【教学课件】第五章材料的力学.ppt

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1、西安科技大学材料科学与工程系第五章主要内容v第一节 材料的形变v第二节 材料的塑性、蠕变与粘弹性v第三节 材料的断裂与机械强度v第四节 材料的量子力学基础v专题 材料的力学与显微结构1.1材料的形变v形变（Deformation）v材料在外力的作用下发生形状与尺寸的变化v力学性能或机械性能（Mechanical Property）v材料承受外力作用、抵抗形变的能力及其破坏规律不同材料的应力应变关系示意图1.1.1 应力v应力（Stress）:材料单位面积上所受的附加内力v其值等于单位面积上所受的外力=F/Av在国际单位制中，应力的单位为牛顿/米2，v即N/m2,又写为Pa体积元单位面积上的力可

2、分解为法向应力和剪切应力，见图:应力v 若材料受力前的面积为A0,则0=F/A0称为名义应力；v若材料受力后面积为A,则T=F/A0称为真实应力。应力张量（Tensor）v xx xy xz ij=yx yy yx zx zy zz v法向应力导致材料的伸长或缩短，而切向应力引起材料的切向畸变。v根据剪切应力互等的原理可知：xy=yx，故某点的应力状态由6个应力分量来决定应变v应变（Strain）：材料受力时内部各质点之间的相对位移v对于各向同性的材料，有三种基本应变 类型：拉伸应变，剪切应变和压缩应变拉伸应变v拉伸应变是指材料受到垂直于截面积的 大小相等、方向相反并作用在同一条 直线上的两个

3、拉伸应力时材料 发生的形变v 一根长度为L0的材料，在拉 应力的作用下被拉长到l1,则在小伸长时，其拉伸应变为 真实应变Tv橡胶类弹性体大伸长的拉伸应 变为：(l/l0)-(l0/l)23剪切应变v剪切应变 是指材料受到平行于截面积的大小相等、方向相反的两个剪切力时发生的形变：v =tanv 在小剪切力应变时0压缩应变v压缩应变是指材料周围受到均匀应力P时，其体积从开始时的V0变化为V1=V0-V的 形变:应变张量v xx xy xzvij=yx yy yx v zx zy zz 其中xy=yx，应变也由6个独立分量决定弹性形变v对于理想的弹性材料，在应力的作用下 会发生弹性形变（Elasti

4、c Deformation）,v其应力与应变关系服从Hook定律：v三种应变类型的弹性模量 杨氏模量E、剪切模量G、体积模量BHook定律v=Ev比例系数E成为弹性模量（Elastic Modulus）,又称弹性刚度v三种应变类型的弹性模量v 杨氏模量E；剪切模量G；体积模量B。泊松比（Poissons Ration）v 泊松比v 在拉伸试验中，材料横向单位面积的减少 与纵向单位面积长度的增加之比值，即 在E、G、B和四个参数中只有两个 独立：E=2G(1+)=3B(1-2)弹性模量v（原子间结合强度的标志之一）v 两类原子间结合力与原子间距关系曲线v 弹性模量实际与曲线上受力点的曲线斜率成

5、正比两相复合材料v上限弹性模量EH：下限弹性模量EL：v对于连续基体内含有封闭气孔时，总弹性模量的经验公式为：E=E0(1-1.9P+0.9P2)E0为无气孔时的弹性模量 P为气孔率广义的Hook定律v同时受到三维方向上的应力作用时，描述弹性形变采用广义的Hook定律 i和j分别取值为1，2，6，为v弹性刚度（Elastic Stiffness）,属四阶张量v采用缩写命名法变为 对应的矩阵表达式为1.4粘性形变v粘性形变（Viscous Deformation）v 粘性物体在剪切应力作用下发生不可逆转的流动变形，该形变随时间增加而增大。理想粘性形变行为遵循牛顿粘性定律，即剪切应力与应变率或流动

6、速度梯度成成正比v v称为粘性系数（单位：PaS）v简称为粘度（Viscosity）牛顿流体v牛顿流体v在足够的剪切力下或温度足够高时，无机v材料中的陶瓷晶界、玻璃和高分子的非晶v部分均匀产生粘性形变，因此高温下的氧v化物流体、低分子溶液或高分子稀溶液大v多属于牛顿流体v非牛顿流体v而高分子浓溶液或高分子熔体不符合v牛顿粘性定律，为非牛顿流体。绝对速率理论的粘性流动模型v认为液体流动是一种速率过程，某一液体层相 对于邻层液体流动时，液体分子从一种平衡态 越过势垒到达另一种平衡状态。在无剪切力的 作用时，势能高度为E；有剪切应力的作用时，沿流动方向上的势垒降低Em，根据绝对反 应速率理论，算得流

