材料科学基础(上海交大)-第5章.ppt

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1、第5章材料的形变和再结晶5.0概述5.1弹性和粘弹性5.2晶体的塑性变形5.3回复和再结晶5.4热变形与动态回复、再结晶5.5陶瓷材料变形的特点5.6高聚物的变形特点重点与难点弹性变形的特点和虎克定律;弹性的不完整性和粘弹性;比较塑性变形两种基本形式:滑移与孪生的异同点;滑移的临界分切应力;滑移的位错机制;多晶体塑性变形的特点;细晶强化与HallPetch 公式;屈服现象与应变时效;弥散强化;加工硬化;形变织构与残余应力;回复动力学与回复机制;再结晶形核机制;再结晶动力学;再结晶温度及其影响因素;影响再结晶晶粒大小的因素:晶粒的正常长大及其影响因素;一次与二次再结晶以及静态再结晶的区别;无机非

2、金属材料塑性变形的特点:高聚物塑性变形的特点。学习方法指导:。善于用图示法分析相关问题:滑移系中晶面和晶向的关系，单滑移、多滑移、交滑移等产生的晶体表面痕迹、弥散强化机制、变形量与强度的关系。利用本章内容中相互矛盾的两个方面理解相关知识点:一方面介绍了晶体塑 性变形的机制，而另 一个核心内容是材料的强化机制:一方面是晶体滑移的实 现，另一方面材料的强化这是强调阻碍位错滑移的因素。注意本章内容与其他章节内容之间的联系:本章除了晶体滑移的理论，还涉 及位错运动、晶界、相结构等重要知识点，要注重晶体滑移与其之间的联系。内容体系的建立遵循从特殊到普遍、从理论到应用的思路:本章材料变形理 论的演变是从单

3、晶体变形到多晶体。单相合金和多相合金，从位错运动的晶体 滑移到多晶体、固溶体和多相合金的强化。以驱动力为线索，理解重要概念及其区别:令变形金属在受热时发生的 回复、再结晶、品粒长大均需要驱动力，如回复与再结晶的驱动力是畸变能差，晶粒长大的驱动力是晶界能差。同时，根据工作是否具有驱动力判断其是否可 以通过再结晶的方式改 善性能等。5.0概述材料在加工制备过程中或是制成零部件后的工 作运行中都要受到外力的作用。材料受力后要发生变 形，外力较小时产生弹性变形;外力较大时产生塑性变形，而当外力过大时就会发生断裂。图5.1为低碳钢在单向拉伸时的应力 一应变曲线。研究材料的变形 规律及其微观机制，分析了解

4、各种内外因素对变形的 影响，以及研究讨论冷变形材料在回复再结晶过程中 组织、结构和性能的变化规律，具有十分重要的理论 和实际意义应力。se e 约3单1生极限J s 刻屈服强反J b 刻抗拉强反 Jb，b k 应变图 5.1 低碳钢在单向拉伸时的应力一应变曲线5.1 弹性和粘弹性5.1.1弹性变形的本质弹性变形是指外力去除后能够完全恢复的 那部分变形，可从原子间结合力的角度来了解 它的物理本质。原子处于平衡位置时，系系关关的的距离间距子和原力与用量作色町系子u 体原肌阻刷刷!二 一工 UU山山-b一嗣二ur二内llti ll 门!Ii t、-|力-J丸/f-一一明|丁非!|!以-L川M|l处

5、为 当 位 生 产 力 原 变 性U 力。衡 产 将 外 其 的 弹能 用 态 平 将 时复 生 是位 作 状 其 时 小 样 恢 产 就，互 的 离 大 减 这 会 所 这一刊 相 定 偏 增 距。都为稳 将 距 间 刀 子 置 失距 置 最 后 间 子 报 原 位 消间 位 是 力 子 原 侣衡 全子 低 这 一党 原 力 后 平 完原 曰取子力 斥 除 的 便 形其 于 零 原 置 引 生 去 来 形 变-rTb 弹性变形的特征和弹性模量弹性变形的主要特征是:(1)理想的弹性变形是可逆变形，力口载时 变形，卸载时变形消失并恢复原状。(2)金属、陶瓷和部分高分 子材料不论是加载或卸载时，只

6、要在弹性变形范围内，其应力与应变之间都保持单值线性函数关 系，即服从虎克 CHooke)定律:在正应力下，=E;在切应力下，T =Gy;式中，s，t 分别为正应力和切应力;e，g分别为正应变和切应变;E，G分别为弹性 模量(杨氏模量)和切变模量。弹性模量与切变弹性模量之间的关系为:G=E2(1-v)式中，v为材料泊松比，表示侧向收缩能力。一般金属材料的泊松比在 5之间，高分子 材料则相对较大些。弹性模量代表着使原子离开平衡位置的难 易程度，是表征晶体中原子间结合力强弱的物 理量。金刚石一类的共价键晶体由于其原子间 结合力很大，故其弹性模量很高;金属和离子 晶体的则相对较低;而分子键的固体如塑料

