钱匡武 金属和合金中的动态应变时效现象

第29卷第6期

2001年12月福州大学学报(自然科学版)JournalofFuzhouUniversity(NaturalScience)Vol.29No.6Dec.2001

文章编号:1000-2243(2001)06-0008-16

金属和合金中的动态应变时效现象

钱匡武,李效琦,萧林钢,陈文哲,张好国,彭开萍

(福州大学材料科学与工程学院,福建福州　350002)

摘要:动态应变时效现象是在金属和合金中,移动着的溶质原子和运动中的位错发生交互作用时所出现的一

种强化现象.这种交互作用,将产生一系列的强化效应,使金属和合金在外加载荷作用下所表现出的力学行为

发生巨大的变化.所有这些效应,都将在常用的重要工业合金(如钢、铝合金、铜合金)最常使用的温度范围内

出现.研究动态应变时效,不仅有助于加深对诸如金属中位错的交互作用规律、塑性和强化的微观过程与机理

等的理解,而且也能帮助我们更好地控制那些常用工业合金的机械性能.本文结合多年来在这方面所做的系

统研究工作,总结了动态应变时效现象的一般规律和已有的理论,并着重介绍作者参与建立的一种模型及其

实验结果;还重点介绍了一些常用工业合金中动态应变时效现象的特点及其对机械性能的影响.

关键词:金属;合金;应变时效;锯齿屈服;塑性变形;位错;间隙溶质原子

中图分类号:TG113.1文献标识码:A1)2)

近年来,人们逐渐认识到,在一定的应变速度和温度范围内,经过塑性变形的金属和合金的机械性能,在很大程度上,还受到一种叫做“应变时效”的过程的影响.所谓“应变时效”,就是金属和合金在塑性变形时或塑性变形后所发生的时效过程.最常见的是变形后的时效,叫做“静态应变时效”(StaticStrainAg-ing,简称SSA);而变形和时效同时发生的过程,则叫做“动态应变时效”(DynamicStrainAging,简称DSA).现在一般认为:应变时效,主要是由于金属固溶体中的间隙溶质原子(如钢中的C、N)向位错偏聚并使之钉扎而造成的.由于在应变时效时并无第二相的析出,也不会有C、N化合物的聚集长大,所以随着时效时间的延长,强化效应不会消失,这是应变时效与淬火时效的本质区别.

近年来的许多研究发现,很多重要的工业合金,在常规的应变速度下,在通常应用的温度范围内,都会发生动态应变时效.其中包括很多种钢,以及Ti、V、Nb、Cu、Al合金等,它们在略高于室温时就会发生动态应变时效.如作者曾证实:Cu-3.1%(at)Sn合金产生动态应变时效的温区为400～580K(﹒ε=4×-4-1[1]-4-1[2]10s);Cu-32%(wt)Zn合金出现动态应变时效的温区为273～523K(﹒ε=5×10s);LC4超硬

-4-1[3]铝(Al-Cu-Mg-Zn合金)产生动态应变时效的温区为233～393K(﹒ε=4.76×10s);1Cr18Ni9Ti奥

-4-1[4,5]氏体不锈钢出现动态应变时效的温区为523～923K(﹒ε=5×10s).因此在实际应用这些材料时,

不能不考虑动态应变时效对它们的使用性能的影响.实验结果还表明,动态应变时效还很有可能作为一种强韧化工艺手段,在许多工业合金中获得应用.但目前在很多情况下,动态应变时效的重要性却在很大程度上被忽略了.例如,在经典的物理冶金、力学性能及位错理论的教科书里,几乎很难找到有关动态应变时效的论述.造成这种情况的原因之一,就在于过去一直没有一种简单的物理模型,能用来描述所有与动态应变时效过程有关的复杂情况.

本文将较系统地总结动态应变时效的一般规律和理论,重点介绍常用工业合金中动态应变时效现象的特点及其对材料机械性能的影响.

1　动态应变时效的宏观表现

1)在应力—应变曲线上出现锯齿状波形,叫做“锯齿式屈服”(又叫“Portevin-LeChatelier效应”,简

[6]称“PL效应”).图1表示Cu-3.1%(at)Sn合金在不同温度下的拉伸应力—应变曲线.由图1可以看

出,当应变速度恒定时,在一定的温度范围内(如图中的363～638K),在达到某一临界应变量ε如图中c(收稿日期:2001-09-18

作者简介:钱匡武(1937-),男,教授,博士生导师.