7、动速度V为：v 粘度表达式v（粘度随温度T的升高而指数下降）根据牛顿粘性定律，可得v可近似认为=1=2=3，则流动体积V0=3 与分子体积大小相当，上式成为v 1.2 材料的塑性、蠕变与粘弹性 1.2.1 材料的塑性v 塑性（Plasticity）：材料在外力去除后仍保持部分应变的特性v延展性（Ductility）：材料发生塑性形变而不断裂的能力塑性形变v在足够大的剪切应力作用下或温度T较高 时，材料中的晶体部分会沿着最易滑移的系 统在晶粒内部发生位错滑移，宏观上表现为 材料的塑性形变。v滑移和孪晶：晶体塑性形变两种基本形式滑移v滑移是指在剪切应力作用下晶体一部分 相对于另部分发生平移滑动。在

8、显微镜 下可观察到晶体表面出现宏观裂纹，并 构成滑移带。v滑移一般发生在原子密度大的晶面和晶 面指数小的晶向上。v例如：NaCl型结构的离子晶体，其滑移 系统包括110晶面和10晶向等。孪晶v孪晶是晶体材料中原子格点排列一部分 与另部分呈镜像对称的现象。镜界两侧 的晶格常数可能相同、也可能不同。实际晶体材料的滑移v由于使位错运动所需的剪切应力比使晶体两部分 整体相互滑移所需的应力小得多v因此实际晶体材料的滑移是位错缺陷在滑移面上 沿滑移方向运动的结果，v温度高时，位错运动的速度快，使得诸如氧化铝 等在室温下不易滑移的脆性材料，在一千度以上的 高温时也能产生一定程度的塑性形变而呈现一定 程度的韧

9、性。1.2.2 材料的蠕变v蠕变（Creep）是在恒定的应力作用下材料的应变随时间t增加而逐渐增大的现象。v影响蠕变的因素有：温度、应力、组分、晶体键型、气孔、晶粒大小和玻璃相等。v低温表现脆性的材料，在高温时往往具有不同程度的蠕变行为，有关无机材料的蠕变理论有 位错蠕变理论、扩散蠕变理论和 晶界蠕变理论等。位错蠕变理论v认为在低温时受到阻碍而难以发生运动的位错，在高温时由于热运动增大了原子的能量，使得位错能克服阻碍发生运动而导致材料的蠕变。温度越高，位错运动的速度越高，蠕变也越大。扩散蠕变理论v认为材料在高温下的蠕变现象与晶体中的扩散现象类似，蠕变过程是在应力作用下空位沿应力作用方向（或晶粒

10、沿相反方向）扩散的一种形式晶界蠕变理论v认为多晶界材料由于存在大量的晶界，当晶界位相差大时，可把晶界看成非晶体，在温度较高时，晶界粘度迅速下降，应力使得晶界发生粘性流动而导致蠕变。1.2.3 材料的粘弹性v自然界中实际存在的材料，其形变一般介于理想弹性固体与理想粘性液体之间，即具有固体的弹性又具有液体的粘性，即粘弹性（Visoelasticity）.v最典型的是高分子材料v 粘弹性材料的力学性质与时间有关,具有力学松弛的特征,常见的力学松弛现象有蠕变、应力松弛、滞后和力损耗等。材料的蠕变v高分子材料的总应变包括三部分：v1为普弹应变（对应分子内部链长和键角在受力时的瞬时形变），2为高弹应变（对

11、应分子链段在受力时的逐渐伸展的形变），3为粘性应变（对应没有化学交联的线性分子链受力时的相对滑移形）。E1为普弹应变模量，E2为高弹应变模量，3为材料的粘度，为松弛时间或称推迟时间。材料蠕变与回复曲线材料的应力松弛v应力松弛是指在恒定的应变时，材料的内部的应力随时间增长而减小的现象。其本质与蠕变原因相同，同样反映高分子材料分子链的三种形变：v式中：0为初始应力，为松弛时间，t为时间滞后v滞后 交变应力作用下形变落后于应力变化的现象v原因：在外力作用和去除中，大分子的形变使大分子链段发生重排，这种过程需要一定的时间，导致应变的产生滞后于应力的作用。v若应力表达式为 则应变为 为v应变滞后于应力的