7、、橡胶等的键合力更弱，故其弹性模量更低，通 常比金属材料的低几个数量级。(3)弹性变形量随材料的不同而异多数金属材料仅在低于比例极限 Sp 的应力范围内符合虎克定律，弹性变形量一般不超过。.5%;而橡胶类高分子材料的高弹形变量则 可高达1000%，但这种变形是非线性的。弹性的不完整性多数工程上应用的材料为多晶体甚至为非 晶态或者是两者皆有的物质，其内部存在各种 类型的缺陷，弹性变形时，可能出现加载线与 卸载线不重合、应变的发展跟不上应力的变化 等有别于理想弹性变形特点的现象，称之为弹 性的不完整性。弹性不完整性的现象包括包申格效应、弹性后效、弹性滞后和循环韧性等。1.包申格效应材料经预先加载产

8、生少量塑性变形(小于 4%)，而后同向加载贝IjSe升高，反向加载则 Se下降。此现象称之为包申格效应。它是多晶体 金属材料的普遍现象。.弹后放一些实际晶体，在加载或卸载时，应变不是瞬时达到其平衡值，而是通过一种弛豫过程 未完成其变化的(图5.3)。这种在弹性极限Se 范围内，应变滞后于外加应力，并和时间有关 的现象称为弹性后效或滞弹性。i;恤，峙回。c恤，(oj!l d时间恒应力下的应力驰豫图5.33.弹性滞后由于应变落后于应力，在se曲线上使加 载线与卸载线不重合而形成 一封闭回线，称之为弹性滞后。弹性滞后表明加载时消耗于材料的变形功 大于卸载时材料恢复所释放的变形功，多余的 部分被材料内

9、部所消耗，称之为内耗，其大小即用弹性滞后环面积度 量。粘弹性变形形式除了弹性变形、塑性变形外还 有一种粘性流动。所谓粘性流动是指非晶态 固体和液体在很小外力作用下便会发生没有 确定形状的流变，并且在外力去除后，形变 不能回复。纯粘性流动服从牛顿粘性流动定律:asa=阿一一.dt式中为应力;为应变速率;称为 粘度系数，反映了流体的内摩擦力，即流体流动的难易程度，其单位为 Pa.so一些非晶体，有时甚至多晶体，在比较 小的应力时可以同时表现出弹性和粘性，这 就是粘弹性现象。粘弹性变形的特点是应变落后于应力。当加上周期应力时，应力一应变曲线就成 回线，所包含的面积即为应力循环-周所损 耗的能量，即内

10、耗。5.2 晶体的塑性变形应力超过弹性极限，材料发生塑性变形，即产生不可逆的永久变形。5.2.1单晶体的塑性变形在常温和低温下，单晶体的塑性变形主要 通过滑移方式进行的，此外，尚有孪生和扭折等方式。1.滑移.滑移线与滑移带当应力超过晶体的弹性极限后，晶体中就会产生层片之间的相对滑 移，大量的层片间滑动的累积就构成晶体的宏 观塑性变形，金属单晶体拉伸如 图5.4 0对滑移线的观察也表明了晶体塑性变形的 不均匀性，滑移只是集中发生在一些晶面上，而滑移带或滑移线之间的晶体层片则未产生变 形，只是彼此之间作相对位移而已(图5.5)。精事搜图 5.5滑移带形成示意图图 5.4金属单晶体拉伸 后的实物照片

11、b.滑移系塑性变形时位错只沿着一定的晶面和晶 向运动，这些晶面和晶向分别称为滑移面 和滑移方向。晶体结构不同，其滑移面和滑面喃喃陆和滑移方向往往是金属晶 体中原子排列最密的晶面和晶向。这是因为 原子密度最大的晶面其面问距最大，点阵阻 力最小，因而容易沿着这些面发生滑移;至 于滑移方向为原 子密度最大的方向是由于最 密排方向上的原子间距最短，即位错 b最小。在其他条件相同时，晶体中的滑移系愈多，滑移过 程可能采取的空间取向便愈多，滑移容易进行，它的塑 性便愈好。据此，面心立方晶体的滑移系共有11143=12 个;.体心立方晶体可同时沿 110112123 晶面滑移;密排六方晶体的滑移系仅有(00

12、01)13=3个。由于滑移系数目太少，的好。hcp 多晶体的塑性不如 fcc或bcc面心立方，体心立方和密排六方精选实例的滑移面和滑移方 向见下表5.1:表 5.1一些金属晶体的滑移面展滑移方向品 体结构金属举例滑移面Cu.Ag，Au.Ni.All l l1fAl(在高温)1 1UUI滑移方向面，.立方(100)(110).111011 112 111231Fc(111)体心立方W，民110，Na(子 0.080.24 T，r，)1 1121地，Na(于 0.260.501，)1 1101(111)Na.K(于 O.8Tn.)123(111)Nb!II O l(111)，B.eTe1臼)Ol!

