3.2.7.4面心立方晶体中位错
我们在前面已介绍了堆垛层错概念，层错能一般来说比较低，它是我们讨论不全位错的关键。实际上，层错终止在晶体内部所形成的边界就是不全位错。在面心立方晶体中有两种类型的不全位错。现在我们来仔细分析一下fcc中的全位错滑移时原子是如何运动的。见图3-60所示 。
图中所示是面心立方晶体（111）面上单位位错1／2［-110］在切应力作用下沿着（111）［-110］在A层原子面上滑动的情况。可以看出：B层原子直接沿[-110]方向从B1位置滑到相邻的B2位置时会和相邻的A层原子发生显著的碰撞，使晶体发生较大的局部畸变，能量显著增加。因此，从能量角度上考虑，B层原子的有利滑动路径应该是分两步：第一步通过1/6[-12-1]滑移到C位置，第二步再通过1/6[-211]的滑移从C位置滑移到相邻的B2位置，由于每步滑移过程中B原子都是从两个A原子之间通过，因而引起A原子的位移（或晶体局部畸变）最小，能量的增加也最小。
1.肖克莱（Shockley）不全位错 （或分位错）
如果上面动画中的B层原子有一部分只滑移了第一步，即滑动了 而另一部分则不滑动，如图3-61所示。这样在滑移了一次的区域和未滑移区域的边界M处就形成了一个柏氏矢量小于滑移方向上原子间距的分位错，称其为肖克莱不全位错（或分位错）。根据其柏氏矢量与位错线的角度关系可以是纯刃型，纯螺型或混合型的。
肖克莱不全位错有以下的特点：
(1)位于孪生面上，柏氏矢量沿孪生方向，且小于孪生方向上的原子间距： 。
(2)不仅是已滑移区和未滑移区的边界，而且是有层错区和无层错区的边界。
(3)可以是刃型、螺型或混合型。
(4)只有通过局部滑移形成。即使是刃型肖克莱不全位错也不能通过插入半原子面得到，因为插入半原子面不可能导致大片层错区。
(5)即使是刃型肖克莱不全位错也只能滑移，不能攀移，因为滑移面上部（或下部）原子的扩散不会导致层错消失，因而有层错区和无层错区之间总是存在着边界线，即肖克莱不全位错线。
(6)即使是螺型肖克莱不全位错也不能交滑移，因为螺型肖克莱不全位错是沿〈112〉方向，而不是沿两个{111}面（主滑移面和交滑移面）的交线〈110〉方向，故它不可能从一个滑移面转到另一个滑移面上交滑移。
2.弗兰克(Frank)不全位错（分位错）
除了通过局部滑移 来形成层错区，从而导致肖克莱不全位错外，我们也可以通过插入和抽
出部分密排面的方式来形成局部层错。这个有层错区与无层错区的边界即为弗兰克不全位错，其柏氏矢量为 ,该矢量小于fcc晶体中〈111〉方向上的原子间距,所以也为不全位错。对应于插入半层
密排面所形成的不全位错称为正弗兰克不全位错；而与抽出型层错相联系的不全位错称为负弗兰克不全位错。图3-62、图3-63分别表示正、负弗兰克不全位错的形成过程。
弗兰克不全位错具有以下特点：
(1)位于{111}面上，可以是任何形状，包括直线、曲线和封闭环（称为弗兰克位错环）。但无论是什么形状，它总是刃型的，因为 和{111}面垂直。
(2)由于b不是fcc晶体的滑移方向，故弗兰克不全位错不能滑移、只能攀移。这种不可能滑移的位错便称为定位错，而肖克莱不全位错则是可滑位错。
3.扩展位错
在面心立方晶体中，能量最低的全位错是处在{111}面上的柏氏矢量为 的单位位错。结合前
面所讲肖克莱不全位错的概念以及图3-64，我们可以清楚地看出它可以分解为两个肖克莱不全位错（大家可以用位错反应的条件来验证此反应的可行性）：
