと呼ぶのにふさわしい．すなわち，本来はクラウディオンの束であるが，より安定な構造へと変化する
結果，周辺部の転位芯の部分を除いて完全結晶へと移っていく．芯の部分から 10原子離れるとクラウディオンの痕跡がほとんど見られなくなるので，300個ぐらいの集合体になると，中心部は完全結晶に近くなり，転位ループと呼ぶのにふさわしいと考えられる．しかし，もし転位ループが原子空孔を逐次吸収して，すなわち上昇運動をして，転位ループのサイズが減少した場合には，中心部もふたたびクラウディオンのひずみの状態に戻ってくる．
(次稿に続く)22(1974), 411419.
( 6 ) 蔵元英一金属学会会報，14(1975), 567573.
( 7 ) S. Takeuchi and E. Kuramoto: Acta Metall., 21(1973), 4l5425.
( 8 ) E. Kuramoto and D. P. Pope: Phil. Mag., 33(1976), 675683.
( 9 ) E. Kuramoto and D. P. Pope: Phil. Mag., 34(1976), 593601.
(10) E. Kuramoto and D. P. Pope: Acta Metall., 26(1978), 207210.
(11) E. Kuramoto, Y. Aono, K. Kitajima, K. Maeda and S.
Takeuchi: Phil. Mag. A, 39(1979) 717724.
( 12 ) 蔵元英一，青野泰久，北島一徳金属学会会報， 19 ( 1980 ) ,348354.
(13) E. Kuramoto, N. Yoshida, N. Tsukuda, K. Kitajima, M. B.
Lewis, N. H. Packan and L. K. Mansur: J. Nucl. Mat., 103 &104(1981), 10911096.
(14) 蔵元英一金属学会会報，23(1984), 1018.
(15) 蔵元英一まてりあ，35(1996), 110116.
( 16 ) 蔵元英一，大沢一人，堤 哲男まてりあ， 37 ( 1998 ) , 461 
469.
(17) 蔵元英一日本物理学会誌，58(2003), 158
165.
(18) E. Kuramoto: J. Nucl. Mat., 276(2000), 143153.
( 19 ) 関村直人，森下和功，蔵元英一，曾根田直樹，沖田泰良，平谷正人プラズマ・核融合学会誌，80(2004), 228234.
( 20 ) 曾根田直樹，沖田泰良，森下和功，蔵元英一，平谷正人，関村直人プラズマ・核融合学会誌，80(2004), 318324.
( 21 ) 蔵元英一，平谷正人，沖田泰良，森下和功，関村直人，曾根田直樹プラズマ・核融合学会誌，80(2004), 492499.
★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★

文献( 1 ) 鈴木秀次転位論入門，アグネ，(1967).
( 2 ) 石野 栞照射損傷，東京大学出版会，(1979).
( 3 ) F. Minami, E. Kuramoto and S. Takeuchi: phys. stat. sol. (a),12(1972), 581588.
( 4 ) F. Minami, E. Kuramoto and S. Takeuchi: phys. stat. sol. (a),22(1974), 8188.
( 5 ) E. Kuramoto, F. Minami and S. Takeuchi: phys. stat. sol. (a),

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蔵元英一

最終学歴1970年 3 月 東京大学大学院理学系研究科博士課程修了(理学博士)
主な略歴1984年 4 月 九州大学応用力学研究所教授
2005年 3 月 九州大学定年退職
2005年 5 月 九州大学名誉教授
専門分野金属物性，結晶塑性，格子欠陥，陽電子消滅，核融合炉材料の照射効果．点欠陥，転位の分類を超えて広い視点に立った格子欠陥論★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★

講義ノート