13、(1120)10001:(1120)1123)Zni1122-一一一一 Be，Re，Zrl 10101(1120)(1120)l 0001 1 密排六方-一，111221 1010)(1120)(1120)Mg1 10 1111 10101(1120)(1120)Ti.Zr.1王f)1011100011c.滑移的临界分切应力晶体的滑移是在切应力作用下进行的，但其 中许多滑移系并非同时参与滑移，而只有当外力 在某一滑移系中的分切应力达到一定临界值时，该滑移系方可以首先发生滑移，该分切应力称为 滑移的临界分切应力。滑移的临界分切应力是 一个真实反映单晶体 受力起始屈服的物理量。其数值与晶体的类型、

14、纯度，以及温度等因素有关，还与该晶体的加工 和处理状态、变形速度，以及滑移系类型等因素 有关，常见金属发生滑移的切应力见 表5.20表 5.2 些金属晶体在生滑秽的|商界分相应为 纯度J喃情移丽滑移方向99，991111(l1Q)!1111(llO)金属温度Iti临界分回应为lMFaAg室祖。.74Al窒祖0.陌cu室温99.91)111(11)1111(110)0.98Ni室沮99.8A5，ffi.、室I!1101(111)FE99，9627.料 一且 Nb室温11101(t11)33.8iTi室温99.99|四101112013.7100011，理地室温99，951l20。.81室温100

15、011地99.981l20。.761000111Mg33099.98(ll20OTM3.92地330.9S10111120例5.1设为滑移面法线与外力F 中心轴的夹角，为滑移 方向与外力 F的夹角，则F在滑 移方向的分力为 Fco矶，而滑移面的面积为 A/cos，于是 外力在该滑移面沿滑移方向的 分切应力 为(如 图5.6):r=fm mA，怯线图5.6 例5.1示意图F/A 为试样拉伸时横截面上的正应力当=c开始滑移F/A=scoscos称为取向因子或施密特因子，它是 分切应力 与轴向应力F/A 的比值，取向因子越大，则分切应力 越大。对任一给定 角而言，若滑移方向是位于 F与 滑移面法线所

16、组成的平面上，即+=900。则沿此 方向的 值较其他 的 值大，这时取向因子 coscos=cos，cos(900.)=1/2sin2 ，故当 值 为450 时，取向因子具有最大值 0.50.这就是说，当滑移面与外力方向平行，或 滑移方向与外力方向垂直的情况下不可能产 生滑移;而当滑移方向位于外力方向与滑移面法线 所组成的平面上，且=450。时，取向因子达到最大值(0.匀，s最小，即以最小的拉应力就能达到发生滑移所需的分切应力值.通常，称取向因子大的为软取向;而取向 因子小的叫做硬取向d.滑移时晶面的转动单晶体滑移时，除滑移面发生相对位移外，往 往伴随着晶面的转动，对于只有一组滑移面的 hcp

17、，这种现象尤为明显.图5.7 为单轴拉伸时晶体发生 转动的力偶作用机制。晶体受压变形时也要发生晶面转动，但转动的 结果是使滑移面逐渐趋于与压力轴线相垂直，如 图5.8。另外，单晶体拉伸变形过程见 图5.9。图5.7 单轴拉伸时晶体转动的 力偶作用图5.8 晶体受压时的晶面转动()压缩前(b)压缩后(a)/捐移方向央头转胡(b)F(c)图 5.9 单晶体拉伸变形过程b)自由滑移变形 c)受夹头限制的变形a)原试样e.多系滑移对于具有多组滑移系的晶体，滑移首先 在取向最有利的滑移系(其分切应力最大)中进行，但由于变形时晶面转动的结果，另 一组滑移面上的分切应力也可能逐渐增加到 足以发生滑移的临界值

18、以上，于是晶体的滑 移就可能在两组或更多的滑移面上同时进行或交替地进行，从而产生多系滑移。f.滑移的位错机制实际测得晶体滑移的临界分切应力值较理 论计算值低3 4个数量级，表明晶体滑移并不 是晶体的一部分相对于另-部分沿着滑移面作 刚性整体位移，而是借助位错在滑移面上运动 来逐步地进行的。晶体的滑移必须在 一定的外力作用下才能 发生，这说明位错的运动要克服阻力。位错运动的阻力首先来自点阵阻力。由 于点阵结构的周期性，当位错沿滑移面运动 时，位错中心的能量也要发生周期性的变化，如 图5.10 所示。图5.10 位错滑移时核心能 量 的变化图5.10 中1和2为等同位置，当位错处于这 种平衡位置时

19、，其能量最小，相当于处在能 谷中。当位错从位置 1移动到位置2时，需要 越过一个势垒，这就是说位错在运动时会遇到点阵阻力。由于派尔斯CPeierls)和纳巴罗 CNabarro)首先估算了这 一阻力，故又称为派一纳 CPN)力p_2G/(Iv)xp(2W/b)式中，b为滑移方向上的原子间距，d为滑移面的面问距，表位错宽度。v为泊松比，W=d/(1叫代由派一纳力公式可知，位错宽度越大，则派一纳力越小，这是因为位错宽度表示了 位错所导致的点阵严重畸变区的范围.宽度 大则位错周围的原子就能比较接近于平衡位 置，点阵的弹性畸变能低，故位错移动时其 他原子所作相应移动的距离较小，产生的阻 力也较小。位错

