第六章 金属的范性形变及强化机制

金属的范性形变有三种基本形式 滑移 孪生 扭折 1.滑移过程的位错机制 金属一般都具有一个以上的滑移系统——滑移面和滑移方向 组成滑移系统。当晶体取向正好使得沿某一滑移系统上的分 切应力达到某临界值时，将发生单滑移形变;若沿多个滑移系 统的分切应力都达到某临界值时，则诸滑移系统同时开动， 发生多滑移。 由最密排面及其上的密排方向组成滑移系统。滑移过程实质 是位错沿滑移面运动的过程.位错在晶体中运动需要克服点阵 阻力而位错在密排面上沿密排方向滑动，其柏氏矢量b最 小，应变能最低.此外，滑移面(密排面)的间距也最大，因而 派一纳力小,因此最有利的滑移系统总是在密排面上的密排方 向。 • 密排六方晶体的滑移系统因受c/a比值的影响，使得实测 结果往往与预期的不一致.例如当c/a<1.633时，密排面并 非底面，而是柱面。大量实验数据指出，当c/a＞ 1.633(1.633是作为理想圆球堆垛的密排六方结构的轴比) 时.实测滑移面与预期滑移面基本相符。大多数金属都有 许多滑移系，如面心立方有12个，体心立方有12到24 个，六方晶系有3一6个，究竟哪一个系统先开动，取决于 温度和此温度下外力在该系统的分切应力的大小，只要此 值达到一定的临界值，此系统即被开动:温度的作用是不 可忽视的，如高温时体心立方金属各滑移系均可开动，低 温时却只有最密排面{1I0}所构成的滑移系参与滑移. 宏观看到的晶体表面上的滑移带，正是位错 在滑移面上定向运动所造成的晶体滑移形变 不断积累的结果.实际上，这些滑移带又是 由许多滑移线组成的，如图所示。 位错的运动 （a）滑移线，滑移带 （b）滑移面 • 实验和理论分析均指出，晶体滑移不可能是一次发生、同 步完成的，而是逐步进行的过程，即滑移面上的位错运动 开始于晶体结构不完整处，并且是逐步推进的，每向前推 进一个柏氏矢量的距离(如平面运动的刃位错)，晶体在滑 移面上下两部分就要错动一个原子间距(假定b=原子间 距)，所以只要这根位错没有离开表面，晶体表面上就察 觉不到滑动的痕迹。但是外力作用下位错源不断发射新的 位错，并沿相同滑移方向运动。大量位错运动的积累结果 必然要在表面上显露出来，这是一个大约包含近100个原 子间距的台阶。通常看到的滑移带宽度的尺度是微米数量 级，因此它应是许多滑移线重叠的结果。因此.粗略地说 一根滑移线是上百根位错线运动所提供的滑移量，而滑移 带则是若干个平行滑移面上的上万根位错运动的贡献。 • 交滑移是指位错在两个或多个滑移面沿同一滑移方向的滑移, 例如面心立方的初次滑移系统是(111)[-101]，另外还有一个 (1-11)[-101]滑移系，在初次滑移系上运动的位错，在适当 的外力条件或在晶体中遇到某种微观障碍时，它们可以交滑 移到新的(I-1I)[-101]上。密排六方晶体由于基面{0001}及柱 面{10-10}同有一个滑移方向<11-20>，因此也可能发生交滑 移.至于体心立方，由于有许多滑移面共一个滑移方向.位错 的交滑移更是经常发生，宏观上表现为波浪状滑移线，如 α-Fe;交滑移的实质是螺位错在不改变滑移方向的前提下， 从一个滑移面转移到与之相交的另一滑移面的过程。交滑移 现象还与材料的层错能及位错组态直接有关；层错能低的金 属，位错容易扩展且层错能愈低，扩展得愈宽，束集愈困难. 而不易交滑移，这时位错组态表现出明显的平面分布特征， 如不锈钢中的位错组态。层错能高的金属如铁素体，则由于 位错难于扩展，加上它的同滑移方向的滑移系较多，极易发 生交滑移，呈现胞状结构和缠结的位错组态。 扭折的位错机制 • 特定取向下，晶体受力.既不能滑移，也不 能发生孪生形变,为了适应外力，晶体内部 可能发生如图所示的扭折，这种特定的取 向，最常见的情况是滑移面平行于试样纵 轴，即平行于加力的方向，试样沿纵轴压 缩时，晶体内部将发生如图所示的晶面转 动，称为扭折。这个过渡区可以视为如图 中所示的一系列的同号刃位错的有规律排 列。