1)萧林钢.福州大学83级硕士,现在美国UniversityofConneticut工作.,

第6期钱匡武等:金属和合金中的动态应变时效现象·9·箭头所示)以后,应力—应变曲线不再是光滑的了,而是出现了某种形式的锯齿波.这种锯齿式屈服现象,是由于可移动的位错和扩散中的溶质原子之间发生了交互作用的结果;而溶质原子扩散所必须的空位,则是由变形所产生的.因此,要开始出现锯齿式屈服现象,就要求有一个临界应变值εc.

2)出现屈服应力平台.在研究金属的屈服应力和温度之间的关系时可以发现,当温度升高时,屈服应力将均匀而连续地下降.然而,通常会出现一个屈服应力几乎不变的温度区间,在此温度范围内,不同应变速度下所得到的屈服应力,基本上和温度无关,出现了一个应力平台(如图2所示).平台的出现,主要是由于在这一温度区间,动态应变时效引起屈服应力或流变应力的升高,延缓了应力随温度升高而下降的速度

.

图1　Cu-3.1%(at)Sn合金在不同温度下的拉伸应力—应变曲线[1

]图2　不同应变速度下的流变应力与温度的关系　　3)出现异常的应变速度—加工硬化关系.在含有间隙原子如C、N或O的体心立方或密排六方金属中,动态应变时效对加工硬化有很强的影响.这种影响的大小,可从极限拉伸强度与温度之间的关系曲线中清楚地看出.图3所示3组加工硬化速率—温度曲线,清楚地表明了动态应变时效对金属材料机械性能的影响.图中高纯Ti和Ag可以认为几乎是不存在动态应变时效的;而含有0.4%(at)O的工业纯Ti,在800K附近出现了加工硬化速率的峰值,比相应的高纯Ti的加工硬化速率要高4倍以上.这再一次证实了,在有动态应变时效存在的温度区间,金属的机械性能,主要是受动态应变时效控制的

.

图3　不同材料加工硬化速度关系曲线[7

]图4　应变速度敏感系数与温度的关系

4)出现很低的甚至是负值的“应变速度敏感系数”.通常有几种参数可用来描述流变应力和应变速度之间的关系.其中常用的一种就是:

n=dlnσ dln﹒ε(1)”,;

·10·福州大学学报(自然科学版)第29卷应变速度.通常可用一个指数函数来表示流变应力和应变速度之间的关系:

σ=σ0(﹒ε)

峰值的温度区间,n出现一个极小值,说明这些都是由于动态应变时效所造成的.n(2)式中:σ实验结果表明,在n-T关系曲线上(图4),在上述出现屈服应力平台、加工硬化0是一个常数.

2　有关动态应变时效的主要物理模型和理论

迄今为止,人们对动态应变时效的本质及其产生的条件,提出了许多物理模型和理论,它们主要涉及了5种不同的处理方法.第一种主要考虑了溶质原子和运动位错的相互作用;第二种不仅考虑溶质

[12]原子的扩散作用,还考虑了位错的集体行为;第三种是利用连续介质塑性变形理论对动态应变时效效

应进行了唯象的解释;第四种是仅考虑位错之间相互作用的模型;在上述理论中,多数都集中在描述出现锯齿屈服现象所需临界应变量εc的规律,而第五种处理方法则还详细考虑了动态应变时效对流变应力的影响[10,15-19][13][14][8-11].

[9][10]在解释PL效应时,以考虑溶质原子和位错相互作用为主的代表有Cottrell,McCormick和Avan

[11]denBeukel.但他们在描述PL效应时各有特点,所依据的物理图象也互不相同.Cottrell认为引起PL效应的微观过程是:溶质原子具有向位错偏聚的倾向,形成溶质原子气团.若应变速度很低或温度很高,溶质原子的扩散速度可以达到运动位错的速度,气团对位错就不产生拖曳力;若应变速度很高或温度很低,溶质原子不能跟上运动位错,则对位错也不产生拖曳力;只有当溶质原子运动速度稍慢于运动位错,这时气团才对位错施加了拖曳力,阻碍位错的运动;当应力增加到可以克服这种拖曳力时,运动位错将突然挣脱溶质原子气团,直到运动位错再次被扩散的溶质原子重新钉扎,这一过程反复进行,就在拉伸曲线上出现锯齿波.面心立方置换固溶体在出现锯齿波前通常存在一段光滑形变,这被解释为产生加速溶质原子扩散速度所需的空位.然而正如McCormick指出的那样,这个模型要求形变过程产生难以达到的高可动位错密度或极大的过饱和空位浓度.同时,该模型所描述的位错运动是连续的,这与高压电子显微镜的实验观察结果也是不相符的.