20、运动的阻力除点阵阻力外，位错 与位错的交互作用产生的阻力;运动位错 交截后形成的扭折和割阶，尤其是螺型位 错的割阶将对位错起钉扎作用，致使位错 运动的阻力增加;位错与其他晶体缺陷如 点缺陷，其他位错、晶界和第二相质点等 交互作用产生的阻力，对位错运动均会产 生阻力，导致晶体强化。2.孪生孪生是塑性变形的另 一种重要形式，它 常作为滑移不易进行时的补充。.孪生变形过程当面心立方晶体在切应力作用下发生孪生变形时，晶体内局部地区的各个 晶面沿着 112方向(图5.11a 的AC)彼此相对移动距离为的均匀切变。(111)，产生图5.11面心立方晶体孪生变形示意图(a)孪晶面和孪生方向(b)孪生变形时原

21、子的移动这样的切变并未使晶体的点阵类型发 生变化，但它却使均匀切变区中的晶体取向 发生变更，变为与未切变区晶体呈镜面对称 的取向。这一变形过程称为孪生。变形与未 变形两部分晶体合称为孪晶;均匀切变区与 未切变区的分界面(即两者的镜面对称面)称为孪晶界;发生均匀切变的那组晶面称为孪晶面(即(111)面);孪生面的移动方向称为孪生方向。b.孪生的特点(1)孪生变形也是在切应力作用下发生的，并通常 出现于滑移受阻而引起的应力集中区，因此，孪 生所需的临界切应力要比滑移时大得多。(2)孪生是一种均匀切变，即切变区内与孪晶面平 行的每一层原子面均相对于其毗邻晶面沿孪生方 向位移了一定的距离，且每一层原子

22、相对于孪生 面的切变量跟它与孪生面的距离成正比。(3)孪晶的两部分晶体形成镜面对称的位向关系。c.孪晶的形成在晶体中形成孪晶的主要方式有三种:一是通过机械变形而产生的孪晶，也称为 变形孪晶或机械孪晶，它的特征通 常呈透镜状或片状;其二为生长李晶，它包括晶体自气态(如气相沉积)、液态(液相凝固)或固体中长大时形成的孪晶;其三是变形金属在其再结晶返火过程中形 成的李晶，也称为退火孪晶，它往往以 相互平行的孪晶面为界横贯整个晶粒，是在 再结晶过程中通过堆垛层错的生长形成的。它实际上也应属于生长李晶，系从固体中生长过程中形成。通常，对称性低、滑移系少的密排六方金 属如Cd，Zn，Mg等往往容易出现孪生

23、变形。面心立方晶体中孪晶的形成见 图5.12 0.L.J-L电n.1.Bc.L A归.l.C.4CHA(b).J.，.L日A/(a)图 5.12面心立方 晶体中孪 晶的形成d.孪生的位错机制由于孪生变形时，整个李晶区发生均匀 切变，其各层晶面的相对位移是借助 一个不全位错(肖克莱不全位错)运动而造成的，孪生的位错极轴机制见 图5.130生通过位错增殖的极轴 机制形成vb 1H图 5.13 孪生 的位错极 轴机制3.扭折由于各种原因，晶体中不同部位的受力情况和 形变方式可能有很大的差异，对于那些既不能进 行滑移也不能进行孪生的地方，晶体将通过其他 方式进行塑性变形，相关实例见 图5.14和 图5

24、.15 0为了使晶体的形状与外力相适应，当外力超过 某一临界值时晶体将会产生局部弯曲，这种变形 方式称为扭折，变形区域则称为扭折带。扭折变 形与孪生不同，它使扭折区晶体的取向发生了不 对称性的变化。扭折是一种协调性变形，它能引 起应力松弛，使晶体不致断裂。eatta-EtBEE-LFh rc-:-.-一、F-.-t kt)J 川向(a)Aaaa-BEEE-k-v-d-VF-J宇品扭析懵(b)(a)b)图 5.15 单晶铺被压缩时的扭折(a)扭折示意图(b)铺单晶中的扭折带图 514 伴随着形成孪晶 而产生 的扭折带 多晶体的塑性变形实际使用的材料通常是由多晶体组成的。室温下，多晶体中每个晶粒变

25、形的基本方式 与单晶体相同，但由于相邻晶粒之间 取向不 同，以及晶界的存在，因而多晶体的变形既 需克服晶界的阻碍，又要求各晶粒的变形相 互协调与配合，故多晶体的塑性变形较为复 杂。1.晶粒取向的影响晶粒取向对多晶体塑性变形的影响，主要表现 在各晶粒变形过程中的 相互制约和协调性。当外力作用于多晶体时，由于晶体的各向异性，位向不同的各个晶体所受应力并不一致。处于有利 位向的晶粒首先发生滑移，处于不利方位的晶粒却 还未开始滑移。为了使多晶体中各晶粒之间的变形得到相互协 调与配合，通过各晶粒的多系滑移来保证。(5个独 立的滑移系)这就与晶体的结构类型有关:j骨移系甚多的面心立方和体心立方晶体能满足

