книги из ГПНТБ / Физические основы электротермического упрочнения стали

• Глава третья

М Е Х А Н И Ч Е С К И Е С В О Й С Т В А

ЭЛ Е К Т Р О Т Е Р М О О Б Р А Б О Т А Н -

НО Й С Т А Л И

Н Е К О Т О Р Ы Е П О Л О Ж Е Н И Я ФИЗИЧЕСКОЙ Т Е О Р И И ПРОЧНОСТИ М Е Т А Л Л О В И СПЛАВОВ

ВИДЫ ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ

Кристаллическая структура металлов и сплавов, даже хорошо отожженных, имеет значительное количество различных дефектов. Плотность дислокаций в отожженных металлах обычно составляет 104—108 см~2- Так как линия дислокации не может оборваться внут­ ри кристалла, она должна либо образовать замкнутую петлю, либо оканчиваться в дислокационном узле или на поверхности кристал­ ла. Поэтому в металле и в моно-, и в поликристаллическом состоянии существуют сложные двух- и трехмерные дислокационные сетки. Франк показал [301], что если в кристалле равновероятно встре­ чаются дислокации различных систем, то они могут стремиться образовать трехмерную сетку с ячейками примерно одинаковой длины. Равновесное состояние узлов такой сетки будет определять­ ся равенством нулю геометрической суммы векторов Бюргерса составляющих дислокаций (так называемый закон Кирхгофа) и равновесием линейных натяжений этих дислокаций.

Размер ячейки сетки Франка в хорошо отожженных кристаллах колеблется от нескольких до сотен микрон, а углы разориентировки соседних ячеек — от 1 до 30' [302, 303]. В кристаллах очень ма­ лых размеров («усах», мелких частицах) трехмерная сетка не суще­ ствует, что во многом предопределяет поведение их при деформации. Около включений и частиц выделений часто наблюдаются скопле­ ния дислокаций или изолированные дислокационные петли, обра­ зование которых связано с появлением напряжений вследствие различных термических коэффициентов линейного расширения мат­ рицы и частиц (при изменении температуры) либо различных сжимаемостей матрицы и частиц (при обработке гидростатическим дав­ лением).

Наконец, в структуре отожженного кристалла возможно обра­ зование призматических дислокационных петель (например, при захлопывании вакансионных пустот, микропор).

Можно выделить три основных вида дислокаций в кристалле: полные, расщепленные и частичные, вершинные [304]. Полная

дислокация не содержит никаких протяженных дефектов, кроме своего узкого ядра, и окружена совершенным материалом. Так как она устойчива, то должна иметь такой вектор Бюргерса, при кото-

ррм исключалась бы возможность снижения ее энергии вследствиедиссоциации на частичные дислокации. Кроме того, вектор Бюр­ герса должен соединять эквивалентные (по химическому подо»

Рис. 122. Возможные способы укладки плотноупакованных слоев.

бию и геометрическому окружению) атомы решетки. Примеры полных устойчивых дислокаций приведены в табл. 10 [304].

Представление о расщепленных и частичных дислокациях вво­ дится обычно с помощью рассмотрения возможных способов упа­ ковки атомов в решетке, а также дефектов такой упаковки. На рис. 122

жет занимать одно из трех положений, условно обозначенных А, В, С. При укладке слоев в порядке ... АВСАВС ... возникает ГЦК

решетка (рис. 123), при последовательности ... АВАВАВ... — ГПУ решетка. Если, например, в ГЦК решетке порядок следования плоскостей нарушен, то возникает дефект упаковки. В последова­

возникает дефект упаковки внедре­ ния.

Для ОЦК решетки порядок упа­ ковки плоскостей может быть задан указанием двух последовательных позиций для чередования плоскос-

на частичные с заключенным между ними дефектом упаковки вы­

С в В'. Если энергия дефекта упаковки у (дополнительная энергия атомного слоя единичной площади при его сдвиге из В в С) велика,

относительно другой на величину вектора Бюргерса и относитель­

Плоскость скольжения можно определить как плоскость решет­ ки, проходящую через вектор Бюргерса и ось дислокации. Скорость пластической деформации е при скольжении зависит от числа дви­ жущихся дислокаций р,- и скорости их движения vA. Таким образом,

е = р , Ь У Д .

