材料科學基礎(上海交大)-第5章.ppt

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第5章材料的形變和再結晶 5 0概述5 1彈性和粘彈性5 2晶體的塑性變形5 3回復和再結晶5 4熱變形與動態(tài)回復 再結晶5 5陶瓷材料變形的特點5 6高聚物的變形特點 重點與難點 彈性變形的特點和虎克定律 彈性的不完整性和粘彈性 比較塑性變形兩種基本形式 滑移與孿生的異同點 滑移的臨界分切應力 滑移的位錯機制 多晶體塑性變形的特點 細晶強化與Hall Petch公式 屈服現(xiàn)象與應變時效 彌散強化 加工硬化 形變織構與殘余應力 回復動力學與回復機制 再結晶形核機制 再結晶動力學 再結晶溫度及其影響因素 影響再結晶晶粒大小的因素 晶粒的正常長大及其影響因素 一次與二次再結晶以及靜態(tài)再結晶的區(qū)別 無機非金屬材料塑性變形的特點 高聚物塑性變形的特點 學習方法指導 善于用圖示法分析相關問題 滑移系中晶面和晶向的關系 單滑移 多滑移 交滑移等產(chǎn)生的晶體表面痕跡 彌散強化機制 變形量與強度的關系 利用本章內(nèi)容中相互矛盾的兩個方面理解相關知識點 一方面介紹了晶體塑性變形的機制 而另一個核心內(nèi)容是材料的強化機制 一方面是晶體滑移的實現(xiàn) 另一方面材料的強化這是強調(diào)阻礙位錯滑移的因素 注意本章內(nèi)容與其他章節(jié)內(nèi)容之間的聯(lián)系 本章除了晶體滑移的理論 還涉及位錯運動 晶界 相結構等重要知識點 要注重晶體滑移與其之間的聯(lián)系 內(nèi)容體系的建立遵循從特殊到普遍 從理論到應用的思路 本章材料變形理論的演變是從單晶體變形到多晶體 單相合金和多相合金 從位錯運動的晶體滑移到多晶體 固溶體和多相合金的強化 以 驅(qū)動力 為線索 理解重要概念及其區(qū)別 令變形金屬在受熱時發(fā)生的回復 再結晶 品粒長大均需要驅(qū)動力 如回復與再結晶的驅(qū)動力是畸變能差 晶粒長大的驅(qū)動力是晶界能差 同時 根據(jù)工作是否具有驅(qū)動力判斷其是否可以通過再結晶的方式改善性能等 5 0概述 材料在加工制備過程中或是制成零部件后的工作運行中都要受到外力的作用 材料受力后要發(fā)生變形 外力較小時產(chǎn)生彈性變形 外力較大時產(chǎn)生塑性 變形 而當外力過大時就會發(fā)生斷裂 圖5 1為低碳 鋼在單向拉伸時的應力一應變曲線 研究材料的變形規(guī)律及其微觀機制 分析了解各種內(nèi)外因素對變形的影響 以及研究討論冷變形材料在回復再結晶過程中組織 結構和性能的變化規(guī)律 具有十分重要的理論和實際意義 應力 s e e約3單 1生極限J s刻屈服強反J b刻抗拉強反J b b k應變圖5 1低碳鋼在單向拉伸時的應力一應變曲線 5 1彈性和粘彈性 5 1 1彈性變形的本質(zhì)彈性變形是指外力去除后能夠完全恢復的那部分變形 可從原子間結合力的角度來了解它的物理本質(zhì) 原子處于平衡位置時 系系關關的的距離間距子和原力與用量作色町系子u體原肌阻刷刷 二一 工 U U 山山 b一嗣 二 ur二內(nèi) lltill 門 Iit 力 J 丸 f 一 一 明 丁 非 以 L川 M l 處為當位生產(chǎn)力原變性 U力 衡產(chǎn)將外其的彈 能用態(tài)平將時 復生是 位作狀其時小樣恢產(chǎn)就 互的離大減這會所這 一刊相定偏增距 都 為 穩(wěn)將距間刀子置失 距置最后間子報原位消 間位是力子原侶 衡全 子低這一黨原 力后平完 原曰取 子 力斥除的便形 其于零原置引生去來形變 r T b 5 1 2彈性變形的特征和彈性模量 彈性變形的主要特征是 1 理想的彈性變形是可逆變形 力口載時變形 卸載時變形消失并恢復原狀 2 金屬 陶瓷和部分高分子材料不論是加載或卸載時 只要在彈性變形范圍內(nèi) 其應力與應變之間都保持單值線性函數(shù)關系 即服從虎克CHooke 定律 在正應力下 E 在切應力下 T Gy 式中 s t分別為正應力和切應力 e g分別為正應變和切應變 E G分別為彈性模量 楊氏模量 和切變模量 彈性模量與切變彈性模量之間的關系為 G E2 1 v 式中 v為材料泊松比 表示側向收縮能力 一般金屬材料的泊松比在0 25 0 35之間 高分子材料則相對較大些 彈性模量代表著使原子離開平衡位置的難易程度 是表征晶體中原子間結合力強弱的物理量 金剛石一類的共價鍵晶體由于其原子間結合力很大 故其彈性模量很高 金屬和離子晶體的則相對較低 而分子鍵的固體如塑料 橡膠等的鍵合力更弱 故其彈性模量更低 通常比金屬材料的低幾個數(shù)量級 3 彈性變形量隨材料的不同而異 多數(shù)金屬材料僅在低于比例極限Sp的應力 范圍內(nèi)符合虎克定律 彈性變形量一般不超過 5 而橡膠類高分子材料的高彈形變量則可高達1000 但這種變形是非線性的 5 1 3彈性的不完整性 多數(shù)工程上應用的材料為多晶體甚至為非晶態(tài)或者是兩者皆有的物質(zhì) 其內(nèi)部存在各種類型的缺陷 彈性變形時 可能出現(xiàn)加載線與卸載線不重合 應變的發(fā)展跟不上應力的變化等有別于理想彈性變形特點的現(xiàn)象 稱之為彈性的不完整性 彈性不完整性的現(xiàn)象包括包申格效應 彈性后效 彈性滯后和循環(huán)韌性等 1 包申格效應 材料經(jīng)預先加載產(chǎn)生少量塑性變形 小于4 而后同向加載貝IjSe升高 反向加載則Se下降 此現(xiàn)象稱之為包申格效應 它是多晶體金屬材料的普遍現(xiàn)象 彈 后放一些實際晶體 在加載或卸載時 應變不是瞬時達到其平衡值 而是通過一種弛豫過程未完成其變化的 圖5 3 這種在彈性極限Se范圍內(nèi) 應變滯后于外加應力 并和時間有關的現(xiàn)象稱為彈性后效或滯彈性 i 恤 峙 回 c 恤 oj ld 時間恒應力下的應力馳豫 圖5 3 3 彈性滯后由于應變落后于應力 在s e曲線上使加載線與卸載線不重合而形成一封閉回線 稱之 為彈性滯后 彈性滯后表明加載時消耗于材料的變形功大于卸載時材料恢復所釋放的變形功 多余的部分被材料內(nèi)部所消耗 稱之為內(nèi)耗 其大小即用彈性滯后環(huán)面積度量 5 1 4粘彈性 變形形式除了彈性變形 塑性變形外還有一種粘性流動 