26、这个条件，故它们的多晶体具有很好的塑性;相反，密排六方晶体由于滑移系少，晶粒之间 的应变协调性很差，所以其多晶体的塑性变形能力 可低。2.晶界的影响从第3章得知，晶界上原子排列不规则，点阵畸变严重，何况晶界两侧的晶粒取向不同，滑移方向和滑移面彼此不一致，因此，滑移要 从一个晶粒直接延续到下一个晶粒是极其困难 的，在室温下晶界对滑移具有阻碍效应。对只有23个晶粒的试样进行拉伸试验 表明，在品界处呈竹节状(见 图5.16)。多晶体试样经拉伸后，每一晶粒中的滑移带都 终止在晶界附近。如 图5.17所示。在变形过程中位错难以通过晶 界被堵塞在晶界附近。这种在晶界附近产生的位错 塞积群会对晶内的位错源产

27、生一反作用力。此反作 用力随位错塞积的数目 n而增大:n=kn-.LGb式中，。为作用于滑移面上外加分切应力;L为位错源至晶界之距离;k 为系数，虫累、位错 k=l，刃位错k=lv。当它增大到某一数值时，可使位错源停止开动。使晶体显著强化。图5.16经拉伸后晶界处呈竹节状图5.17 位错在相邻晶粒中的作用示意图因此，对多晶体而言，外加应力必须大 至足以激发大量晶粒中的位错源动作，产生 滑移，才能觉察到宏观的塑性变形。由于晶界数量直接决定于晶粒的大小，因此，晶界对多晶体起始塑变抗力的影响可通 过晶粒大小直接体现。实践证明，多晶体的强 度随其晶粒细化而提高。多晶体的屈服强度 Ss 与晶粒平均直径

28、d 的关系可用著名的霍尔一佩 奇(Hall-Petch)公式表示:q=口口+Kd20:;=00 +Kd:2式中，。反映晶内对变形的阻力，相当于 极大单晶的屈服强度;K反映晶界对变形的影 响系数，与晶界结构有关。进二步实验证明，霍尔一佩奇公式适用性 甚广。因此，一般在室温使用的结构材料都希 望获得细小而均匀的晶粒。因为细晶粒不仅使 材料具有较高的强度、硬度，而且也使它具有 良好的塑性和韧性，即具有良好的综合力学性当变形温度高于 O.5Tm(熔点)以上时，由于原子活动能力的增大，以及原子沿晶界的扩散 速率加快，使高温下的晶界具有一定的粘滞性特 点，它对变形的阻力大为减弱，即使施加很小的 应力，只要

29、作用时间足够长，也会发生晶粒沿晶 界的相对滑动，成为多晶体在高温时一种重要的 变形方式。此外，在高温时，多晶体特别是细品 粒的多晶体还可能出现另一种称为扩散性蠕变的 变形机制，这个过程与空位的扩散有关。据此，在多晶体材料中往往存在一等强 温度飞，低于 Te 时，晶界强度高于晶粒内部 的;高于Te 时则得到相反的结果(见 图5.18)。图5.18 等温强度示意图 塑性变形对材料组织与性能的影响.塑性变形不但可以改变材料的外形和尺寸，而且能够使材料 的内部组织和各种性能发生变化，在变形的同时，伴随着变 性。1.显微组织的变化经塑性变形后，金属材料的显微组织发生明显的改变。一每个晶粒内部出现大 量的

30、滑移带或孪晶带外，一随着变形度的增加，原来的等轴晶粒将逐渐沿其变形方向 伸长。一当变形量很大时，晶粒变得模糊不清，晶粒己难以分辨而 呈现出一片如纤维状的条纹，称为纤维组织。纤维的分布 方向即是材料流变伸展的方向。一晶体的塑性变形是借助位错在应力作用下运动和不断增殖。随着变形度的增大，晶体中的位错密度迅速提高，经严重 冷变形后，位错密度可从原先退火态的 106107cm2增至 10111012cm2 o2.亚结构的变化经一定量的塑性变形后，晶体中的位错线通过运动 与交互作用，开始呈现纷乱的不均匀分布，并形成 位错缠结。进一步增加变形度时，大量位错发生聚集，并由缠 结的位错组成胞状亚结构。一此时，

31、变形晶粒是由许多这种胞状亚结构组成，各胞之间存在微小的位向 差。一随着变形度的增大，变形胞的数 量增多、尺寸减小。一如果经强烈冷轧或冷拉等变形，则伴随纤维组织的出现，其亚结构也将由大 量细长状变形胞组成。3.性能的变化材料在塑性变形过程中，随着内部组织与结构的变 化，其力学、物理和化学性能均发生明显的改变 oa.加工硬化金属材料经冷加工变形后，强度(硬度)显著提高，而塑性则很快下降，即产生了加工硬化现象。加工硬化是金属材料的 一项重要特性，可被用作强化金 属的途径。特别是对那些不能通过热处理强化的材料如纯金属，以及某些合金，如奥氏体不锈钢等，主要是借冷加 工实现强化的。问啊 剧国BnunHAU