Однако дислокация может перемещаться и в направлении, пер­ пендикулярном ее плоскости скольжения. Такое перемещение — переползание — наблюдается, например, при взаимодействии крае­ вой дислокации и вакансии. Скорость деформации при перепол­ зании

In

ГА

где г, — размер ядра дислокации, а% — коэффициент, определяемый размером вакансии в данном объекте, D — коэффициент диффузии.

Краевая дислокация может перемещаться скольжением только в своей плоскости и покидает ее, лишь переползая в другую пло­ скость скольжения. Нерасщепленная винтовая дислокация в прин-

ципе может перемещаться скольжением в любой плоскости решетки, в которой лежит ось дислокации, и поэтому возможно ее попереч­ ное скольжение. Известные ограничения накладываются лишь в связи с высокими напряжениями, необходимыми для скольжения на плоскостях с большими индексами, а также в связи с расщепле­ нием винтовых дислокаций на частичные. В кристаллах с плотноупакованной решеткой образовавшиеся при расщеплении частич­ ные дислокации являются не чисто винтовыми [306 ], а если у дислока­ ции есть краевая компонента, то дислокация уже не может покинуть плоскость, в которой произошло расщепление. Тем не менее рас­ щепленные винтовые дислокации могут перемещаться поперечным скольжением за счет временного соединения частичных дислокаций на некоторой длине линии дислокации (образование так называе­ мой перетяжки) с последующим расщеплением в плоскости попереч­ ного скольжения [306]. Чтобы образовалась перетяжка, требуется повышение действующего в плоскости скольжения напряжения сдвига для преодоления отталкивания между частичными дислока­ циями. Если винтовая дислокация после выхода в плоскость поперечного скольжения вновь возвращается в плоскость, парал­ лельную первоначальной, то происходит двойное поперечное сколь­ жение. Такой механизм типичен для огибания различных препят­ ствий скольжению (например, частиц избыточных фаз).

Процесс поперечного скольжения в кристаллах с плотноупакованной решеткой хорошо изучен (см., например, работы [304, 306— 309]. Способы реализации поперечного скольжения в металлах с ОЦК решеткой исследованы менее детально (например, встречают­ ся утверждения об отсутствии расщепления в упаковке этого типа [304]). А так как именно они характерны для феррита сталей, оста­ новимся на них более подробно.

Направления (111) являются осями зоны трех плоскостей {112}, и для винтовой дислокации в ОЦК решетке оказывается ве­

направления приложенного напряжения), в которых одна частич­ ная дислокация располагается вдоль линии пересечения двух двой-

каций в прямом и обратном направлениях и объяснить этот эффект,

в плоскости {110} возможен и простым поперечным скольжением, однако дефект упаковки, связанный с частичной дислокацией

- g - ( l l l ) в плоскостях {110}, обладает большой энергией, и поэто­ му более вероятным представляется следующая схема:

(112)(011) дислокация

Дислскации А и С объединяются, образуя частичную дисло­

и дислокация у[111 ]приводит, наконец, к перестройке дислокаций в скользящую конфигурацию на плоскости (011) по реакции

жений.