所謂粘性流動是指非晶態(tài)固體和液體在很小外力作用下便會發(fā)生沒有確定形狀的流變 并且在外力去除后 形變不能回復 純粘性流動服從牛頓粘性流動定律 as a 阿一一 dt式中 為應力 為應變速率 稱為粘度系數(shù) 反映了流體的內(nèi)摩擦力 即流體流動的難易程度 其單位為Pa so 一些非晶體 有時甚至多晶體 在比較小的應力時可以同時表現(xiàn)出彈性和粘性 這就是粘彈性現(xiàn)象 粘彈性變形的特點是應變落后于應力 當加上周期應力時 應力一應變曲線就成 回線 所包含的面積即為應力循環(huán) 周所損耗的能量 即內(nèi)耗 5 2晶體的塑性變形 應力超過彈性極限 材料發(fā)生塑性變形 即產(chǎn)生不可逆的永久變形 5 2 1單晶體的塑性變形在常溫和低溫下 單晶體的塑性變形主要通過滑移方式進行的 此外 尚有孿生和扭折等方式 1 滑移 滑移線與滑移帶 當應力超過晶體的彈 性極限后 晶體中就會產(chǎn)生層片之間的相對滑移 大量的層片間滑動的累積就構成晶體的宏觀塑性變形 金屬單晶體拉伸如圖5 40對滑移線的觀察也表明了晶體塑性變形的不均勻性 滑移只是集中發(fā)生在一些晶面上 而滑移帶或滑移線之間的晶體層片則未產(chǎn)生變形 只是彼此之間作相對位移而已 圖5 5 精事搜 圖5 5滑移帶形成示意圖 圖5 4金屬單晶體拉伸后的實物照片 b 滑移系 塑性變形時位錯只沿著一定的晶面和晶向運動 這些晶面和晶向分別稱為 滑移面 和 滑移方向 晶體結構不同 其滑移面和滑面喃喃陸和滑移方向往往是金屬晶體中原子排列最密的晶面和晶向 這是因為原子密度最大的晶面其面問距最大 點陣阻力最小 因而容易沿著這些面發(fā)生滑移 至于滑移方向為原子密度最大的方向是由于最密排方向上的原子間距最短 即位錯b最小 在其他條件相同時 晶體中的滑移系愈多 滑移過程可能采取的空間取向便愈多 滑移容易進行 它的塑性便愈好 據(jù)此 面心立方晶體的滑移系共有 111 43 12個 體心立方晶體可同時沿 110 112 123 晶面滑移 密排六方晶體的滑移系僅有 0001 13 3個 由于滑移系數(shù)目太少 的好 hcp多晶體的塑性不如fcc或bcc 面心立方 體心立方和密排六方精選實例的滑移面和滑移方向見下表5 1 表5 1一些金屬晶體的滑移面展滑移方向 品體結構 金屬舉例滑移面Cu Ag Au Ni Allll1fAl 在高溫 11UUI 滑移方向 面 立 方 100 110 111011112111231 Fc 111 體心立方 W 民110 Na 子0 08 0 24T r 11121 地 Na 于0 26 0 501 11101 111 Na K 于O 8Tn 123 111 Nb IIOl 111 B eTe 1臼 Ol 1120 10001 1120 1123 Zn i1122 一一一一 Be Re Zr l10101 1120 1120 l00011 密排六方 一 111221 1010 1120 1120 Mg 110111 110101 1120 1120 Ti Zr 1王f 1011100011 c 滑移的臨界分切應力 晶體的滑移是在切應力作用下進行的 但其中許多滑移系并非同時參與滑移 而只有當外力在某一滑移系中的分切應力達到一定臨界值時 該滑移系方可以首先發(fā)生滑移 該分切應力稱為滑移的臨界分切應力 滑移的臨界分切應力是一個真實反映單晶體受力起始屈服的物理量 其數(shù)值與晶體的類型 純度 以及溫度等因素有關 還與該晶體的加工和處理狀態(tài) 變形速度 以及滑移系類型等因素有關 常見金屬發(fā)生滑移的切應力見表5 20 表5 2 些金屬晶體在生滑穢的 商界分相應為純度J喃情移麗滑移方向99 991111 l1Q 1111 llO 金屬溫度It i臨界分回應為lMFa Ag 室祖 74 Al 窒祖 0 陌 cu 室溫 99 9 1 111 11 1111 110 0 98 Ni 室沮 99 8 A 5 ffi 室I 1101 111 FE 99 96 27 料 一且 Nb 室溫 11101 t11 33 8 i Ti 室溫 99 99 四101 1120 13 7 100011 理 地 室溫 99 95 1l20 81 室溫 100011 地 99 98 1l20 76 1000111 Mg 330 99 98 ll20 OTM 3 92 地 330 9S 1011 1120 例5 1 設 為滑移面法線與外 力F中心軸的夾角 為滑移方向與外力F的夾角 則F在滑移方向的分力為Fco磯 而滑 移面的面積為A cos 于是外力在該滑移面沿滑移方向的分切應力 為 如圖5 6 r fm mA 怯線 圖5 6例5 1示意圖 F A為試樣拉伸時橫截面上的正應力當 c 開始滑移 F A s cos cos 稱為取向因子或施密特因子 它是分切應力 與軸向應力F A的比值 取向因子越大 則分切應力 越大 對任一給定 角而言 若滑移方向是位于F與滑移面法線所組成的平面上 即 900 則沿此方向的 值較其他 的 值大 這時取向因子cos cos cos cos 900 1 2sin2 故當 值為450時 取向因子具有最大值0 50 這就是說 當滑移面與外力方向平行 或滑移方向與外力方向垂直的情況下不可能產(chǎn)生滑移 而當滑移方向位于外力方向與滑移面法線所組成的平面上 且 450 時 取向因子 達到最大值 0 勻 s最小 即以最小的拉應 力就能達到發(fā)生滑移所需的分切應力值 通常 稱取向因子大的為軟取向 而取向因子小的叫做硬取向 d 滑移時晶面的轉動 單晶體滑移時 除滑移面發(fā)生相對位移外 往往伴隨著晶面的轉動 對于只有一組滑移面的hcp 這種現(xiàn)象尤為明顯 圖5 7為單軸拉伸時晶體發(fā)生轉動的力偶作用機制 晶體受壓變形時也要發(fā)生晶面轉動 但轉動的結果是使滑移面逐漸趨于與壓力軸線相垂直 如圖5 8 另外 單晶體拉伸變形過程見圖5 9 圖5 7單軸拉伸時晶體轉動的力偶作用 圖5 8晶體受壓時的晶面轉動 壓縮前 b 壓縮后 a 捐移方向 央頭 轉胡 b F c 圖5 9單晶體拉伸變形過程b 自由滑移變形c 受夾頭限制的變形 a 原試樣 e 多系滑移 對于具有多組滑移系的晶體 滑移首先在取向最有利的滑移系 其分切應力最大 中進行 但由于變形時晶面轉動的結果 另一組滑移面上的分切應力也可能逐漸增加到足以發(fā)生滑移的臨界值以上 于是晶體的滑移就可能在兩組或更多的滑移面上同時進行或交替地進行 從而產(chǎn)生多系滑移 