32、-za-t电ta-.，aT-E-i由切应变图 5.19 单晶体的切应力-切应变曲线 显示塑性变形的三个阶段11阶段一一线性硬化阶段:金属单晶体的典型应力一应 变曲线(也称加工硬化曲线)，其塑性变形部分是由三个阶段所组成(图5.19):I阶段一一易滑移阶段:当三c后，应力增加不多，便能产生相当大的变形。此 段接近于直线，其斜率。I(或)即加工硬化率低，一般 I为10-4G 数量级(G为材料的切变模量)。随着应变量增加，应力线性增长，此段也呈直线，且斜率较大，加工硬化十分显 著，9II G/300，近乎常数。111阶段一一抛物线型硬化阶段:随应变增加，应力上升缓慢，呈抛物线型，9111逐渐下降 O

33、图5.20回心立方(Cu)hh迦军切应变多晶体的塑性变形由于晶界的 阻碍作用和晶粒之间的协调配合要 求，各晶粒不可能以单 一滑移系动 作而必然有多组滑移系同时作用，因此多晶体的应力一应变曲线不会 出现单晶曲线的第l阶段，而且其硬 化曲线通 常更陡(图5.21)。三种典型晶体结构金属单晶体的硬化曲线(图5.20):面心立方和体心立方晶体显示 出典型的三阶段，至于密排六 方金属单晶体的第 I阶段通常很 长，远远超过其他结构的晶体，以致于第 II阶段还未充分发展时 试样就已经断裂了。300多晶体(0-012mm)单品体。104呻 t主 Il.t图5.21 多晶体与单晶体塑性变形对比勿同哩寺Z叫 。.

34、-.干多品悴图5.22!时，199 99%)21)i申民/呀，3D40其硬化曲线通常更陡，细晶粒多晶体在变形开始阶段尤为明显(图5.22)塑性变形过程中位错密度的增加及其所产生的钉扎作 用是导致加工硬化的决定性因素。b.其他性能的变化经塑性变形后的金属材料，由于点阵畸变，空位和位 错等结构缺陷的增加，使其物理性能和化学性能也发生一定 的变化。如塑性变形通常可使金属的电阻率增高，增加的程 度与形变量成正比。另外，塑性变形后，金属的电阻温度系 数下降，磁导率下降，热导率也有所降低，铁磁材料的磁滞 损耗及矫顽力增大。由于塑性变形使得金属中的结构缺陷增多，自由焰升高，因而导致金属中的扩散过程加速，金属

35、的化学活性增大，腐 蚀速度加快。4.形变织构在塑性变形中，随着形变程度的增加，各个晶粒的滑 移面和滑移方向都要向主形变方向转动，逐渐使多晶体中 原来取向互不相同的各个晶粒在空间取向上呈现 一定程度 的规律性，这一现象称为择优取向，这种组织状态则称为 形变织构。形变织构随加工变形方式不同主要有两种类型:拔丝 时形成的织构称为丝织构，其主要特征为各晶粒的某 一 晶 向大致与拔丝方向相平行;轧板时形成的织构称为板织构，其主要特征为各晶粒的某 一晶面和晶向分别趋于同轧面与 轧向相平行。5.残余应力塑性变形中外力所作的功除大部分转化 成热之外，还有一小部分以畸变能的形式 储存在形变材料内部。这部分能量叫

36、做储 存能。储存能的具体表现方式为:宏观残 余应力、微观残余应力及点阵畸变。按照 残余应力平衡范围的不同，通常可将其分为三种:(1)第一类内应力又称宏观残余应力，它是由工件不同部分 的宏观变形不均匀性引起的，故其应力平衡范围包括整个工件。例如，图5.23和 图5.24 中将金属棒施以弯曲载荷，则上边受 拉而伸长，下边受到压缩;变形超过弹性 极限产生了塑性变形时，则外力去除后被 伸长的一边就存在压应力，短边为张应力。这类残余应力所对应的畸变能不大，仅占 总储存能的0.1%左右。国 5.23金属棒弯曲变形后的残留应力-四.-.圃，-+图 5.24金属拉丝后的残留应力(2)第二类内应力.又称微观残余

37、应力，它是由晶粒或亚晶粒 之间的变形不均匀性产生的。其作用范围 与晶粒尺寸相当，即在晶粒或亚晶粒之间 保持平衡。这种内应力有时可达到很大的 数值，甚至可能造成显微裂纹并导致工件 破坏。(3)第三类内应力又称点阵畸变。其作用范围是几十至几百纳米，它是由于工件在塑性变形中形成的大量点阵缺陷(如空位、问隙原子、位错等)引起的。变形金 属中储存能的绝大部分(80%-90%)用于形成点 阵畸变。这部分能量提高了变形晶体的能量，使 之处于热力学不稳定状态，故它有 一种使变形金 属重新恢复到自由大含最低的稳定结构状态的自发 趋势，并导致塑性变形金属在加热时的回复及再 结晶过程。5.3 回复和再结晶经塑性变形

38、的材料具有白发恢复到变形前 低自由能状态的趋势。当冷变形金属加热时 会发生回复、再结晶和晶粒长大等过程。了 解这些过程的发生和发展规律，对于改善和 控制金属材料的组织和性能具有重要的意义。冷变形金属在加热时的组织与性能变化冷变形后材料经重新加热进行退火之后，其组织和性能会发生变化。观察在不同加热温 度下变化的特点可将退火过程分为回复、再结 晶和晶粒长大 三个阶段(图5.25)。回复是指新 的无畸变晶粒出现之前所产生的亚结构和性能 变化的阶段;再结晶是指出现无畸变的等轴新 晶粒逐步取代变形晶粒的过程;晶粒长大是指再结晶结束之后晶粒的继续长大。固复十辑结属f矗位最大，t，t%13s雹4宫2事加热温