12、相位差，越大则应变 落后于应力力损耗v力损耗W：当应变滞后于应力时每一循环周期损失的能量。v这种损失的能量转变为热能，若来不及散，则会导致材料内部温度上升，影响材料的使用寿命v v称为力学损耗角，常用力学损耗角正切tan表示力损耗力学损耗角正切tanv力学损耗角正切tan与log的关系图v力学损耗角正切tan与温度的关系静态力学松弛v蠕变和应力松弛：静态力学松弛过程或静态粘弹性。v在实际生产中，作为工程材料，蠕变越小越好。如聚四氟乙烯的蠕变严重，不能作为机械零件，但具有很好的自润滑特性，是很好的密封材料；而橡胶材料硫化交联的方法是为了防止因分子间滑移的粘性形变而引起的蠕变；又如材料加工时会产生

13、内应力，常用升温退火的方法来消除，以防止产品弯曲或开裂。动态力学松弛v滞后和力损耗：动态力学松弛或动态粘弹性，此时应力和应变均匀为时间的函数。v在实际的应用中，对于在交变应力作用下工作的轮胎和传动皮带等橡胶制品，希望其tan 越小越好。以便吸收更多的能量，以增强防震和隔音效果。时效等温原理v材料的粘弹性力学松弛现象，不仅与时间有关，而且与温度有关。升高温度与延长时时间对分子运动及其引起的粘弹性行为是等效的，可借助转换因子T将某一温度测定的粘弹性数据转换为另一温度T0的对应数据，这就是时温等效原理。v对于非晶态高聚物，转换因子T与温度T的关系符合WLF经验方程：Baltzmann叠加原理v粘弹性

14、材料的力学松弛行为是其整个历史上各个应力贡献的线性加和的结果，这称为Baltzmann叠加原理。据此原理可用有限的实验数据，去预测很宽范围内材料的力学性质。模拟材料粘弹性的力学元件v理想弹簧 代表理想弹性体，其力学性质服从 Hook定律v理想粘壶 代表理想粘性体，服从牛顿粘性定律Maxwell模型v由一个理想弹簧和理想粘壶串联成为Maxwell模型：v在保持应变恒定时，应力随 时间按指数规律衰减vVoigt模型v由一个理想弹簧和理想粘壶并联成为Voigt模型:v 在保持应力恒定时，应变随时间的增大 而增大 实际材料的粘弹性广义模型广义的Maxwell模型广义的Voigt模型由几个并联的Maxw

15、ell模型组成：由几个串联的Voigt模型组成：粘弹性的微观分子理论v把高分子材料的分子看成有许多亚单元组成，每一个亚单元的末端距ri(指连接理想的分子链两端的矢量长度)的分布都属于高斯分布（均方末端距为a2）,亚单元的质量集中在由Hook弹簧连接在一起的珠子上。由于高分子材料的分子链是新型的，并且要考虑的形变是单轴方向的，因此可以采用在X方向上的有效弹性系数而把体系描述成在一维方向上的分子链。v每一个亚单元的末端距ri(指连接理想的分子链两端的矢量长度)的分布都属于高斯分布（均方末端距为a2）,亚单元的质量集中在由Hook弹簧连接在一起的珠子上。由于高分子材料的分子链是新型的，并且要考虑的形

16、变是单轴方向的，因此可以采用在X方向上的有效弹性系数而把体系描述成在一维方向上的分子链。1.3 材料的断裂与机械强度v机械强度（Mechanical Strength）：v材料在外力作用下抵抗形变及断裂破坏的能力根据外力作用的形式，可分为抗拉强、抗冲强度、抗压强度、抗弯强度、抗剪强度等。v例如，抗拉强度是指在拉伸试验机上，在规定的试验温度、温度和拉伸速率下，在哑铃形材料标准试样上施加拉伸负荷，直至试样断裂时所承受的最大应力f。v1.3.1 材料的理论结合强度v（材料原子间结合力的最大值th）v 由v 有v 材料的脆性断裂与韧性断裂v材料的应力-应变图v实验表明：材料实际断裂强度一般比理论结合强