位错线的方向垂直于应力的方向(即垂 直与图面）。 晶体拉伸时也能出现扭折,金相 照片上扭折区的滑移线呈平行 的S状,面心立方金属扭折带结 构可以看作以<211>方向为轴 相对于基体的局部晶格旋转。 形变度不大时，扭折带一般宽 度为0.05mm。带间距约为 1mm 金属与合金强化的位错机制 使合金强韧化的基本思路从根本上讲是通过各种热 加工处理和化学处理以及合金化等途径，改变合金 的组织结构，为位错的运动设置障碍.降低位错的活 动性，达到强化的目的。因为材料宏观可见的形 变，从微观看是位错运动及其与作为障碍的某些组 织结构单元(如晶界、第二相粒子等)相互作用各种 效果叠加的结果。降低位错活动性的途径，可以按 强化机理来分类，而强化机理又取决于障碍的种类 及其与位错相互作用的机制。 1.固溶强化 最有代表性的理论是富勒谢(R .L. Fleischer)理论。 要点如下: 参看下图，设滑移面上溶质原子呈任意分布，位错运动将遇 到途中溶质原子的阻碍而弯曲:这种阻力因外力增大而增加， 位错也愈弯曲。对呈任意统计分布的溶质原子(图中黑点所 示)，位错所受阻力有一确定最大值fmax。当外力增大到超 过此最大值时，它将冲破溶质原子的阻力而向前运动，此时 所对应的切应力称为临界分切应力τc，他和fmax的关系是： （4-13） maxcbl fτ = 位错运动中受溶质原子阻 碍而弯曲(Fleischer模型) • b为位错柏氏矢量的大小，l是位错在运动过程中遇到的障 碍的平均间距。据位错基本理论，引入位错线张力T，溶 质原子的平均线尺寸a和溶质原子的浓度(原子分比)C0， 经过简单计算可以得到： 2 1/3(2 / )cl Ta cbτ= 由上两式可得临界分切应力： 3/2 1/2 max 1/2(2 )c f c ba T τ •= 可见临界分切应力τc正比于c1/2。 不同学者对上述过程的后期处理略有差异，从而也曾得到过τc∝c2/3的关 系。实验结果看来与τc∝c2/3的关系符合得更好一些。 讨论： 溶质原子与位错的交互作用力fmax来源于： ①由于基体原子和溶质原子大小不同而引起的错配度。 ②不同溶质原子浓度引起弹性模量变化。 对影响fmax因素的上述细致考虑是Fleischer模型区别于 在他以前提出的各种模型的重要特点。因此这个模型得到 较多实验结果的支持。 (2)在Fleischer模型基础上进一步的研究表明，要获 得最佳固溶强化效果应考虑: ①选择高弹性模量的材料作为基体材料。 ②溶质浓度尽可能大一些.使具有或接近过饱和浓度。 淬火是一种可行的途径。 ③还要考虑由溶质原子溶入而引起的畸变类型，引 起正方畸变(如C在BCC的α-Fe 中)较对称畸变 效果更好。 2.弥散强化(沉淀强化) 实用材料大多为复相合金。除基体外，还通过各种途径 引入第二相，以强化基体。第二相可以是热处理过程的脱溶 产物，也可以是有意加入的第二相粒子。目的都是通过第二 相粒子的合理分布，造成对位错运动的阻力，同时也借助于 第二相与基体的共格应变强化基体。复相合金中容易产生位 错，合金的屈服行为在很大程度上决定于位错在合金中的组 态及其与第二相的交互作用，包括第二相与基体界面应变场 对于位错运动的阻碍。位错和第二相粒子相遇时，有两种情 况:一是当第二相粒子在力学性能上是“硬”相，且与基体界面 非共格时，位错难以切过粒子，将以Orowan机制绕过粒 子，即位错只能在粒子周围弯曲以环绕的方式越过粒子，如 图所示。位错绕过粒子后在粒子周围留下位错圈。 位错在“硬”粒子前面以绕过的方式进行的Orowan机制 • 第二种情况是第二相是较“软”的粒子，且第 二相从基体中共格析出，这时位错可能切 过粒子，并沿一定的晶体学平面将粒子剪 切开，如图 位错通过“软”粒子时的切割机制 讨论: (1)两种越过机制的选择： 参看图，当单根位错和一列平均间距为D的粒子列相遇时， 和粒子接触处位错的受力情况如图所示。