39、度或保温时间图5.25冷变形金属退火时晶粒形状大小的变化由图5.25和 图5.26可见，在回复阶段，由于不 发生大角度晶界的迁移，品粒的形状和大小与变 形态的相同，仍保持着纤维状或扁平状，从光学 显微组织上几乎看不出变化。在再结晶阶段，首 先是在畸变度大的区域产生新的无畸变晶粒的核心，然后逐渐消耗周围的变形基体而长大，直到 形变组织完全改组为新的、无畸变的细 等轴晶粒 为止。最后，在晶界表面能的驱动下，新晶粒互 相吞食而长大，从而得到 一个在该条件下较为稳 定的尺寸，称为晶粒长大阶段。(a)(b)(c)图5.26 显微组织变化(示意图)冷变形金属在退火过程中的性能和能量变化。(1)强度与硬度:

40、回复阶段的硬度变化很小，约 占总变化的1/5，丽再结晶阶段则下降较多。可 以推断，强度具有与硬度相似的变化规律。上述 情况主要与金属中的位错机制有关，即回复阶段 时，变形金属仍保持很高的位错密度，而发生再 结晶后，则由于位错密度显著降低，故强度与硬 度明显下降。(2)电阻:变形金属的电阻在回复阶段己表现明显的下降趋势。因为电阻率与晶体点阵中的 点缺陷(如空位、间隙原子等)密切相关。点 缺陷所引起的点阵畸变会使传导电子产生散射，提高电阻率。它的散射作用比位错所引起的更 为强烈。因此，在回复阶段电阻率的明显下降 就标志着在此阶段点缺陷浓度有明显的减小。(3)内应力:在回复阶段，大部或全部 的宏观内

41、应力可以消除，而微观内应力则 只有通过再结晶方可全部消除。(4)亚晶粒尺寸:在回复的前期，亚晶粒 尺寸变化不大，但在后期，尤其在接近再结 晶时，亚晶粒尺寸就显著增大。(5)密度:变形金属的密度在再结晶阶段发生急剧增高，显然除与前期点缺陷数目减小有关 外，主要是在再结晶阶段中位错密度显著降低 所致。(6)储能的释放:当冷变形金属加热到足以引 起应力松弛的温度时，储能就被释放出来。回 复阶段时各材料释放的储存能量均较小，再结 晶晶粒出现的温度对应于储能释放曲线的高峰 处(图5.27)。上述介绍的性能变化情况见 图5.28 0再 A结a霄结再撞Sc，fIA:纯金属B:不纯的金属C:A口一合-Bi八蝠

42、I瑶 摞/II温度图5.27变形金属加热时储能的释放回复Fl|硬度临件坦坦拭N问 剧也 树干二温度图5.28 变形金属加热时性能的变化 回复1.回复动力学(图5.29)回复是冷变形金属在退火时发生组织性能变化 的早期阶段。回复特征通常可用-级反应方程来表达:dx一一-=-cxdt式中，t为恒温下的加热时间;x为冷变形导致的性能增量经加热后的残留分数;和温度有关的比例常数.c为与材料c1直与温度的关系具有典型的热激活过程的特点，可由著名的阿累尼乌斯 方程来描述:_Qjc=coglE(Arrhenius)式中，Q为激活能;R为气体常数;T为绝对温度;Co为比例常数。回复方程式:lnt=A+一二RT

43、式中，A 为常数。作lntl/T 图，如为直线，则由直线斜率可求得回复过程的激活能。E国司变电量自 oE喘0，画自时间/图5.29 经拉伸变形的纯铁在不同温度下加热时，屈服强度的回复动力学回复动力学特点:(1)回复过程没有孕育期，随着退火的开始进行，发生软化。(2)在一定温度下，初期的回复速率很大，以后 逐渐变慢，直到最后回复速率为零。(3)每一温度的回复程度有一极限值，返火温度 越高，这个极限值也越高，而达到此极限所需时 间则越短(4)回复不能使金属性能恢复到冷变形前的水平。例5.1 回复动力学方程例:己知辞单晶的回复激活能 Q=20000cal/mol，在OOC 回复到 残留75%的加工硬

44、化需5min，请问在270C 和-500C 回复到同 样程度需多长时间?解:fl=5e200叮1性古)=0.185Crnin)200004.18(11 f二元8.31273 223)二 185rnin:13(天)测量出几个不同温度下回复到相同 P值所需的时间，利用(4)式并取对数，得到:lnt=常数+主RT从 htJ关系可求出激活能，矛恻以推断可能的回复机制2.回复机制.低温回复低温时，回复主要与点缺陷的迁 移有关。b.中温回复加热温度稍高时.会发生位错运动 和重新分布小回复的机制主要与位错的滑移有关。c.高温回复高温(0.3Tm)时，刃型位错可获得足够能量产生攀移。通过攀移使同 一滑移面 上