f 滑移的位錯機制 實際測得晶體滑移的臨界分切應力值較理論計算值低34個數(shù)量級 表明晶體滑移并不是晶體的一部分相對于另 部分沿著滑移面作剛性整體位移 而是借助位錯在滑移面上運動來逐步地進行的 晶體的滑移必須在一定的外力作用下才能發(fā)生 這說明位錯的運動要克服阻力 位錯運動的阻力首先來自點陣阻力 由于點陣結構的周期性 當位錯沿滑移面運動時 位錯中心的能量也要發(fā)生周期性的變化 如圖5 10所示 圖5 10位錯滑移時核心能量的變化 圖5 10中1和2為等同位置 當位錯處于這種平衡位置時 其能量最小 相當于處在能谷中 當位錯從位置1移動到位置2時 需要越過一個勢壘 這就是說位錯在運動時會遇 到點陣阻力 由于派爾斯 CPeierls 和納巴 羅CNabarro 首先估算了這一阻力 故又稱 為派一納CP N 力 p 2G I v xp 2 W b 式中 b為滑移方向上的原子間距 d為 滑移面的面問距 表位錯寬度 v為泊松比 W d 1叫代 由派一納力公式可知 位錯寬度越大 則派一納力越小 這是因為位錯寬度表示了位錯所導致的點陣嚴重畸變區(qū)的范圍 寬度大則位錯周圍的原子就能比較接近于平衡位置 點陣的彈性畸變能低 故位錯移動時其他原子所作相應移動的距離較小 產(chǎn)生的阻力也較小 位錯運動的阻力除點陣阻力外 位錯與位錯的交互作用產(chǎn)生的阻力 運動位錯交截后形成的扭折和割階 尤其是螺型位錯的割階將對位錯起釘扎作用 致使位錯運動的阻力增加 位錯與其他晶體缺陷如點缺陷 其他位錯 晶界和第二相質(zhì)點等交互作用產(chǎn)生的阻力 對位錯運動均會產(chǎn)生阻力 導致晶體強化 2 孿生 孿生是塑性變形的另一種重要形式 它常作為滑移不易進行時的補充 孿生變形過程當面心立方晶體在切應力作用下發(fā)生孿 生變形時 晶體內(nèi)局部地區(qū)的各個晶面沿著 112 方向 圖5 11a的AC 彼此相對移動距離為的均勻切變 111 產(chǎn)生 圖5 11面心立方晶體孿生變形示意圖 a 孿晶面和孿生方向 b 孿生變形時原子的移動 這樣的切變并未使晶體的點陣類型發(fā)生變化 但它卻使均勻切變區(qū)中的晶體取向發(fā)生變更 變?yōu)榕c未切變區(qū)晶體呈鏡面對稱的取向 這一變形過程稱為孿生 變形與未變形兩部分晶體合稱為孿晶 均勻切變區(qū)與未切變區(qū)的分界面 即兩者的鏡面對稱面 稱為孿晶界 發(fā)生均勻切變的那組晶面稱為 孿晶面 即 111 面 孿生面的移動方向稱為孿生方向 b 孿生的特點 1 孿生變形也是在切應力作用下發(fā)生的 并通常出現(xiàn)于滑移受阻而引起的應力集中區(qū) 因此 孿生所需的臨界切應力要比滑移時大得多 2 孿生是一種均勻切變 即切變區(qū)內(nèi)與孿晶面平行的每一層原子面均相對于其毗鄰晶面沿孿生方向位移了一定的距離 且每一層原子相對于孿生面的切變量跟它與孿生面的距離成正比 3 孿晶的兩部分晶體形成鏡面對稱的位向關系 c 孿晶的形成 在晶體中形成孿晶的主要方式有三種 一是通過機械變形而產(chǎn)生的孿晶 也稱為 變形孿晶 或 機械孿晶 它的特征通常呈透鏡狀或片狀 其二為 生長李晶 它包括晶體自氣態(tài) 如氣相沉積 液態(tài) 液相凝固 或固體中長大時形成的孿晶 其三是變形金屬在其再結晶返火過程中形成的李晶 也稱為 退火孿晶 它往往以相互平行的孿晶面為界橫貫整個晶粒 是在再結晶過程中通過堆垛層錯的生長形成的 它實際上也應屬于生長李晶 系從固體中生長過程中形成 通常 對稱性低 滑移系少的密排六方金屬如Cd Zn Mg等往往容易出現(xiàn)孿生變形 面心立方晶體中孿晶的形成見圖5 120 L J L電n 1 B c LA歸 l C 4CHA b J L 日A a 圖5 12面心立方晶體中孿晶的形成 d 孿生的位錯機制 由于孿生變形時 整個李晶區(qū)發(fā)生均勻切變 其各層晶面的相對位移是借助一個不全位錯 肖克萊不全位錯 運動而造成的 孿生的位錯極軸機制見圖5 130 生 通過位錯增殖的極軸機制形成 v b1 H 圖5 13孿生的位錯極軸機制 3 扭折 由于各種原因 晶體中不同部位的受力情況和形變方式可能有很大的差異 對于那些既不能進行滑移也不能進行孿生的地方 晶體將通過其他方式進行塑性變形 相關實例見圖5 14和圖5 150為了使晶體的形狀與外力相適應 當外力超過某一臨界值時晶體將會產(chǎn)生局部彎曲 這種變形方式稱為扭折 變形區(qū)域則稱為扭折帶 扭折變形與孿生不同 它使扭折區(qū)晶體的取向發(fā)生了不對稱性的變化 扭折是一種協(xié)調(diào)性變形 它能引起應力松弛 使晶體不致斷裂 eatta E tBE E LFh rc 一 F tkt J川向 a A aaa BEE E k v d VF J 宇品扭析懵 b a b 圖5 15單晶鋪被壓縮時的扭折 a 扭折示意圖 b 鋪單晶中的扭折帶 圖514伴隨著形成孿晶而產(chǎn)生的扭折帶 5 2 2多晶體的塑性變形 實際使用的材料通常是由多晶體組成的 室溫下 多晶體中每個晶粒變形的基本方式與單晶體相同 但由于相鄰晶粒之間取向不同 以及晶界的存在 因而多晶體的變形既需克服晶界的阻礙 又要求各晶粒的變形相互協(xié)調(diào)與配合 故多晶體的塑性變形較為復雜 1 晶粒取向的影響 晶粒取向?qū)Χ嗑w塑性變形的影響 主要表現(xiàn)在各晶粒變形過程中的相互制約和協(xié)調(diào)性 當外力作用于多晶體時 由于晶體的各向異性 位向不同的各個晶體所受應力并不一致 處于有利位向的晶粒首先發(fā)生滑移 處于不利方位的晶粒卻還未開始滑移 為了使多晶體中各晶粒之間的變形得到相互協(xié)調(diào)與配合 通過各晶粒的多系滑移來保證 5個獨立的滑移系 這就與晶體的結構類型有關 j骨移系甚多的面心立方和體心立方晶體能滿足這個條件 故它們的多晶體具有很好的塑性 相反 密排六方晶體由于滑移系少 晶粒之間的應變協(xié)調(diào)性很差 所以其多晶體的塑性變形能力可低 2 晶界的影響 從第3章得知 晶界上原子排列不規(guī)則 點陣畸變嚴重 何況晶界兩側的晶粒取向不同 滑移方向和滑移面彼此不一致 因此 滑移要從一個晶粒直接延續(xù)到下一個晶粒是極其困難的 在室溫下晶界對滑移具有阻礙效應 對只有2 3個晶粒的試樣進行拉伸試驗表明 在品界處呈竹節(jié)狀 見圖5 16 多晶體試樣經(jīng)拉伸后 