T是位错线张力，f 是粒子对位错的钉扎力，其反号值是位错对粒子的作用力, 位错线的弯曲角θ。 设没有第二相时位错在基体中运动所需切应力为τm，τ 为有第二相粒子阻碍时位错运动所需的切应力， 则△τ=τ-τm为第二相阻力使位错运动需要增加的切应 力，应有： 2 sinf T bDθ τ= = Δ D X θ θ f T T 每个粒子能够承受的最大力，也就是f力的最大值 fm，它对一定的粒子是确定值，可见若在位错弯曲 到90°以前先到达fm，则粒子将被切过，取切割机 制；反之，若在到达fm之前，位错线已先弯曲到 90°，则位错将绕过粒子，取Orowan绕过机制。 (2)位错切割粒子引起的附加强化效应。 位错遇到第二相粒子采取切割机制越过粒子时，有 时会遇到下述几种情况，产生附加的强化效果。 • 一是粒子是和基体共格的有序结构的第二相，位错扫过 后，将沿滑移面产生反相畴，如图，这是一个有序Cu3Au 粒子被位错切割后的原子排列情况。反相畴APB将使位错 受到附加的阻力，这就是”有序强化”。 位错切割有序共格第二相粒子Cu3Au产生反相畴APB ●-Cu原子 ○-Au原子 • 二是面心立方基体中如果有同样是面心立方结构 的第二相粒子，而它们的层错能γ不同(同结构但 成分不同，层错能可能不同)，则位错扩展宽度也 不同，使位错受到附加阻力。这就是“层错强 化”，如图。 扩展位错从基体(γ高)切入 第二相(γ低)，因而扩展位 错由窄（WM）变宽（WS） 三是共格第二相粒子周围基体存在弹性应变 场，他对位错有吸引力或排斥力，这种应变 场对位错切入粒子和离开粒子都要产生附加 阻力。这就是应变场强化。 位错接近和切入后离开共格第二 相粒子要受到应变场的作用力 晶界强化 大量试验结果指出，多晶体的加工硬化速率和屈服应力比单 晶体高得多，且屈服应力随晶粒尺寸减小而增高。这种差异 显然和多晶体的总晶界表面积高于单晶体这一事实直接相关。 形变时每个晶粒的滑移总要受到周围晶粒的制约，与此相伴 发生的是位错交滑移频繁起来，同时晶界作为位错源，在应 力作用下可以向相邻品粒发射新的位错。 设有边长为a的立方盒子，若只充填一个半径为a/2的球，其 表面积为4π(a/2)2=πa2。若充填8个半径为a/4的球，其表 面积将增加到8×4π(a/2)2=2πa2，增加了一倍。 将上述充填的小球类比做晶粒。表面积增加意味着什么呢? 上面已经提到晶界可视为位错源。晶粒细化，则总的晶界面 积增多，可发射位错的源增多。下面将看到发射位错多，使 位错密度增大，这就使得材料的流变应力亦随之增大，带来 了强化的效果。 • 如图，设左右两个取向不同的晶粒，其界面处有一个台 阶.也可以是其它可以作为位错源的界面缺陷，在应力作 用下，台阶向右晶粒发射一根位错，如图 (b)。设单位晶 界面积上的位错总长度为s，若晶界全部位错均释放到晶 粒中去，使晶内位错密度达到ρ。假设晶粒为圆球形，直 径为a，则每个晶粒的表面积为4π(a/2)2=πa2，故释放位 错总长度为πsa2。但是每个晶界属于两个晶粒，故对一 个晶粒来说只有上述位错线长度的一半，即(πsa2)/2，由 此得到单位体积中位错线的长度(即位错密度)为： 2 3 / 2 3 / (4 / 3) ( / 2) sa s a a πρ π= = 晶界作为位错源向相 邻晶粒发射位错 从大量金属的实测结果，得到流变应力τ和位错密度ρ 有下述关系： 0 aGbτ τ ρ= + τ0为位错密度极低时的初始屈服应力；G为切变弹性模 量；a为一常数，约等于0.5；b为位错柏氏矢量长度。合并 上述两式： 1/2 0 03 /aGb s a kaτ τ τ −= + = + 这就是著名的Hall-petch。对一定金属在给定温度和 应变速率下，a，G，s，k均为常数。 第一式解释加工硬化材料的屈服应力(流变应力)随位错密度 增加而增加的实验结果，第二式式则解释了材料流变应力随 晶粒尺寸减小而升高的普遍规律。晶粒尺寸小，晶界总面积 大，发射位错也多，从而位错密度升高，强化了材料。 