17、度低几个数量级，仅晶须或纤维材料具有接近于理论强度的实际强度。1.3.3 材料的裂纹断裂理论v（裂纹并不是两部分晶体同时沿整个界面断开，而 是裂纹扩展的结果）v 根据弹性理论求出裂纹尖端应力：v 因为一般Ca,则A,即在裂纹 尖端存在应力集中效应，当 Ath时，裂纹就被拉开而扩展，是裂纹长度C增大，导致A更大，如此恶性循环，材料很快断裂。裂纹的存在使得实际材料的断裂强度低于理论结合强度v 由 Ath，有v 有考虑到裂纹扩展的临界外加应力=f，由材料的断裂强度：可知 fth，v即：裂纹的存在使得实际材料的断裂强度 f低于理论结合强th材料强度的尺寸效应vGriffith从能量平衡的观点出发，认为

18、裂纹扩展的条件食物体内储存的弹性应变能的减小大于或等于开列形成两个新表面所需增加的表面能，并推导得出平面应变状态下的断裂强度为：v可知，制备高强度材料的措施是：E和要大，而裂纹尺寸C要小。v由于同种材料中大尺寸材料比小尺寸材料包含的裂纹数目更多，使得大尺寸材料的断裂强度较低，这就是材料强度的尺寸效应。延性材料的断裂强度v金属和非晶态高聚物类延性材料受力时产生塑性形变时消耗大量的能量，使得断裂强度提高，引入扩展单位面积裂纹所需的塑性功p，可得延性材料的断裂强度f为:v一般p，即延性材料中塑性功p控制着断裂的过程，因此塑性功是阻止断裂的一个重要的因素。v陶瓷、玻璃等脆性材料有微米级微观线度的裂纹时

19、，就会发生低于理论结合强度的断裂；而金属和非晶态高聚物则在毫米级宏观尺寸的裂纹时，才会发生地应力的断裂。1.3.4 材料的断裂韧性vIrwin应用弹性力学的应力场理论，得出掰开性（I型）裂纹尖端的应力A为：v 又因 ，代入上式，有v 按照断裂力学的观点，引入一个考虑裂纹尺寸并表征材料特性的常数KIC,成为平面应变断裂韧性，当v 时，所设计的构件才安全，不致发生低应力下的脆性断裂按照断裂力学观点的设计实例v有一实际使用应力=1.30109Pa的构件，可选用两种钢材参数为：v 甲钢：ys=1.95109Pa,KIC=4.5107Pam1/2v 乙钢：ys=1.56109Pa,KIC=7.5107P

20、am1/2v传统设计观点：使用应力安全系数n屈服强度ys 甲钢：乙钢：v认为选用甲钢比乙钢安全根据断裂力学v 甲钢：乙钢：v可见：甲钢的f,选用甲钢不安全，会发生低应力下的脆性断裂，而选用乙钢却更安全可靠。1.3.5 材料的硬度v硬度没有统一的定义，各种硬度单位也不同，彼此间没有固定的换算关系。常用晶体材料的划痕硬度称为莫氏硬度，它不表示软硬的程度，只表示硬度有效到大的顺序，顺序在后面的材料能划破前面材料的表面。1.4 材料的量子力学基础v量子力学是反映微观粒子（分子、原子、原子核、基本粒子等）运动规律的理论v它是1920年代在总结大量实验事实和旧量子论的基础上建立起来的。v 固体材料的许多性

21、质都能从以量子力学为基础的现代理论中得到阐明。v 在本书中仅介绍量子力学的部分主要内容，将有利于对材料电学、磁学和光学的理解。古典量子论v稳定椭圆轨道v索默菲尔（Sommerfeld）把波尔的假设加以推广，认为电子绕核有作椭圆运动的可能性，同时还考虑了轨道平面在空间取向的可能性，必须满足下列两个量子条件：v电子自旋理论v 1925年乌伦贝克和高兹米特提出“电子的自旋假设”：电子本身具有机械量矩与磁矩。1.4.2 量子力学的假设v1924年德布罗意（De Broglie）提出“物质波”概念：认为不仅光具有波粒“二象性”，而且所有的基本粒子（如电子、质子、中子、原子、分子等）都具有“二像性”。v并

22、假设在整个空间自由运动的每个粒子，都具有一单色平面物质波，其频率和波长与粒子的能量E和动量P之间的关系如下（德布罗意关系式）：波函数的统计意义v自由粒子的平面波（波函数）科写成：v 空间某处物质波的强度（振幅的平方）或代表能够在该处找到这一粒子的几率密度在任何给定情况下运动的粒子都具有一波函数与它相联系，这波函数在空间某处的振幅的平方与粒子在该处出现的几率成正比，这就是波函数的统计意义，因此“德布罗意波”也称“几率波”。1.4.3 薛定谔方程v将波函数对空间位置x,y,z二次求导，得v将波函数对时间t一次求导，得v整理并比较，得薛定谔方程（Schrodinger）:v薛定谔定态方程：v只有适合