由于这两个不全位错位于同一滑移面上，彼此同号且其柏氏矢量的夹角θ为60o<90o，故它们必然相互排斥并分开，其间夹着一片堆垛层错区，直到层错的表面张力(等于层错能)和不全位错的斥力相平衡时，不全位错的运动才停止，形成稳定的位错组态。这种两个不全位错夹一片层错的整个位错组态称为扩展位错,如图3-64所示。
⑴扩展位错的宽度
为了降低两个不全位错间的层错能，力求把两个不全位错的间距缩小，这相当于给两个不全位错一个吸力，数值等于层错的表面张力γ（即层错能）；而两个不全位错间的斥力则力图增大层错区宽度，当斥力与吸力相平衡时，不全位错之间的距离就为恒定值，这个平衡距离便是扩展位错的宽度D。
从前面已知，两个平行不全位错之间的斥力为：
 (3.18)
式中r为两不全位错的间距,b1,b2分别为两个肖克莱不全位错的柏氏矢量。当层错的表面张力与不全位错的斥力达到平衡时，两不全位错的间距r即为扩展位错的宽度d。即
 (3.19)
由此可见，扩展位错的宽度与晶体的单位面积层错能γ成反比，与切变模量G成正比。
⑵扩展位错的束集与交滑移
由于扩展位错的宽度主要取决于晶体的层错能γ，因此凡影响层错能的因素也必然影响扩展位错的宽度d。当扩展位错的局部区域受到某种障碍时，扩展位错在外切应力作用下其宽度将会缩小，甚至重新收缩成原来的全位错，称为束集。另外，由于扩展位错只能在其所在的滑移上运动，若要进行交滑移，扩展位错就必须首先束集成全螺位错，然后再由该全位错交滑移到另一滑移面上，并在新的滑移面上重新分解为扩展位错，继续进行滑移。如图03-59所示为面心立方晶体中 扩展位错的束集与交滑移过程。
4.面角位错（Lomer-Cottrell位错）
面角位错是中除弗兰克位错外又一类固定位错，如图03-60所示。两扩展位错在各自的滑移面上相向移动，当每个扩展位错中的一个不全位错达到滑移面的交线DC时，就会通过位错反应，生成新的先导位错(亦为不全位错) 。这个新位错是纯刃型的，并且其柏氏矢量不在fcc的滑移面{111}上，所以这个位错是一个固定位错，又叫压杆位错。这种形成于两个｛111｝面之间的面角上，由三个不全位错和两片层错所构成的位错组态称为Lomer-Cottrel位错简称面角位错。它对面心立方晶体的加工硬化起着重大作用。
3.2.7.5其他晶体中的位错
1.密排六方结构中的位错
在hcp晶体中，稳定的全位错为，其次是 。可观察到的滑移方向主要是 ，滑移面主要是{0001}。密排六方晶体中的密排面为{0001}面，堆垛顺序为ABABAB。对于层错能小的hcp金属如Co，Zn，Cd等曾观察到下列位错反应(肖克莱不全位错)：
2.体心立方晶体中的位错
前面已经指出，体心立方晶体的单位位错是 ，其滑移方向为<111>，但体心立方晶体的滑移
面是不确定的，通常可能的滑移面有｛110｝｛112｝和｛123｝，他随成分、温度及变形速度而变。实验中观察到的位错的柏矢氏量大多是 ；有时也看到<100>型位错，但由于密堆度小，经常是不动
的。由于体心立方晶体滑移面很多，因而常由于交滑移而使其滑移线呈波纹形状。实验和近年来计算机模拟的结果都表明：
⑴、bcc中没有扩展位错。这表明：bcc晶体的层错能很高。
⑵、没有通常意义上的位错分解。有些位错反应不作为本课程的学习内容。
关于离子晶体、共价晶体、聚合物晶体、层状结构中的位错等内容可参阅其他章节和有关参考书。
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