每一晶粒中的滑移帶都終止在晶界附近 如圖5 17所示 在變形過程中位錯難以通過晶界被堵塞在晶界附近 這種在晶界附近產(chǎn)生的位錯塞積群會對晶內(nèi)的位錯源產(chǎn)生一反作用力 此反作用力隨位錯塞積的數(shù)目n而增大 n kn LGb式中 為作用于滑移面上外加分切應力 L為位 錯源至晶界之距離 k為系數(shù) 蟲累 位錯k l 刃位錯 k l v 當它增大到某一數(shù)值時 可使位錯源停止開動 使晶體顯著強化 圖5 16 經(jīng)拉伸后晶界處呈竹節(jié)狀 圖5 17位錯在相鄰晶粒中的作用示意圖 因此 對多晶體而言 外加應力必須大至足以激發(fā)大量晶粒中的位錯源動作 產(chǎn)生滑移 才能覺察到宏觀的塑性變形 由于晶界數(shù)量直接決定于晶粒的大小 因此 晶界對多晶體起始塑變抗力的影響可通過晶粒大小直接體現(xiàn) 實踐證明 多晶體的強度隨其晶粒細化而提高 多晶體的屈服強度Ss與晶粒平均直徑d的關系可用著名的霍爾一佩奇 Hall Petch 公式表示 q 口口 Kd2 0 0 0 Kd 2 式中 反映晶內(nèi)對變形的阻力 相當于極大單晶的屈服強度 K反映晶界對變形的影響系數(shù) 與晶界結構有關 進二步實驗證明 霍爾一佩奇公式適用性甚廣 因此 一般在室溫使用的結構材料都希望獲得細小而均勻的晶粒 因為細晶粒不僅使材料具有較高的強度 硬度 而且也使它具有良好的塑性和韌性 即具有良好的綜合力學性 當變形溫度高于O 5Tm 熔點 以上時 由 于原子活動能力的增大 以及原子沿晶界的擴散速率加快 使高溫下的晶界具有一定的粘滯性特點 它對變形的阻力大為減弱 即使施加很小的應力 只要作用時間足夠長 也會發(fā)生晶粒沿晶界的相對滑動 成為多晶體在高溫時一種重要的變形方式 此外 在高溫時 多晶體特別是細品粒的多晶體還可能出現(xiàn)另一種稱為擴散性蠕變的變形機制 這個過程與空位的擴散有關 據(jù)此 在多晶體材料中往往存在一 等強溫度飛 低于Te時 晶界強度高于晶粒內(nèi)部的 高于Te時則得到相反的結果 見圖5 18 圖5 18等溫強度示意圖 5 2 3塑性變形對材料組織與性能的影響 塑性變形不但可以改變材料的外形和尺寸 而且能夠使材料的內(nèi)部組織和各種性能發(fā)生變化 在變形的同時 伴隨著變性 1 顯微組織的變化 經(jīng)塑性變形后 金屬材料的顯微組織發(fā)生明顯的改變 一每個晶粒內(nèi)部出現(xiàn)大量的滑移帶或?qū)\晶帶外 一隨著變形度的增加 原來的等軸晶粒將逐漸沿其變形方向伸長 一當變形量很大時 晶粒變得模糊不清 晶粒己難以分辨而呈現(xiàn)出一片如纖維狀的條紋 稱為纖維組織 纖維的分布方向即是材料流變伸展的方向 一晶體的塑性變形是借助位錯在應力作用下運動和不斷增殖 隨著變形度的增大 晶體中的位錯密度迅速提高 經(jīng)嚴重冷變形后 位錯密度可從原先退火態(tài)的106 107cm 2增至1011 1012cm 2o 2 亞結構的變化 經(jīng)一定量的塑性變形后 晶體中的位錯線通過運動與交互作用 開始呈現(xiàn)紛亂的不均勻分布 并形成位錯纏結 進一步增加變形度時 大量位錯發(fā)生聚集 并由纏結的位錯組成胞狀亞結構 一此時 變形晶粒是由許多這種胞狀亞結構組成 各胞之間存在微小的位向差 一隨著變形度的增大 變形胞的數(shù)量增多 尺寸減小 一如果經(jīng)強烈冷軋或冷拉等變形 則伴隨纖維組織的出現(xiàn) 其亞結構也將由大量細長狀變形胞組成 3 性能的變化 材料在塑性變形過程中 隨著內(nèi)部組織與結構的變化 其力學 物理和化學性能均發(fā)生明顯的改變oa 加工硬化 金屬材料經(jīng)冷加工變形后 強度 硬度 顯著提高 而塑性則很快下降 即產(chǎn)生了加工硬化現(xiàn)象 加工硬化是金屬材料的一項重要特性 可被用作強化金屬的途徑 特別是對那些不能通過熱處理強化的材料如純金屬 以及某些合金 如奧氏體不銹鋼等 主要是借冷加工實現(xiàn)強化的 問啊劇國B nu nHAU za t電ta a T E i 由 切應變 圖5 19單晶體的切應力 切應變曲線顯示塑性變形的三個階段 11階段一一線性硬化階段 金屬單晶體的典型應力一應變曲線 也稱加工硬化曲線 其塑性變形部分是由三個階段所組成 圖5 19 I階段一一易滑移階段 當 三 c后 應力增加不多 便能產(chǎn)生相當大的變形 此段接近于直線 其斜率 I 或 即加工硬化率低 一般I為 10 4G數(shù)量級 G 為材料的切變模量 隨著應變量增加 應力線性增長 此段也呈直線 且斜率較大 加工硬化十分顯著 9IIG 300 近乎常數(shù) 111階段一一拋物線型硬化階段 隨應變增加 應力上升緩慢 呈拋物線型 9111逐漸下降O 圖5 20 回心立方 Cu hh迦軍 切應變 多晶體的塑性變形由于晶界的阻礙作用和晶粒之間的協(xié)調(diào)配合要求 各晶粒不可能以單一滑移系動作而必然有多組滑移系同時作用 因此多晶體的應力一應變曲線不會出現(xiàn)單晶曲線的第l階段 而且其硬化曲線通常更陡 圖5 21 三種典型晶體結構金屬單晶體的硬化曲線 圖5 20 面心立方和體心立方晶體顯示出典型的三階段 至于密排六方金屬單晶體的第I階段通常很長 遠遠超過其他結構的晶體 以致于第II階段還未充分發(fā)展時試樣就已經(jīng)斷裂了 300 多晶體 0 012mm 單品體 10 4呻t主Il t圖5 21多晶體與單晶體塑性變形對比 勿同 哩寺Z叫 干 多品悴 圖5 22 時 199 99 21 i申民 呀 3D 40 其硬化曲線通常更陡 細晶粒多晶體在變形開始階段尤為明顯 圖5 22 塑性變形過程中位錯密度的增加及其所產(chǎn)生的釘扎作用是導致加工硬化的決定性因素 b 其他性能的變化 經(jīng)塑性變形后的金屬材料 由于點陣畸變 空位和位錯等結構缺陷的增加 使其物理性能和化學性能也發(fā)生一定的變化 如塑性變形通?？墒菇饘俚碾娮杪试龈?