控制晶粒大小有两种常用的方法、一是再结晶处理，细化晶 粒，同时可消除冷加工硬化，这种处理方法的效果又取决于 预加工形变的程度和再结晶的温度时间。控制晶粒大小的第 二种方法是控制热处理过程，使金属进行相变。如液相到固 相的凝固的转变过程中，晶核数目少，则易长大成粗大晶粒。 若有外加质点阻碍晶粒长大，晶粒即可细化。此外，液态金 属凝固速率愈快，成核愈多，晶粒尺寸愈小。固态范围内也 可相变，人们熟知的纯铁在1534℃下凝固成体心立方结构。 在1390℃下转变为面心立方结构，在910℃下又转变为体心 立方结构，一直稳定到室温。对这种具有同素异构的金属材 料，也可利用类似再结晶的方法，简单地将金属加热到转变 温度以下，即可达到细化晶粒的目的。细化晶粒不仅可提高 屈服强度、还可减小脆性断裂倾向。细的晶粒大小止是影响 韧-脆转变温度的重要因素之一。晶粒愈粗，转变温度愈高， 这是由于晶粒愈粗，位错在滑移面上的运动，积累在晶界上 的位错愈多，应力集中也愈大，容易导致裂纹萌生在晶界的 薄弱部位，并迅速扩展到裂纹临界尺寸直脆性破坏 金属断裂的位错理论 材料微观断裂的理论基础是位错理论，位错理论已成功地应 用于材料的强度和断裂机制的分析，这种应用也推动了位错 理论本身的发展。今天，位错理论比过去任何时候都完善充 实，许多新的位错组态和反应过程正是在它应用于材料科学 研究中被发现的，显示出位错理论的强大生命力。电子显微 技术许多年来受到材料科学工作者愈来愈多的重视，在相当 大程度上和位错理论的成功应用直接相关。但是，值得指 出，应用中仍然存在一些问题也是不容忽视的。制样技术有 待改进，如何使试样中揭示出来的位错组态更能反映出工程 应用材料的真实情况，并未得到有些电镜工作者的应有重视。 例如观察到的裂纹往往来源于制样过程，并不能代表研究工 作者所的应力条件。此外，某些作者由于多位错理论缺 乏必要的了解，在解释位错观察的实验现象并与宏观性能联 系时，亦不乏牵强附会的情况，明显的错位甚至见诸公开发 表的论文，这些都是应该引起重视的。 • 断裂是个大问题，它涉及断裂物理、断裂化学和 断裂力学。这里谈到的只是电镜工作中常遇到的 位错与断裂过程有关的某些问题，并非严格意义 上从学术上讨论材料的断裂。断裂类型的划分按 照Beachem的建议，应以断裂时能量吸收的多少 为依据，分为高中低三大类，这是严格学术意义 上的分类。而从实用观点看，将断裂类型（脆性、 延性及其他特殊类型）和断口形貌(解理、沿晶、 穿晶等)相结合，似乎更为合适。以下是涉及断裂 的位错解释的几个问题。 1．解理断裂 解理断裂是常见的一种脆性断裂方式。其特点是裂纹沿特定 的低指数晶面(解理面)快速扩展并断裂。不同结构金属有不 同的解理面。 解理断裂又分三种情况: (1)材料原始状态不存在微裂纹或只有少数小尺寸微裂纹，应 力首先达到易滑移系或孪生开始所需之应力，这时只有个别 易滑移系或孪生开动，在滑移面障碍处或孪晶边界处产生应 力集中而萌生裂纹，并长大。在正应力下导致断裂。 (2)屈服应力小于解理断裂应力时，微裂纹有一个稳态发展阶 段，裂纹扩展中有钝化现象，直至外应力不断加大，该尺寸 裂纹失稳并扩展，最后解理断裂。 (3)某些本质脆性材料如陶瓷、难熔金属等，内部常 含有尖锐微裂纹，这时可在比任何滑移系的临界分 切应力都小的情况下，就导致裂纹快速扩展直至断 裂。按Griffiith公式解理断裂应力σf由下式表示： 式中E-杨氏模量,γ-裂纹表面能，c-裂纹长度。ν- 泊松比。σf总小于该温度下的屈服应力，常在屈服 以前即解理破坏，断裂前常无可以察觉的塑性变形。 1/2 2 4( ) (1 )f E c γσ π ν= − 解理断裂的机制有两种：一是Stroh的位错塞积导致应力集中的理 论，如图所示。L为滑移面上位错塞积群所占得长度，c为障碍处于 滑移面成θ角的裂纹长度。