材料科学基础(上海交大)-第5章

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1、,材料与化学化工学院,材料科学基础,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Hall-Petch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；

2、,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

3、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：冷变形金属在受热时发生的回复、再结晶、晶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

4、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,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,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。,5.1.1 弹性变形的本质,原子处于平衡位置时，其原子间距为r0，位能U处于最低位置，相互作用力为零，这是最稳定的状态。当原子受力后将偏离其平衡位置，原子间距增大时将产生引力；原子间距减小时将产生斥力(图5.2)

5、。这样，外力去除后，原子都会恢复其原来的平衡位置，所产生的变形便完全消失，这就是弹性变形。,图5.2 (a)体系能量与原子间距的关系 (b)原子间作用力和距离的关系,5.1.2 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，加载时变形，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（Hooke）定律：,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。,在正应力下, s = Ee ；,在切

6、应力下, t =Gg ；,弹性模量与切变弹性模量之间的关系为：,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0.250.35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、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0.5%；而橡胶类高分子材料的高弹形变量则可高

7、达1000%，但这种变形是非线性的。,5.1.3 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,材料经预先加载产生少量塑性变形（小于4），而后同向加载则se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。,2弹性后效,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来完成其变

8、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。,图5.3 恒应力下的应力驰豫,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部所消耗，称之为内耗，其大小即用弹性滞后环面积度量。,3. 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。,5.1.4 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：,式

9、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Pas。,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，应力应变曲线就成一回线，所包含的面积即为应力循环一周所损耗的能量，即内耗。,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,a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

10、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。,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）。,图 5.4 金属单晶体拉伸后的实物照片,图 5.5 滑移带形成示意图,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，其滑移面和滑移方向也不同。,通常，滑移面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间距最大，点阵阻力最小，因而容易沿着这些面发生滑移；至于滑移

11、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。,b滑移系,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(0001)1 3=3个。由于滑移系数目太少，hcp多晶体的塑性不如fcc或bcc的好。 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：,c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

12、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、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5.2。,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Fcos，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):,F/A为试样拉伸时横截面上的正应力 当 =c，开始滑移F/A = s,图5.6 例5.1示意图,coscos称为取

13、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与滑移面法线所组成的平面上，即+90o。则沿此方向的 值较其他 的 值大，这时取向因子coscos =cos，cos(90o-)=1/2sin2 ，故当 值为45o时，取向因子具有最大值0.5。,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45o。时，取向因子达到最大值(0.5)，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

14、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，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(a)压缩前(b)压缩后,图 5.9 单晶体拉伸变形过程 a) 原试样 b) 自由滑移变形 c) 受夹头限制的变形,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

15、）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34个数量级，表明晶体滑移并不是晶体的一部分相对于另一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

16、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，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（Peierls）和纳巴罗（Nabarro）首先估算了这一阻力，故又称为派一纳（P-N）力。,式中，b为滑移方向上的原子间距，d为滑移面的面间距，为泊松比，W=d/(1-)代表位错宽度。,P-N = 2G/(1-)exp(-2W/b),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；