增加的程度與形變量成正比 另外 塑性變形后 金屬的電阻溫度系數(shù)下降 磁導率下降 熱導率也有所降低 鐵磁材料的磁滯損耗及矯頑力增大 由于塑性變形使得金屬中的結構缺陷增多 自由焰升高 因而導致金屬中的擴散過程加速 金屬的化學活性增大 腐蝕速度加快 4 形變織構 在塑性變形中 隨著形變程度的增加 各個晶粒的滑移面和滑移方向都要向主形變方向轉動 逐漸使多晶體中原來取向互不相同的各個晶粒在空間取向上呈現(xiàn)一定程度的規(guī)律性 這一現(xiàn)象稱為擇優(yōu)取向 這種組織狀態(tài)則稱為形變織構 形變織構隨加工變形方式不同主要有兩種類型 拔絲時形成的織構稱為絲織構 其主要特征為各晶粒的某一晶向大致與拔絲方向相平行 軋板時形成的織構稱為板織構 其主要特征為各晶粒的某一晶面和晶向分別趨于同軋面與軋向相平行 5 殘余應力 塑性變形中外力所作的功除大部分轉化成熱之外 還有一小部分以畸變能的形式儲存在形變材料內(nèi)部 這部分能量叫做儲存能 儲存能的具體表現(xiàn)方式為 宏觀殘余應力 微觀殘余應力及點陣畸變 按照殘余應力平衡范圍的不同 通常可將其分為三種 1 第一類內(nèi)應力 又稱宏觀殘余應力 它是由工件不同部分的宏觀變形不均勻性引起的 故其應力平 衡范圍包括整個工件 例如 圖5 23和圖 5 24中將金屬棒施以彎曲載荷 則上邊受拉而伸長 下邊受到壓縮 變形超過彈性極限產(chǎn)生了塑性變形時 則外力去除后被伸長的一邊就存在壓應力 短邊為張應力 這類殘余應力所對應的畸變能不大 僅占總儲存能的0 1 左右 國5 23 金屬棒彎曲變形后的殘留應力 四 圃 圖5 24 金屬拉絲后的殘留應力 2 第二類內(nèi)應力 又稱微觀殘余應力 它是由晶?；騺喚ЯＶg的變形不均勻性產(chǎn)生的 其作用范圍與晶粒尺寸相當 即在晶?；騺喚ЯＶg保持平衡 這種內(nèi)應力有時可達到很大的數(shù)值 甚至可能造成顯微裂紋并導致工件破壞 3 第三類內(nèi)應力 又稱點陣畸變 其作用范圍是幾十至幾百納米 它是由于工件在塑性變形中形成的大量點陣缺陷 如空位 問隙原子 位錯等 引起的 變形金屬中儲存能的絕大部分 80 90 用于形成點陣畸變 這部分能量提高了變形晶體的能量 使之處于熱力學不穩(wěn)定狀態(tài) 故它有一種使變形金屬重新恢復到自由大含最低的穩(wěn)定結構狀態(tài)的自發(fā)趨勢 并導致塑性變形金屬在加熱時的回復及再結晶過程 5 3回復和再結晶 經(jīng)塑性變形的材料具有白發(fā)恢復到變形前低自由能狀態(tài)的趨勢 當冷變形金屬加熱時會發(fā)生回復 再結晶和晶粒長大等過程 了解這些過程的發(fā)生和發(fā)展規(guī)律 對于改善和控制金屬材料的組織和性能具有重要的意義 5 3 1冷變形金屬在加熱時的組織與性能變化 冷變形后材料經(jīng)重新加熱進行退火之后 其組織和性能會發(fā)生變化 觀察在不同加熱溫度下變化的特點可將退火過程分為回復 再結晶和晶粒長大三個階段 圖5 25 回復是指新的無畸變晶粒出現(xiàn)之前所產(chǎn)生的亞結構和性能變化的階段 再結晶是指出現(xiàn)無畸變的等軸新晶粒逐步取代變形晶粒的過程 晶粒長大是指再結晶結束之后晶粒的繼續(xù)長大 固復 十 輯結屬 f 矗位最大 t t 13 s 雹4 宮2 事 加熱溫度或保溫時間 圖5 25 冷變形金屬退火時晶粒形狀大小的變化 由圖5 25和圖5 26可見 在回復階段 由于不發(fā)生大角度晶界的遷移 品粒的形狀和大小與變形態(tài)的相同 仍保持著纖維狀或扁平狀 從光學顯微組織上幾乎看不出變化 在再結晶階段 首先是在畸變度大的區(qū)域產(chǎn)生新的無畸變晶粒的核 心 然后逐漸消耗周圍的變形基體而長大 直到形變組織完全改組為新的 無畸變的細等軸晶粒為止 最后 在晶界表面能的驅(qū)動下 新晶?；ハ嗤淌扯L大 從而得到一個在該條件下較為穩(wěn)定的尺寸 稱為晶粒長大階段 a b c 圖5 26顯微組織變化 示意圖 冷變形金屬在退火過程中的性能和能量變化 1 強度與硬度 回復階段的硬度變化很小 約占總變化的1 5 麗再結晶階段則下降較多 可以推斷 強度具有與硬度相似的變化規(guī)律 上述情況主要與金屬中的位錯機制有關 即回復階段時 變形金屬仍保持很高的位錯密度 而發(fā)生再結晶后 則由于位錯密度顯著降低 故強度與硬度明顯下降 2 電阻 變形金屬的電阻在回復階段己表現(xiàn) 明顯的下降趨勢 因為電阻率與晶體點陣中的點缺陷 如空位 間隙原子等 密切相關 點缺陷所引起的點陣畸變會使傳導電子產(chǎn)生散射 提高電阻率 它的散射作用比位錯所引起的更為強烈 因此 在回復階段電阻率的明顯下降就標志著在此階段點缺陷濃度有明顯的減小 3 內(nèi)應力 在回復階段 大部或全部的宏觀內(nèi)應力可以消除 而微觀內(nèi)應力則只有通過再結晶方可全部消除 4 亞晶粒尺寸 在回復的前期 亞晶粒尺寸變化不大 但在后期 尤其在接近再結晶時 亞晶粒尺寸就顯著增大 5 密度 變形金屬的密度在再結晶階段發(fā)生 急劇增高 顯然除與前期點缺陷數(shù)目減小有關外 主要是在再結晶階段中位錯密度顯著降低所致 6 儲能的釋放 當冷變形金屬加熱到足以引起應力松弛的溫度時 儲能就被釋放出來 回復階段時各材料釋放的儲存能量均較小 再結晶晶粒出現(xiàn)的溫度對應于儲能釋放曲線的高峰處 圖5 27 上述介紹的性能變化情況見圖5 280 再A結a 霄結 再撞Sc fI A 純金屬B 不純的金屬C A口一合 Bi八 蝠 I 瑤摞 II 溫度 圖5 27 變形金屬加熱時儲能的釋放 回復 Fl 硬度 臨件坦坦拭N問劇也樹干 二 溫度圖5 28變形金屬加熱時性能的變化 5 3 2回復 1 回復動力學 圖5 29 回復是冷變形金屬在退火時發(fā)生組織性能變化的早期階段 回復特征通?？捎?級反應方程來表達 dx 一一 cx dt式中 t為恒溫下的加熱時間 x為冷變形導 致的性能增量經(jīng)加熱后的殘留分數(shù) 和溫度有關的比例常數(shù) c為與材料 c1直與溫度的關系具有典型的熱激活過程 的特點 可由著名的阿累尼烏斯方程來描述 Qjc coglE Arrhenius 式中 Q為激活能 R為氣體常數(shù) T為絕 對溫度 Co為比例常數(shù) 回復方程式 lnt A 一二RT式中 A為常數(shù) 作lnt l T圖 如為直線 則 由直線斜率可求得回復過程的激活能 E國 司變電量自o E 喘0 畫 自時間 圖5 29經(jīng)拉伸變形的純鐵在不同溫度下加熱時 屈服強度的回復動力學 回復動力學特點 1 回復過程沒有孕育期 隨著退火的開始進行 發(fā)生軟化 2 在一定溫度下 初期的回復速率很大 以后逐漸變慢 直到最后回復速率為零 3 每一溫度的回復程度有一極限值 返火溫度越高 這個極限值也越高 而達到此極限所需時間則越短 4 