Stroh得出如下的公式： E c γσ ν= 1 23（ ）（1- ） 3n b γ σ= 利用前式，可以估计有效滑移面上L长度内塞积位错的数目n,对金属，以抗张强度 32kg/mm2,切应力约为16 kg/mm2（即1.6×104N/cm2）,Burgers矢量b=2×10- 8cm，γ=107J/cm2代入（4-21）式则在有效滑移面上的位错数目为n≈100。 如位错塞积到一定程度足以萌生裂纹时，则顶端O处，将有n个位错汇集在一起 形成一个柏氏矢量为nb的大位错 另一方面从能量观点出发，得到平均裂纹的长度c与位错数目n的关系是： 2 2E 0.5 8 n bc bnπ ν γ= =（1- ） 裂纹长度与塞积列中的位错数目的平方成正比。Griffiith公式和Stroh公式有 差别，但解理断裂应力和裂纹长度的关系是相同的。从2式出发，由实验测 出断裂正应力σ，可以估计解理断裂所需要之临界裂纹长度c0。 （2） 解理断裂的另一种位错机制是Cottrell的位错反应理论 体心立方晶体的滑移面是{110}，若（-101）和（10-1）各有b为a/2[-1-11]和 a/2[111]的平行位错交于[010],则通过下述反应形成位错a[001]: [111] [111] [001] 2 2 a a a+ → 反应的能量比较是 2 23 2 a a< 可见反应式可以进行的。Cottrell认为新位错a[001]的多余半原子面真好可插 入解理面(001)中，这个面不是滑移面，因此位错a[001]不可动，上述反应不 断进行，在a[001]位错处造成不断增高的应力集中，在a[001]所在的（001） 形成“大位错”，导致断裂，如图所示。 刃型位错的 合并与裂纹 形成 • 面心立方金属一般不发生解理断裂。体心立方金 属在低温下易发生解理破坏，原子间的键合性质 对材料是否易于解理破坏有决定性影响。 • 此外，合金中如含有脆性大块第二相，如块状碳 化物，往往导致低的解理断裂应力，这已为许多 实验证实.在经过热处理的钢中，在延性——脆性 转变范围内还常观察到一种准解理断口形态。准 解理断裂时，解理面不限于{100}，也见于{110} 和{112}等晶面。其特点是由一些小平面组成，小 平面之间由撕裂岭相连接、这种材料较纯解理破 坏的材料韧性要好 2.沿晶断裂 沿晶断裂又称晶间断裂，和解理断裂同属脆性断裂、原则上 材料的裂纹扩展遵循能量消耗最小原理，即总是沿着原子结 合力最薄弱的区域进行。 目前已从大量实验事实出发生沿晶断裂的若干经验规律。 它们是:晶界存在连续分布的脆性第二相是极其有害的;元素 偏聚于晶界特别是晶界的结构疏松部位，如钢中硫、磷等有 害元素的偏聚，破坏性尤大;环境介质的腐蚀破坏，如H2S、 H2、Cd、Hg等则是引起晶间结合弱化的因素;此外环境介质、 有害元素的电化学腐蚀再加应力的复合作用，造成应力 腐蚀，也是弱化晶界的不可忽视的因素.人们熟知的钢的高温 回火脆发生在晶界一实验指出微量元素Pb,Sb,As,Sn等有剧 烈的向晶界偏聚的倾向，降低了晶界原子结合力，从而也极 大地降低了裂纹沿晶界扩展时的有效表面能，使之更易于沿 晶扩展，最终导致破坏 . 3.脆性转变温度问题 • 上面讨论了两种主要脆性断裂方式，这里讨论的是一个与 此有关，但性质上完全不同的问题，它研究在外部条件 (主要指温度)变化时，材料内部形变行为发生变化，由延 性转变为脆性破坏的问题。先介绍一个实验现象。α-Fe 随着氧含量增加，脆性转变温度不断提高，范性断裂时所 吸收的能量逐渐减少;氧含量减少，发生穿晶断裂.氧含量 增加时，发生沿晶断裂，对此，Stroh认为任何形式的应 力集中只能有两种后果：一是激活附近已经存在的F-R 源；一是产生微裂纹。前者导致延性断裂，后者引起脆性 断裂。因此他指出所谓脆性转变温度，实质是指在这个温 度下，激活新的位错的可能性如何。如在此温度下有利于 激活新的位错，则不易向脆性转变，反之则易向脆性转化。 Stroh计算了F-R源被激活的几率P与激活F-R源所需要的激活 能U（σ）的关系是: Uln ln ln p kT t σν1 （ ）（ ）= - 式ν中为位错振动频率，t为时间，σ为外应力。