23、薛定谔方程的单值、连续（一阶导数也连续）、有限的函数，方为粒子物质波的波函数量子力学的应用v例如1：一维势阱问题v电子原子内运动时，能 量量子化显著例2：线性谢振子的问题 v 其中n=0，1，2，v谐振子能量En也是量子化的例3：贯穿势垒的问题v粒子可以由区域穿过势垒到达区域中，并且粒子穿过势垒后能量并不减少，仍然保持在区域的能量，这种现象被形象化的称为“隧道效应”。1.5 专题：材料的力学与显微结构v纳米陶瓷复合材料显微结构对力学性能的影响：v纳米陶瓷材料根据弥散相的不同和基体尺寸为v晶内型、晶间型、晶向/晶间型和纳米/纳米型。v陶瓷纳米复合材料的室温性能（如硬度、强度、v断裂韧性等）得到显

24、著改善。v 纳米复合材料在提高室温力学性能的同时，也显著的改善了高温性能。相对而言，陶瓷纳米材料在高温力学性能方面的改进更引人注目。微米陶瓷复合材料结构对力学性能的影响：v1.SiC晶须对复合材料的微观结构及力学性能的影响：v目前，国内外采用SiC晶须增韧Al2O3已作了大量工作，另外也有在SiCw/Al2O3中加入弥散粒子的方法，从而运用晶须增韧与弥散增韧的协同手段，使Al2O3陶瓷的性能得到改善。另一方面，SiC晶须特性也直接影响着复合材料的力学性能许多研究都表明SiC完整的单晶含量与晶须表面物理状态有密切关系。表面光滑的SiC晶须有利于拉拨效应，而竹节状或表面粗糙的晶须则会增加与基体的摩

25、擦。2.纤维增强复合材料的微观结构与力学性能v长纤维增强效果明显但是形状复杂的零件用长纤维比较困难。短纤维的效果不太理想。v基体上所有优良的纤维增强复合材料的显微结构特点是纤维的取向大致相同，分散均匀，没有团聚、交叉、扭曲等制造缺陷，所有纤维基本上被基体包裹。v从一些研究成果来看，纤维长度对复合材料的强度的影响一般随着长度增加而增大。3.颗粒增强复合材料对材料力学性能的影响v复合材料的断裂韧性随增强剂颗粒尺寸的变化并不呈现单调变化规律。v 当颗粒尺寸很小时，断裂韧性随颗粒尺寸的增加而增加，但当颗粒尺寸本身很大时，复合材料的断裂韧性都随着颗粒的增加而减少。v 大量研究表明，复合材料的力学性能很大

26、程度上取决于分散相在基体相中的分散质量和二者形成的界面情况，而无机刚性粒子的加入正好产生特殊的界面结构，从而产生增强增韧的力学性能。1.5.3 层状结构复合材料显微结构对力学性能的影响v层状材料的结构是两层相同或多层相同或不相同的材料组成，界面可以是强结合，也可以是弱结合的力学性能材料 经过设计的层状材料可具有在特定方向上对裂纹的容忍性，包括最具破坏性的表面裂纹 层状结构陶瓷复合材料分成两类：弱界面结合和强界面结合 层状结构陶瓷复合材料1.5.4 相变增韧复合材料结构对力学性能的影响v相变增韧陶瓷实质上是利用多晶多相陶瓷某些相成分在不同温度的相变，达到改了材料的微观结构，从而产生增韧效果。v 相变增韧的材料中，多相成分有时无法按照某一尺寸或线度去描述，不同的相变陶瓷内部是可以出现不同情况的线度统计。v从上可以看出材料的力学性能与显微结构关系是十分密切的，在绝大数情况下可以说正是微观结构决定了材料的力学性能。当然，这种决定关系并不是一目了然的，需要深入的研究其决定机理已进行定量计算，以指导材料的研究开发和生产应用。v 随着显微技术的发展及高速摄影技术的发展，对材料的微观动态研究已成可能并富有实际意义的。同时，力学性能与其它物理功能相结合也将是新型材料研究中一件有意义的工作。