回復不能使金屬性能恢復到冷變形前的水平 例5 1回復動力學方程例 己知辭單晶的回復激活能Q 20000cal mol 在OOC回復到殘留75 的加工硬化需5min 請問在270C和 500C回復到同樣程度需多長時間 解 fl 5e200叮1性古 0 185 Crnin 20000 4 18 11 f二元 8 31 273223 二185 rnin 13 天 測量出幾個不同溫度下回復到相同P值所需的時間 利用 4 式并取對數(shù) 得到 lnt 常數(shù) 主 RT 從htJ關系可求出激活能 矛惻以推斷可能的回復機制 2 回復機制 低溫回復低溫時 回復主要與點缺陷的遷移有關 b 中溫回復加熱溫度稍高時 會發(fā)生位錯運動和重新分布小回復的機制主要與位錯的滑移有關 c 高溫回復高溫 0 3Tm 時 刃型位錯可 獲得足夠能量產(chǎn)生攀移 通過攀移使同一滑移面上異號位錯相消 位錯密度下降 位錯重排成較穩(wěn)定的組態(tài) 構成亞晶界 形成回復后的亞晶結構 多邊化前后刃型位錯變化見圖5 30 b 圖5 30多邊化前 后刃型位錯的排列情況 a 多邊化前 b 多邊化后 從上述回復機制可以理解 回復過程中電阻率的明顯下降主要是由于過量空位的減少和位錯應變能的降低 內(nèi)應力的降低主要是由于晶體內(nèi)彈性應變的基本消除 硬度及強度下降不多則是由于位錯密度下降不多 亞晶還較細小之故 3回復返火的應用1 回復機制與性能的關系內(nèi)應力降低 彈性應變基本消除 硬度和強度下降不多 位錯密度降低不明顯 亞晶較細 電阻率明顯下降 空位減少 位錯應變能降低 2 去應力退火降低應力 保持加工硬化效果 防止工件變形 開裂 提高耐蝕性 5 3 3再結晶 再結晶的驅(qū)動力是變形金屬經(jīng)回復后未被釋放的儲存能 相當于變形總儲能的90 通過再結晶退火可以消除冷加工的影響 故在實際生產(chǎn)中起著重要作用 1 再結晶過程再結晶是一種形核和長大過程 即通過在變形組織的基體上產(chǎn)生新的無畸變再結晶晶核 并通過逐漸長大形成等軸晶粒 從而取代全部變形組織的過程 圖5 31 a d e i f 圖5 31 再結晶過程示意圖 形核 1 晶界弓出形核 圖5 32 對于變形 程度較小 一般小于20 的金屬 其再結晶 核心多以晶界弓出方式形成 即應變誘導晶界移動或稱為凸出形核機制 2 亞晶形核 圖5 33 此機制一般是在大的變形度下發(fā)生 借助亞晶作為再結晶的核心 其形核機制又可分為以下兩種 亞晶合并機制 亞晶遷移機制 業(yè)晶粒合并形核 晶粒長大形核 晶界弓出形核 c 圖5 32 形核機制示意圖 晶界凸出形核 變形量較小時 20 晶界弓出形核 凸向亞晶粒小的方向 A A 圖5 33具有亞晶組織的晶界凸出形核示意圖 b 長大 驅(qū)動力 畸變能差方式 晶核向畸變晶粒擴展 至新晶粒相互接觸 注 再結晶不是相變過程 2 再結晶動力學再結晶動力學決定于形核率和長大速率G的大小 和G不隨時間而改變的情況下 在恒溫下經(jīng)過t時間后 已經(jīng)再結晶的體積分數(shù) R可用下式表示 1 1 時再結晶速率和產(chǎn)生某一體積分數(shù) R所需的時間t成反比 即V l t 故此1 AEgf去式中為常數(shù) Q為再結晶的激活能 R為 氣體常數(shù) T為絕對溫度 規(guī)律有孕育期 溫度越高 變形量越大孕育期越短 在體積分數(shù)為0 5時速率最大 然后減慢 其中 純鐵和碳鋼的情況見圖5 34和圖5 350 100 100r i Ii 80擊目 恤 40隨t 20 市叫田 匯1 退火時間I min wcO 26620 C 102 圖5 34純鐵的再結晶 圖5 35變形量對碳鋼再結晶的影響 3 再結晶溫度1再結晶溫度 經(jīng)嚴重冷變形 變形量 70 的金屬或合金 在lh內(nèi)能夠完成再結晶的 再結晶體積分數(shù) 95 最低溫度 高純金屬 T再 0 25 0 35 Tm0 2經(jīng)驗公式 斗工業(yè)純金屬 T再 0 35 0劇Tmo合金 T再 0 4 0 9 Tm0 注 再結晶退火溫度一般比上述溫度高1002000C 3影響因素 變形量越大 驅(qū)動力越大 再結晶溫度越低 純度越高 再結晶溫度越低 加熱速度太低或太高 再結晶溫度提高 4 影響再結晶的因素 1 退火溫度 溫度越高 再結晶速度越大 2 變形量 變形量越大 再結晶溫度越低 隨變形量增大 再結晶溫度趨于穩(wěn)定 變形量低于一定值 再結晶不能進行 如原始晶粒尺寸 晶粒越小 驅(qū)動力越大 晶界越多 有利于形核 4 微量溶質(zhì)元素 阻礙位錯和晶界的運動 不利于再結晶 5 第二分散相 間距和直徑都較大時 提高畸 變能 并可作為形核核心 促進再結晶 直徑和間距很小時 提高畸變能 但阻礙晶界遷移 阻礙再結晶 5 再結晶晶粒大小的控制 晶粒大小一變形量關 系圖 1 變形量 圖 存在臨界變形量 生產(chǎn)中應避免臨界變形量 2 原始晶粒尺寸 晶粒越小 驅(qū)動力越大 形核 位置越多 使晶粒細化 3 合金元素和雜質(zhì) 增加儲存能 阻礙晶界移動 有利于晶粒細化 4 溫度變形溫度越高 回復程度越大 儲存能減小 晶粒粗化 退火溫度越高 臨界變形度越小 晶粒粗大 6再結晶的應用 恢復變形能力改善顯微組織消除各向異性提高組織穩(wěn)定性 再結晶返火 再結晶溫度 T再 1002000C 5 3 4晶粒長大 再結晶結束后 材料通常得到細小等軸晶粒 若繼續(xù)提高加熱溫度或延長加熱時間 將引起晶粒進一步長大 對晶粒長大而言 晶界移動的驅(qū)動力通常來自總的界面能的降低 晶粒長大按其特點可分為兩類 正常晶粒長大與異常晶粒長大 二次再結晶人前者表現(xiàn)為大多數(shù)晶粒幾乎同時逐漸均勻長大 而后者則為少數(shù)晶粒突發(fā)性的不均勻長大 1 晶粒的正常長大 1 正常長大 再結晶后的晶粒均勻連續(xù)的長大02 驅(qū)動力 界面能差 界面能越大 由率半徑越小 驅(qū)動力越大 長大方向是指向曲率中心 而再結晶晶核的長大方向相反 3 晶粒的穩(wěn)定形狀 晶界趨于平直 晶界夾角趨于1200C 二維坐標中晶粒邊數(shù)趨于6 圖5 36 I圖W晶拉長大時晶界移動方向 4影響晶粒長大的因素 1 溫度 溫度越高 晶界易遷移 晶粒易粗化 2 分散相粒子 阻礙晶界遷移 降低晶粒長大速率 一般有晶粒穩(wěn)定尺寸d和第二相質(zhì)點半徑隊體積分數(shù) 