Отмеченные особенности расщепления винтовых дислокаций в ОЦК решетке не только затрудняют поперечное скольжение по

энергии дефектов упаковки. Несмотря на отсутствие «адежных ко­ личественных данных о величинах у я для металлов с ОЦК решеткой

рованном элементами первого большого периода (железом, кобаль­ том, марганцем), когда величина у я существенно снижается, мето­

При подсчетах величин расщепления винтовых дислокаций в металлах с ОЦК решеткой обычно получаются крайне малые зна­ чения ширины дефектов упаковки. Например, в железе ширина расщепления в системах {110} и {112} составляет примерно 1,2 | Ь\ [313]. Поэтому не удивительно, что попытки экспериментального наблюдения расщепления оказались практически безуспешными

1311]. По-видимому, понятие расщепления дислокации в металлах с ОЦК решеткой имеет другой смысл, чем в случае металлов с ГЦК решеткой, и это расщепление следует рассматривать как осо­ бого рода асимметрию ядра винтовой дислокации [313]. В метал­ лах с ОЦК решеткой величина энергии дефекта упаковки влияет и на переход от деформации скольжением к деформации двойникованием.

Деформация двойникованием. Различие между дислокационными механизмами двойникования и скольжения предопределяется ве­ личинами векторов Бюргерса, описывающих данный вид деформа­ ции дислокаций. При скольжении величина атомных смещений рав­ на расстоянию между ближайшими атомами в направлении сдвига, а при двойниковании она составляет только часть этого расстояния. Вектор Бюргерса двойникующей дислокации является лишь частью вектора тождественной трансляции, и поэтому двойникующая дис­ локация не может самопроизвольно образоваться в совершенной решетке, в то время как самопроизвольное образование дислокаций скольжения при достаточно высоком уровне действующих напря­ жений возможно. Таким образом, двойникующие дислокации могут образовываться только при дислокационных реакциях расщепле­ ния дислокаций скольжения.

В литературе обсуждалась, правда, принципиальная возмож­ ность перехода сразу целого небольшого объема в двойниковое положение с образованием маленьких зародышей линзовидных двойников. Механизм такого гомогенного образования двойников был предложен Орованом [316]. Необходимые напряжения ока­

Однако этот механизм вызывает серьезные возражения. В расче­

Описанные в литературе дислокационные механизмы, в отли­ чие от проблематичного варианта гомогенного зарождения, допус­ кают возможность образования зародышей двойников при вполне достижимых уровнях напряжений сдвига и уже получили прямое экспериментальное подтверждение [317, 318]. В настоящее время детально разработаны несколько дислокационных механизмов двойникования: механизмы Коттрелла — Билби [317], Шлизвика [312], Огавы — Мэдина и Мюллера — Паркера [318], Пристнера — Лесли [319] и др. Все они основаны на том кристаллографически

Дислокационные механизмы позволяют объяснить строгую по* следовательность величин атомных смещений в каждой последующей плоскости растущего двойника, используя идею полюсной модели размножения дислокаций, подобной известному механизму Фран­ ка — Рида для размножения дислокаций скольжения. Двойникующая частичная дислокация, например, по модели Коттрелла — Бил-

дефектом упаковки. Движение винтовой дислокации - £ [ 1 П ] в од­ ной из плоскостей (Г21) и (211) зоны [111] приводит к росту много­ слойного двойника, так как вращение дислокации-£ [1 l l ] вокруг одной из точек стыка с нерасщепленным участком полной дислокации

— [111], как вокруг полюса, сопровождается смещением в следую­ щую плоскость семейства (121) или (2l 1), поскольку дислокация -£[111] имеет винтовую компоненту вектора Бюргерса, перпен­ дикулярную плоскости (Г21) или (211).Описанная выше схема рас­

пада полной дислокации-£ [111] не дает выигрыша в энергии при сравнении квадратов векторов Бюргерса, такой распад может про­ исходить только в поле действия внешних сил. Напряжения, необ­

а также работу [320]). В соответствии с другими возможными меха­

никового источника всегда требуется локальная концентрация на­ пряжений, так как необходимый уровень напряжений сдвига обыч­ но не может быть достигнут в макрообъемах металла.

Следует отметить, что величина пластической деформации двойникованием очень невелика, особенно в поликристаллических мате­ риалах. Максимально возможная величина Пластической деформа­ ции в оптимально ориентированном монокристалле составляет 41,4% и быстро уменьшается с отклонением от оптимальной ориен-