45、异号位错相消，位错密度下降，位错重排成较 稳定的组态，构成亚晶界，形成回复后的亚晶结 构，多边化前后刃型位错变化见 图5.30。b)图5.30 多边化前、后刃型位错的排列情况a)多边化前b)多边化后从上述回复机制可以理解，回复过程中电阻 率的明显下降主要是由于过量空位的减少和位错 应变能的降低;内应力的降低主要是由于晶体内 弹性应变的基本消除;硬度及强度下降不多则是 由于位错密度下降不多，亚晶还较细小之故。3 回复返火的应用1)回复机制与性能的关系 内应力降低:弹性应变基本消除;硬度和强度下降不多:位错密度降低不明显，亚晶较细;电阻率明显下降:空位减少，位错应变能降低。2)去应力退火降低应力(

46、保持加工硬化效果)，防止工件变 形、开裂，提高耐蚀性。再结晶再结晶的驱动力是变形金属经回复后未被释 放的储存能(相当于变形总储能的 90%)。通过 再结晶退火可以消除冷加工的影响，故在实际生 产中起着重要作用。1.再结晶过程再结晶是一种形核和长大过程，即通过在变 形组织的基体上产生新的无畸变再结晶晶核，并通过逐渐长大形成等轴晶粒，从而取代全部 变形组织的过程(图5.31)。(a)(d)(e);，i(f)图 5.31再结晶过程示意图.形核(1)晶界弓出形核(图5.32)。对于变形程度较小(一般小于 20%)的金属，其再结晶核心多以晶界弓出方式形成，即应变诱导晶界 移动或称为凸出形核机制。(2)亚

47、晶形核(图5.33)。此机制一般是 在大的变形度下发生。借助亚晶作为再结晶的 核心，其形核机制又可分为以下两种:亚晶合并机制。亚晶迁移机制。业晶粒合并形核晶粒长大形核晶界弓出形核)c(图 5.32形核机制示意图晶界凸出形核(变形量较小时，70%)的金 属或合金，在 lh内能够完成再结晶的(再结晶体积 分数95%)最低温度。高纯金属:T再=(0.25-0.35)Tm 02经验公式斗 工业纯金属:T再=(0.35-0剧Tmo合金:T再=(0.4-0.9)Tm 0注:再结晶退火温度 一 般比上述温度高 1002000C。3影响因素变形量越大，驱动力越大，再结晶温度越低;纯度越高，再结晶温度越低;加热

48、速度太低或太高，再结晶温度提高。4、影响再结晶的因素1)退火温度。温度越高，再结晶速度越大。2)变形量。变形量越大，再结晶温度越低;随 变形量增大，再结晶温度趋于稳定;变形量低 于一定值，再结晶不能进行。如原始晶粒尺寸。晶粒越小，驱动力越大;晶 界越多，有利于形核。4)微量溶质元素。阻碍位错和晶界的运动，不 利于再结晶。5)第二分散相:间距和直径都较大时，提高畸变能，并可作为形核核心，促进再结晶;直径 和间距很小时，提高畸变能，但阻碍晶界迁移，阻碍再结晶。5、再结晶晶粒大小的控制(晶粒大小一变形量关系图)1)变形量(图)存在临界变形量，生产中应避 免临界变形量。2)原始晶粒尺寸晶粒越小，驱动力

49、越大，形核位置越多，使晶粒细化。3)合金元素和杂质增加储存能，阻碍晶界移动，有利于晶粒细化。4)温度变形温度越高，回复程度越大，储存能减 小，晶粒粗化;退火温度越高，临界变形度越小，晶粒粗大。6再结晶的应用恢复变形能力 改善显微组织 消除各向异性 提高组织稳定性再结晶返火再结晶温度:T再+100 2000C。晶粒长大再结晶结束后，材料通常得到细小等轴晶 粒，若继续提高加热温度或延长加热时间，将 引起晶粒进一步长大。对晶粒长大而言，晶界移动的驱动力通常 来自总的界面能的降低。晶粒长大按其特点可 分为两类:正常晶粒 长大与异常晶粒长大(二 次再结晶人前者表现为大多数晶粒几乎同时逐 渐均匀长大;而后

50、者则为少数晶粒突发性的不 均匀长大。1.晶粒的正常长大1)正常长大:再结晶后的晶粒均匀连续的长大 02)驱动力:界面能差。界面能越大，由率半径 越小，驱动力越大。(长大方向是指向曲率中心，而再结晶晶核的长大 方向相反.)3)晶粒的稳定形状.晶界趋于平直;晶界夹角趋于1200C;.二维坐标中晶粒边数趋于6.(图5.36)I 图 W晶拉长大时晶界移动方向4 影响晶粒长大的因素(1)温度。温度越高，晶界易迁移，晶粒易粗化。(2)分散相粒子。阻碍晶界迁移，降低晶粒长大速 率。一般有晶粒稳定尺寸 d和第二相质点半径 队 体积分数的关系:d=4r/3(3)杂质与合金元素。气团作钉扎晶界，不利于 晶界移动。