的關系 d 4r 3 3 雜質(zhì)與合金元素 氣團作 釘扎晶界 不利于晶界移動 4 晶粒位向差 小角度晶界的界面能小于大角度晶界 因而前者的移動速率低于后者 2晶粒的異常長大 釘扎晶界的第二相溶于基體 再結晶織構中位向一致晶粒的合并 大晶粒吞并小晶粒 1 機制 各向異性織構明顯優(yōu)化磁導率晶粒大小不均性能不均 2 對組織和性能的影響 降低強度和塑韌性晶粒粗大提高表面粗糙度 3再結晶退火的組織 1 再結晶圖 退火溫度 變形量與晶粒大小的關系圖 2 再結晶織構 再結晶退火后形成的織構 退火可將形變織構消除 也可形成新織構 擇優(yōu)形核 沿襲形變織構 擇優(yōu)生長 特殊位向的再結晶晶核快速長大 3 返火孿晶 再結晶返火后出現(xiàn)的孿晶 是由于再結晶過程中因晶界遷移出現(xiàn)層錯形成的 5 4熱變形與動態(tài)回復 再結晶 冷塑性變形引起的加工硬化 可以通過加熱發(fā)生再結晶來加以消除 如果金屬在再結晶溫度以上進行壓力加工 那么塑性變形所引起的加工硬化就可以立即被再結晶過程所消除 將金屬或合金加熱至再結晶溫度以上進行的壓力加工稱為熱加工 在再結晶溫度以下的加工稱為冷加工 在熱加工過程中 金屬內(nèi)部同時進行著加工硬化和再結晶軟化這兩個相反的過程 不過此時的再結晶是在加工的同時發(fā)生的 稱為動態(tài)再結晶 它與上一章介紹的冷加工后退火時發(fā)生的再結晶是不盡相同的 有時在熱加工過程中硬化和軟化這兩個因素不能剛好全部抵消 5 4 1動態(tài)回復與動態(tài)再結晶 熱加工時 硬化過程與軟化過程是同時進行的 按其特征不同 可分為下述五種形式 1 動態(tài)回復 2 動態(tài)再結晶 1 2 是在溫度和負荷聯(lián)合作用下發(fā)生的 3 亞動態(tài)再結晶 4 靜態(tài)再結晶 5 靜態(tài)回復 3 4 5 是在變形停止之后 即在無負荷作用下發(fā)生的 1動態(tài)回復 圖5 38 特點 流變應力不隨應變而變的穩(wěn)態(tài)流變 1 真應力一真應變曲線 圖5 37 1 微應變階段 11 動態(tài)回復的初始階段 111 穩(wěn)態(tài)變形階段 R12 l 晶粒伸長 位話密度增加 位錨密度不變 巨 品發(fā)展 巨品保恃等軸 尺寸不變 平均取向差不變 m 一一一一 一一一 一二一 應變圖5 37真應力一真應變曲線 160 句 8 不lO s 3 0 IO zs l 2 3 XlO ls I3 0 10 s t 6 0 xlO 5s 1 茍 0 40 6 0 8 1 0 0 2 圖5 38動態(tài)回復的應力應變曲線 流變曲線 2 組織結構的變化 熱加工后的晶粒沿變形方向伸長 同時 晶粒內(nèi)部出現(xiàn)動態(tài)回復所形成的等軸亞晶粒 亞晶尺寸與穩(wěn)態(tài)流變應力成反比 并隨變形溫度升高和變形速度降低而增大 圖5 39 創(chuàng)光學顯微組織 偏振光430X b 搬進t電鏡照片 圖5 39鋁在4000C擠壓時動態(tài)回復所形成的亞晶 3 動態(tài)回復的機制 1 是位錯的攀移和交滑移 攀移在動態(tài)回復中起主要的作用 2 層錯能的高低是決定動態(tài)回復進行充分與否的關鍵因素 3 動態(tài)回復易在層錯能高的金屬 如鋁及鋁合金中發(fā)生 2 動態(tài)再結晶 1 真應力真應變曲線 圖5 40 I加工硬化階段 0 c 11 動態(tài)再結晶的權始階段 c三 s 111 穩(wěn)態(tài)流變階段 三 s 1十E十二E 4 2 一L 一二一一一 t 1 應變 噸 t 回5刷低層錯能金屬在熱細工溫度的應力句應變曲線 示意困 v 1一連續(xù)的快速動態(tài)再鋪晶 2一反復的動態(tài)再結晶 2 動態(tài)再結晶的機制 在熱加工過程中 動態(tài)再結晶也是通過形核和長大完成的 動態(tài)再結晶的形核方式與 及由此引起的位錯組態(tài)變化有關 當 較低時 動態(tài)再結晶是通過原晶界的弓出機制形核 而當 較高時 則通過亞晶聚集長大方式進行 3 組織結構的變化 圖5 41 晶粒是等軸的 大小不均勻 晶界呈鋸齒狀 等軸晶內(nèi)存在被纏結位錯所分割成的亞晶粒 圖5 41 動態(tài)再結晶組織 動態(tài)再結晶的先錐照片 的錦在93400變形時 嗣1 63x10 28 1 e 7 0 在動態(tài)再結晶形成的品位中的捕結位錯 薄膜透射電能照片 4 層錯能較低的金屬 如銅及銅合金 熱 加工過程中發(fā)生的軟化過程主要來自動態(tài)再結晶 現(xiàn)存的晶界往往是動態(tài)再結晶的主要形核之處 形變溫度越高 應變速率越小 應變量越大 越有利于動態(tài)再結晶 動態(tài)再結晶的晶粒大小d主要決定于熱變形時的流變應力 ocd n D 常數(shù)0 1 0 5 5 4 2熱加工對金屬組織和性能的影響 1 消除了某些鑄造缺陷 較鑄態(tài)具有較佳的機械性能 圖5 42 圖5 42鑄造組織成為變形組織 2 加工流線 圖5 43 二 囡 5 43 注叫WZ hh u川 F hz t飛 OMS 蘭耳飛 HU V民運V 飛 棋藝節(jié)鹽川 dJ川 Jktr川mu N C的困山 尋m圖 圖5 45Cr12鋼中的碳化物帶 圖5 46H62帶狀組織 5 4 3蠕變 金屬在室溫下或者溫度在低于O 3Tm時的變形 主要是通過滑移和孿晶兩種方式進行的 而在溫度高于O 3Tm會發(fā)生位錯的攀移 從而產(chǎn)生蠕變現(xiàn)象 所謂蠕變 是指材料在高溫下的變形不僅與應力有關 而且和應力作用的時間有關 在恒定的溫度與應力下 金屬發(fā)生蠕變的典型情況如圖5 47所示 整個的隔變過程可分為三個階段 櫚錮 第三蠟黃階段 EEZ 如觸階段 I JOOr典型的蠕壺曲線 固5 47 由自需變速率逐漸減慢的第一階段到恒速蠕變的第二階段 在蠕變過程后期 蠕變速率加快直至斷裂 是為蠕變第三階段 隨著溫度與應力的增高 蠕變第二階段漸短 金屬的蠕變很快由第一階段過渡到第三階段 使高溫下服役的零件壽命大大減少 因為在蠕變第二階段蠕變速率最低 且蠕變量易于推算 故高溫下工作的零件其設計壽命多在這一階段 咽Z T 功 l T 罔5 48蠕變速事和溫度的關系這一階段的蠕變速率和溫度有著指數(shù)關系 當作ln l T時 可得出一直線 其斜率為 Q R Q為蠕變過程的激活能 圖5 48 在蠕變第二階段 