[10]McCormick认为,位错运动是不连续的,它们在运动时将暂时受阻于障碍物之前,等待热激活以克

服障碍物,再前进到下一个障碍物.在位错等待热激活的时间tw内,溶质原子将向其偏聚,设ta是钉扎位错所需的时效时间,则出现PL效应的判据是ta<tw,此时大部分等待热激活的位错将被钉扎,而少数未被钉扎的位错将迅速增殖,引起Luders带的形成,并开始了锯齿屈服.由这一物理图像出发,他导出了出现锯齿波的临界应变量εc和合金成分c0、应变速率﹒ε、形变温度T之间的关系式:

εc(m+β)[20-22][10]=A(c1 c0)﹒εexp(Qm) kT3 2(3)

式中:Qm为空位迁移能;c1是钉扎位错时,位错线上的位错浓度;A、m及β是和有效障碍间距、形变时可动位错密度及空位浓度增殖速度有关的常数.该式较好地预示了出现锯齿波的临界应变量与合金成分、应变速率、温度之间的关系.

AvandenBeukel[11]同样认为位错运动是不连续的,但他从Sleeswyk[23]假说的基础出发,从位错的热激活运动的角度,导出了应力对应变速率和对温度的依赖关系.他提出的一个主要的新概念是:在热激活应

1)＊＊变速度公式中的热激活焓H,不仅是有效应力σ(使位错运动的那部分应力)的函数,而且也是与位错

相接触的溶质原子浓度的函数.因此,当一个位错等待在障碍物前、并在其周围形成一个溶质原子气团时,靠近位错处溶质浓度的增加将导致激活焓的改变.即:

H=H(σ,c)(4)

式中:c是位错处的局部溶质浓度.c值取决于位错在障碍物前的等待tw,以及把溶质原子拖曳向位错

1)当位错运动仅由一种简单的热激活机制所控制时,通常可假定拉伸时的应变速度可用下式表示:﹒ε=﹒ε(-H＊ 0exp

kT).式中:﹒εH＊是与位错克服障碍物的速度有关的激活焓,它通常是应力的函数:应力越大,H＊越小;k是波0是常数;

尔兹曼常数;T是绝对温度.＊＊＊

第6期钱匡武等:金属和合金中的动态应变时效现象·11·的速度,而这又决定于溶质原子的扩散系数D.

上述3种物理图像显然都没有考虑到大量位错的集体行为,而且都没有给出为什么通常在大应变量后锯齿屈服反而消失的微观机制.

[12]Schoeck不仅考虑了溶质原子的扩散,还考虑了位错的集体行为.他认为,运动位错在障碍物前等

待热激活的时间tw内所发生的时效,将确定位错的运动行为;两种不同的过程都会增加有效应力,引起不稳定塑变(即锯齿波)的产生.其一,由于时效增加了障碍的强度,要使位错继续运动,必须增大应力;其二,由于时效使运动位错部分被钉扎,可动位错密度减小.但文章中所用的相互作用能u(ρm ρ0)与σ(ρ只是唯象地描绘其可能的变化趋势,并没有给出真实的函数表达式.m)

Korbel[13]则考虑了许多位错的集体行为,提出了非热激活的解释,认为位错的集体效应才是锯齿屈服的根本原因.当可动位错密度较低时,运动位错之间的相互影响很小,位错运动的速度很高;只有当可动位错密度足够大时,运动位错之间的相互影响才显著增大,这样一来,位错的运动速度将急剧下降,塑性变形将明显地集中在试样的某一局部,即产生了塑性变形的不均匀性,从而导致PL效应的出现;屈服前的光滑形变则被解释为使可动位错密度增加到一临界值,从而使位错的运动速度急剧下降.该理论还成功地定性解释了温度、应变速率、晶粒度、拉伸机的力学特性等对PL效应的影响.但是,这一理论却没有考虑溶质原子的作用.

AvandenBeukel[11]、K-WQian和REReed-Hill[15,16]及Kocks等[17,18]从考虑动态应变时效对流变应力的贡献入手,详细考察了σ和tw之间的关系.文献[11]认为单一位错在滑移面上运动时所受的阻尼力增加,来源于单位长度上碰到的障碍增多;文献[17]、[18]则认为是由于溶质原子气团的形成使障碍强度提高;文献[15]、[16]对σ和tw之间的关系进行了唯象处理.虽然他们处理问题的具体方法不同,但都为研究PL效应和动态应变时效的本质,开创了新的前景.