他将P0所对应的温 度T视为由延性转变为脆性时的转变温度，并且将上式改写为： U lnc T k t σ ν= （ ） 据碳钢实验结果，按上式求得U （σ ）≈28eV，这与位错受杂质原子的钉扎、 脱钉的激活能数值完全一致:由此可见，Stroh上述理论处理的思路是接近实际的。 Petch从Hall-Petch公式出发，较之Stroh考虑了更多的因素。他认为脆性转变温 度与晶粒大小、位错运动时的晶格摩擦阻力、位错被钉扎的强度以及缺口处应 力状态都有关系。 Abrahamson和Grant曾对脆性与金属电子结构的关系进行过研究，试图从合金 金属原子电子结构的深层次上找到某种更本质的规律，但没有得到满意的结果。 4.微孔聚合断裂 • 这是一种韧性（延性）断裂方式，对此还没有很好的定量 理论。实验指出，延性断裂时既不存在某种应力规律，也 不存在某种应变规律。Bridgeman发现静压力下产生延性 断裂时，各分应力并非保持不变，应变也随着静压力增加 而显著增加:经预拉伸的试样再拉断裂，其截面收缩率可 与未经预拉伸的试样相差无几。可见，通常用加工硬化的 耗竭理论来解释延性断裂是不能令人信服的。而从扭转形 变试样的断面总是横断面这一事实考虑，似乎可以认为延 性断裂时是切应力与正应力共同作用的结果，前者促使试 样中产生缺陷。后者促使缺陷发展为空洞，最后由空洞发 展至断裂。 • 夹杂物在断裂中起着重要的作用，特别当尖锐裂 纹的尖端存在夹杂物时，破坏性尤其大，因为位 错倾向于在此处塞积，促使裂纹迅速扩展，并很 快达到临界尺寸，导致断裂。 • 另一种过程是裂纹前端在应力作用下，在其周围 诱发出新的位错，这些位错不断增殖并沿滑移面 运动，直至和已经存在于夹杂物/基体边界处的裂 纹或微孔汇合，这种汇合后的裂纹在后续位错的 促进下，也将很快达到临界尺寸，导致材料的破 坏。 • 工程材料中大部分非金属夹杂物与基体结合很 弱，界面处极易形成微孔，而碳化物与氮化物等 则与基体结合较牢，只有当应变较大和它们的尺 寸较大时才能形成微孔。此外晶界上有尖锐外形 的夹杂物和块状第二相碳化物等，对于结构本来 疏松的界面，更是一个不利的促进裂纹和微孔萌 生的因素。 • 延性断裂是受应变控制的，可引人“断裂应 变”εf来表征，它与碳化物的形状和大小关 系极大。下图反应了这一情况 第二相粒子对断 裂应变的影响 5.蠕变断裂 在恒定应力(或载荷)下所发生的随时间延长而产生的连续、 缓慢的塑性流变称为蠕变。其特点是：应变率很小一般在 10-10～10-3s-1的范围内(随应力水平而异)。通常所加应力 远低于拉伸试验的屈服应力。对金属与合金在温度T﹥0.3～ 0.4 Tm(熔点)时，蠕变现象才比较明显。蠕变研究对高温使 用的材料特别重要。 描述蠕变过程用温度和应力恒定条件下的应变ε-时问曲线 (蠕变曲线)来表示。在t=0时加上应力。几乎立即由弹性形变 和塑性形变构成有限的应变。随后分成三个阶段；即以蠕变 速率持续降低为特征的第一阶段，此阶段应变硬化（加工硬 化）占优势。然后是进入恒定蠕变速率的稳态蠕变的第二阶 段，此阶段应变硬化与热回复平衡，持续时间最长。最后为 第三阶段，其特点是蠕变速率不断加快，试样出现缩颈，内 部形成孔洞，微孔连接，发展为裂纹，裂纹扩展导致破坏。 所以蠕变断裂是发生在第三阶段的过程 • 蠕变过程中组织结构发生复杂变化，各阶 段各有特点，但同一阶段又往往诸种变化 交叉重叠发生。蠕变过程的组织变化大致 有：出现滑移带、扭折带，发生回复和再 结晶；晶界滑动，并在第二相或杂质粒子 与基体的界面处形成微孔，微孔在位错作 用下通过聚合而形成裂纹，裂纹发展、失 稳，最终导致破坏。 • 第二阶段的特点主要是通过多边化形成亚晶粒。并发展成 为稳定的状态，故这个阶段又称为回复蠕变阶段。亚结构 得以充分发展的金属，层错能往往较高，如α-Fe、 Mg、 Zn、Cd等。