一般認為是由位錯滑移產(chǎn)生的加工硬化和由位錯攀移產(chǎn)生的高溫回復 這兩個過程的速率相等 于是便形成了恒定的蠕變速率過程 5 4 4超塑性 某些金屬材料 在特定條件下拉伸時 能得到特別高的延伸率 這一現(xiàn)象稱為超塑性 按產(chǎn)生超塑性的冶金因素不同 可將其分為兩類 1 微晶超塑性 組織超塑性 2 相變超塑性目前研究最多的是微晶超塑性 1超塑性的表示 力學性能指標 不產(chǎn)生縮頸和獲得高延伸率是衡量材料超塑性的兩項指標 延伸率用 1 10 10 x100 表刁之 相變超塑性不產(chǎn)生縮頸的抗縮頸能力用應變速率敏感指數(shù)m表示Om越高 越有利于獲得超塑性 超塑性合金 m 0 3 0 9 2超塑性的特征抗縮頸能力應一變速率敏感指數(shù)m在溫度T 應變量 T一定的條件下 真應力 與應變速率的關系為 K mK 常數(shù)對 1 式求導 19 lgK m19 19 19B m m即19 lg 關系曲線的斜率 圖5 49 圖5 50和圖5 51 e畫 102 我地 毒W(wǎng) E 1重塑佳范E m Q s 窯0 3 10 10幅4 10 1 O s 10 110 e 分 l 因5 49 Mg Al共晶合金在3500C變形時的流變應力 6和參數(shù)m與應變速率的關系 晶粒尺寸10 6微米 t10 棋也 EE anvtA l 10 t 靜 1圖5 50熱加工伏態(tài)的Al C哄屠含金在不同溫度試驗時的就變應力與應變速率的關系 0 以及參數(shù)m與應變速事的關革 b E V秘 1 ht AHV 1 10 1 也咽H F 血U圃 EE 10輯 葉眼 1 川川rhdEE 品川咀 1 晶 HV 帽 mm 陽 4d EMFaTE 配 4 嚕品 q啞 A W U唱 10 10 J t t秒 1 huw E 噸 晶HM 品 咽 AHUE E且 1 7SI m lO 10 10 10 1 11111 t 8 C 圖5 51Al 共屠合金于5120 C時品位尺寸與0的關系 a 及品收尺寸與刑的關系 b 3 組織超塑性變形后的組織變化 1 晶粒保持為等軸狀 但產(chǎn)生粗化 2 有明顯的晶界滑動和晶粒轉動 沒有明顯的晶內(nèi)滑移 也沒有位錯密度的顯著升高 看不到晶內(nèi)亞結構 3 不產(chǎn)生織構 4 組織超塑性變形的機制 目前傾向于認為是晶界滑動和晶?；剞D為 主 伴有原子的擴吱目二 微晶超塑變形機制 圖5 52 晶粒轉換機制的二維表示法 b 伴隨定向擴散的晶界滑動機制 虛線箭頭代表體擴散方向 圖5 52微晶超塑變形機制 e 討論 熱加工雖然不致引起加工硬化 但也會 使金屬的組織和性能發(fā)生很大的變化 如 1 通過熱加工 可以使鑄態(tài)金屬中的氣孔焊合 從而使其致密度得以提高 2 通過熱加工 可以使鑄態(tài)金屬中的粗大枝晶和柱狀晶粒破碎 從而使其晶粒細化 機械性能得以提高 3 通過熱加工 可以使鑄態(tài)金屬中的枝晶偏析和非 金屬夾雜的分布發(fā)生改變 使它們沿著變形的方向細碎拉長 形成所謂熱加工 纖維組織 又稱 流線 從而使金屬的機械性能具有明顯的各向異性 縱向上的性能顯著優(yōu)于橫向上的 因此 熱加工時應 力求工件流線分布合理 圖5 53 為鍛造曲軸的合理 流線分布 它可保證曲軸工作時所受的最大拉應力與流線一致 而外加切應力或沖擊力與流線垂直 使曲軸不易斷裂 圖5 53 b 為切削力日工制成的曲軸 其流線分布不合理 易沿軸肩發(fā)生斷裂 b 切削力 1工曲軸 圖5 53曲軸的流線分布 3 lPl1 5 5陶瓷材料變形的特點 陶瓷材料具有強度高 重量輕 耐高溫 耐磨損 耐腐蝕等一系列優(yōu)點 作為結構材料 特別是高溫結構材料極具潛力 但由于陶瓷材料的塑 韌性差 在一定程度上限制了它的應用 本節(jié)將討論陶瓷材料變形特點 5 5 1陶瓷晶體的塑性變形 陶瓷晶體一般由共價鍵和離子鍵結合 在室溫靜拉伸時 除少數(shù)幾個具有簡單晶體結構的晶體如 KCI MgO外 般陶瓷晶體結構復雜 在室溫下沒有塑性 如圖5 54所示 即彈性變形階段結束后 立即發(fā)生脆性斷裂 這與金屬材料具有本質(zhì)差異 和金屬材料相比 陶瓷晶體具有如下特點 陶魯吉b占G 金屬 b E 圖5 54金屬材料與陶瓷材料的應力 應變曲線 1 陶瓷晶體的彈性模量比金屬大得多 常高出幾倍 這是由其原子鍵合特點決定的 共價鍵晶體的鍵具有方向性 使晶體具有較高的抗晶格畸變和阻礙位錯運動的能力 使共價鍵陶瓷具有比金屬高得多的硬度和彈性模量 離子鍵晶體的鍵方向性不明顯 但滑移不僅要受到密排面和密排方向的限制 而且要受到靜電作用力的限制 因此實際可移動滑移系較少 彈性模量也較高 2 陶瓷晶體的彈性模量 不僅與結合鍵有 關 而且還與其相的種類 分布及氣孔率有關 而金屬材料的彈性模量是一個組織不敏感參數(shù) 3 陶瓷的壓縮強度高于抗拉強度約一個數(shù)量級 圖5 55 而金屬的抗拉強度和壓縮強度一般相等 這是由于陶瓷中總是存在微裂紋 拉伸時當裂紋一達到臨界尺寸就失穩(wěn)擴展立即斷裂 而壓縮時裂紋或者閉合或者呈穩(wěn)態(tài)緩慢擴展 使壓縮強度提高 nunvnu nL 罷 b 4 A n川V 八川Va 0 005 a 幣 nM導面 b 0 01 0 005 b 圖5 55陶瓷的應力 應變曲線 4 陶瓷的理論強度和實際斷裂強度相差1 3個數(shù) 量級 引起陶瓷實際抗拉強度較低的原肉是陶瓷中因工藝缺陷導致的微裂紋 在裂紋尖端引起很高的應力集中 裂紋尖端之最大應力可達到理論斷裂強度或理論屈服強度 因陶瓷晶體中可動位錯少 位錯運動又困難 所以 一旦達到屈服強度就斷裂了 因而使陶瓷晶體的抗拉強度遠低于理論屈服強度 5 和金屬材料相比 陶瓷晶體在高溫下具有良好的抗蠕變性能 而且在高溫下也具有一定塑性 如圖5 56所示 叭錮 一 低速加 fr溫低速加載 應變 圖5 56陶瓷材料的應力 應變曲線 5 6高聚物的變形特點 聚合物材料具有己知材料中可變范圍最寬的變形性質(zhì) 包括從液體 軟橡膠到剛性固體 而且 與金屬材料相比 聚合物的變形強烈地依賴于溫度和時間 表現(xiàn)為粘彈性 即介于彈性材料和粘性流體之間 聚合物的變形行為與其結構特點有關 聚合物由大分子鏈構成 這種大分子鏈一般都具有柔性 但柔性鏈易引起粘性流動 可采用適當交聯(lián)保證彈性 除了整個分子的相對運動外 還可實現(xiàn)分子不同鏈段之間的相對運動 1屈服與冷拉