3　Reed-Hill-Qian模型[15,16,19]和钱-萧-李判据模型[24,25]

＊上述的AvandenBeukel理论有两个缺点:首先是公式中的激活焓H,迄今我们仍不了解其随位错

周围溶质浓度的改变而变化的规律,即无法直接或间接地测出H的大小;其次,由于这种理论基本上是一种数学的近似,很难直接用它来建立关于动态应变时效现象的形象化的简单物理模型.针对这两个不

[26]足,REReed-Hill在AvandenBeukel理论的基础上,于1981年提出了一个半经验式的唯象模型.这

个模型的基本假设是:当材料在塑性变形过程中存在动态应变时效时,其总的流变应力σt将由两个独立的部分组成,一是在没有动态应变时效时出现的σ;二是σdsa,是由动态应变时效所引起的.即:

σt=σ+σdsa

3.1　与动态应变时效无关的流变应力

系统地研究了Cu-3.1%(at)Sn合金的流变应力和温度的关系,发现在温度低于300K时,流变应力可以近似地用一指数函数的形式来表达:

σ=σ0(ε﹒ ﹒ε0)kT H0＊(5)(6)

式中:σ是屈服应力;σ﹒ε是应变速度;﹒ε0是一常数,相当于0K时的屈服应力;0和H0也分别为与材料有关的常数;k是波尔兹曼常数;T是绝对温度.同时发现,流变应力中很可能还包含有另一个较大的长程的、非热性的分量,叫做“内应力”,可以写作σE.这一分量和杨氏弹性模量一样,仅决定于材料的本性及温度,而和应变速度无关.因此,在不存在动态应变时效的条件下,流变应力应为:

＊σ=σσE+

式中:σ是有效应力,可用(6)式表示.关于长程应力σE,待作进一步分析.

3.2　流变应力的动态应变时效部分σdsa

式(6)所表明的指数关系,在较低的温度下与试验结果相吻合,但在较高温度下,在出现动态应变时,,,＊(7)

·12·福州大学学报(自然科学版)

[27,28]第29卷提出的一

(8)项动态应变时效分量,就仍能得到很理想的结果.为此,采用了Delobelle,Oytana和Varchon个半经验公式,来描述这一分量:σ=σsn.max[1-exp(-t τsn)]+σcott.max{1-exp[-(t τcott)]}2 3

式中:σsn.max和σcott.max分别是Snoek应力分量和Cottrell应力分量所能达到的最大值;t是在恒应力下的时效时间;τell时效的弛豫时间,它们是温度的函数.可用Delobelle等人提sn和τcott分别是Snoek时效及Cottr

出的下述公式表示:

τ(Q kT)sn=τsn0exp

τcott=τcott0exp(Q kT

)(9)

式中:Q是间隙式溶质原子的扩散激活能;τsn0及τcott0是实验常数,是由在应力作用下的时效实验来测得的.还可进一步证明,τsn.max和τcott.max应与温度有关,它们将随温度的升高而减小.鉴于动态回复作用将随温度的升高而增加,因此,一般说来,流变应力将随温度升高而减小.为说明动态回复的这种影响,可以假定σsn.max和σcott.max与温度的关系将满足下式:

σ-αT)sn.max=σsn0exp(

σ

-αT)cott.max=σcott0exp(

式中:σ都是常数.sn0、σcott0及α(10)

图5　工业纯Nb(含O)的流变应力—温度关系曲线

图5(a)及5(b)分别表示工业纯Nb(含O)在高于室温的温区内,与动态应变时效无关的流变应力τ＊及因动态应变时效引起的流变应力τ5)～式(8)绘制出来的.再将图5(a)dsa和温度的关系,它们是根据式(

和图5(b)所得结果叠加起来,就可求得总的流变应力τt,如图5(c)所示.此图同时还绘出了Fries等人

正[29]的实验结果.可以看出,理论计算曲线和实验结果相当吻合.曾将Reed-Hill的上述模型应用于含有置换式溶质原子的Cu-Sn合金,并对公式进行了修,认为:对含有置换式溶质原子的面心立方合金来说,其总的流变应力应包括3项,即:

σt=σE+σ+σD＊[15,16,19](11)

(12)

＊式中:σE为长程内应力,它与应变速度无关,和温度之间存在着简单的线性关系:σ1-βT)E=σE0(式中:β为一常数,近似地等于材料的弹性模量的温度系数;σ为有效应力,可用下式表示:

σ=σ0(﹒ε ﹒ε0)

变时效项,可表示为:

σD=σDm{1-exp[-(t δD)]}2 3＊＊kT H0(13)此式即为式(6);σD为由动态应变时效所引起的应力.对面心立方晶格的置换式合金,它只包含Cottrell应(14)σD是D,