而层错能低的金属如Cu 、Ni、γ-Fe等，虽 然静态时易于多边化，但最后还是要发生再结晶；再结晶 一般出现在第二阶段末和第三阶段，因此它往往导致第一 阶段重新出现。 • 蠕变过程中亚结构的形成是通过晶格弯曲部分的多边形化 而实现的，故其尺寸与晶粒度无关，只随温度的升高和应 力的降低而增大。在粗晶或单晶试样中，亚结构排列成有 明显方向性的结构，亚结构间的取向差Δθ与蠕变量ε成 正比： θ εΔ ∝ • 亚晶界由位错网组成，有时是倾侧晶界，有时为网状的扭 转晶界。蠕变过程特别是第三阶段中，晶界滑动是引起破 坏的重要因素。晶界在蠕变过程中的作用比较复杂。实际 上从蠕变开始到终了的整个过程晶界都有滑动，它对总蠕 变量有重要贡献。这种贡献随温度升高，应力减少和晶粒 度减小而增加，尤其当蠕变速率足够小时，相对贡献更大。 • 蠕变过程中塞积在晶界前的位错群有力求获得松弛的趋势. 这时沿晶界往往有空位流向刃位错，使这些刃位错得以攀 移.攀移后晶界位错分布变得均匀起来，反过来又有利于 晶界的移动(滑动)。随着温度升高，晶界滑动将更突出。 位错滑移和晶界滑动这两个过程交替进行，互相促进，在 此过程中就有可能导致在三叉晶界和第二相或夹杂处出现 微孔，并发展为微裂纹。这实际是蠕变断裂的开始。实验 指出高温蠕变中晶界滑动十分明显，虽然它对总蠕变量的 贡献可能不是主要的(一般认为约占10%左右) 晶内滑动在蠕变第二阶段，是构成总蠕变量的主要部分.在第 二阶段，由于亚结构尺寸较小，晶内滑动的位错一般不能穿 过亚晶界而只能进人亚晶界，成为它的组成部分。随着温度 升高，应力降低，晶粒度减小，滑动对总蠕变量贡献会越来 越大。对第二阶段稳态蠕变的机制Wcertman还提出过位 错攀移理论。Schocck对此进一步加以阐述，指出攀移 过程可能包括如下几种情况： 位错攀移遇到的几种情况 a为越过Lamer一Cot t rell位错。 b邻近滑移面上异号刃位错相消 毁。 c通过攀移形成小角晶界或加人 已有的小角晶界:， d塞积在晶界的位错沿晶界产生 攀移。 e越过弥散质点攀移。 (2)第三阶段蠕变与断裂: 第三阶段是加速阶段。在此阶段即使不出现缩颈，有效应力也 明显增加，导致最后的断裂破坏。这个阶段微裂纹明显增多并 且汇合和扩展，从对这个阶段的试样测得的密度变小得到证实。 密度变小说明微孔、裂纹增多。 蠕变断裂也分沿晶脆断和穿晶延性断裂两类。 沿晶断裂按裂纹形状又分V型(楔型)和O型两种。前者多出现在 三叉晶界处，后者多出现在晶界与拉伸应力方向正交的情况 下，特别是出现在有杂质和第二相粒子沉淀的晶界部位。高应 力下出现V型，低应力下出现O型。从应力类型来说，不论V型 或O型，切应力比张应力更易于促进裂纹萌生。温度升高时，裂 纹有由V型转变为O型的趋势。 V 型裂纹的成核与晶粒度有一定 的关系，晶度度过小，难于达到所需应力集中，不易形成V型裂 纹，故这种机制被称为应力集中形形成机制。 • 这种裂纹一旦萌生，随后可借助于附近过饱和空位的沉 淀，使之沿晶界继续扩展，也可能在垂直于裂纹表面的法 向应力下张开扩展。但是考虑到V型裂纹通常在低温下即 可形成，故过饱和空位的促进作用用是有限的。这类裂纹 尽管其已有长大机制还存在困难。但它靠剪切形核，又靠 剪切扩展，仍是合理的，也得到实验结果的证实。V型裂 纹形成和扩展机制如图所示表示在法向应力作用下裂纹前 端的钝化现象。 V-型裂纹的萌 生和扩展 至于“O”型裂纹，最早的形成机制是从空位的聚集出发的。 Mclean曾据此给出如下结果： 2r γσ≥ r是作为裂纹核的空洞的临界半径，γ为表面能 ，是垂直于 滑移面得应力，此处可看作单位体积空位沉淀的自由能。若 取γ =1.5×10-4/cm2，σ =50N/mm2 ,可算出r将超过10-5。 可见试图通过饱和空位的沉淀来形核是不可能的。因此，上 述处理的思路存在明显缺陷。后来陈能宽和Machlin提出了晶 界“坎”(ledge)成核的思想，并且考虑到晶内可能有多个滑移 系统被激活的事实，在确定外应力下，把坎分为“张 坎”(Tensile ledge)和“压”坎(Compressive ledge)，这些坎可 以是固有的，也可以是滑移带与晶界相交后形成的。实验测 得坎的高度在5～40 nm之间。蠕变过程中晶界处经常观察到 “起皱”的现象，表明这种由晶界坎形核的机制是可以接受的。 • 还有一点值得注意，当温度很高时，由于 晶界上应力集中引起晶界滑移和晶内形 变，导致晶内结构疏松，这时也可能由沿 晶断裂转变为穿晶断裂。 6.疲劳断裂 金属在循环应力作用下发生形变的现象称为疲劳。用应力极 大值σm相对于疲劳断裂时循环次数N的对数值所作的曲 线，称为疲劳曲线。疲劳极限σi定义为在低于此值下，无论 循环多少次，试样也不致断裂的应力值。 疲劳形变后的位错组态与疲劳应力关系密切。例如Al，高应 力下疲劳形变后与单向形变下的位错组态相差不多，都有不 同形式的位错胞状结构，低应力下，却出现平行于<1 1 2>方 向的长位错环，位错上割阶也比较大。甚至还出现蜷线位错。 Cu疲劳试验后的位错组态与Al类似。Cu单向形变后的位错 环经300～400℃退火可以消去，疲劳形变产生的位错环却在 更高温度(600℃)下退火，也不能消除。有趣的是对低层错能 α黄铜进行低应力疲劳，电镜上.看不到位错环。人量试验指 出，应变振幅大小与随后的位错组态关系极大。应变振幅足 够大时，在1/4循环后可看到位错胞结构。 • 早期从Cu的疲劳试验中，得到过一下非常典型的试验结果。 发现驻留滑移带（PSB）从微观看呈楼梯状位错结构，它由 位错密度高的墙和密度低的区域相间排列组成，墙厚约 0.1μm，它由刃位错偶极子组成，ρ=1015m-2;墙与墙之间间 隔约1.4μm，其中的位错密度较墙中的位错密度低2～3个数 量级，主要由螺位错连接其间(图)、基体则由位错密度高的柱 状脉纹束(Veins)和夹在其间的低位错密度区组成。前者为刃 位错偶，后者主要为螺位错。两者体积各占50%。图绘出了 Cu单晶中CSS曲线平台区的位错组态的三维分布和驻留滑移 带中的位借排列的示意图。 图 Cu单晶中位错组态的三维分 布示意图 （a）CSS平台区位错组态的三 维分布示意图 （b）PSB中位 错排列示意图 • 从位错观点看，循环形变过程的应变主要来源于螺位错的 运动。通过螺位错的交滑移形成刃位错偶或位错圈，并逐 渐在与主滑移向相交切的方向，聚集成脉纹条束，使位错 运动的空间减少，阻力增大，这就是循环硬化的微观结构 本质。 • 到目前为止，对面心立方结构材料的疲劳研究较多，其它 结构材料研究较少。不同结构材料的疲劳特性不尽相同， 反映在各自的CSS曲线的构成特点上。特别表现在曲线平 台区的长短有所不同。如α-Fe平台区很短，且很不明显。 • 如上所述，螺位错交滑移在循环形变中起着重要作用，这 点可以和材料的层错能联系起来。层错能低者，交滑移困 难，这时位错组态表现出新的特点。 Cycle stress strain 在疲劳试验研究中还观察到疲劳滑移带的一个重要现象，即 挤出带和浸人沟。它是疲劳形变中一个普遍现象。将出现挤 出的试样电解抛光和蚀刻后，可在挤出处发现裂纹。因此， 可以推测在形成挤出片的同时，试样内部便产生了空洞片。 而且发现挤出和浸入往往在相对应两侧同时发生的实验现象。 如在Al中就看到过一面出现挤出，反面与之对应的滑移带内 出现浸人沟。还有一点，层错能愈低，愈容易出现挤出和浸 人。总之，看到的驻留滑移带以及挤出与浸人，只是宏观可 见表面现象，其微观实质是裂纹的萌生、扩展和形变损伤积 累的结果。 驻留滑移带端部的挤出带 （P）和侵入沟（S） 金属的范性形变有三种基本形式 1.滑移过程的位错机制� 扭折的位错机制 金属与合金强化的位错机制 1.固溶强化 2.弥散强化(沉淀强化)� 讨论: 晶界强化 金属断裂的位错理论 2.沿晶断裂 3.脆性转变温度问题 4.微孔聚合断裂 5.蠕变断裂 (2)第三阶段蠕变与断裂:� 6.疲劳断裂