книги / Упругие и демпфирующие свойства конструкционных металлических материалов

При повторном измерении кривой ТЗ В Т дислокации в сплавах Fe— N имеют развитую дислокационную атмосферу, препятствующую развитию С — К релакса­ ции, при этом высота пика падает (рис. 45, б) . В сплавах Fe— С ситуация в корне другая. Атомы углерода и вакансии, создаваемые при пластической деформации, связываются в комплексы, энтальпия активации диссоциации которых достаточно велика (1,6 эВ ). При температурах ниже 250°С эти комплексы практически не распадаются. Поэтому во время нагрева при первом измерении кривой ТЗ В Т часть атомов углерода связана и не вносит вклад в С — К релаксацию. Для полного разви­ тия С — К релаксации необходим нагрев до более высоких температур, чем темпе­ ратура 7“Q __|<. При этом высота С — К пика, наблюдаемая при повторном нагреве, будет увеличена (рис. 45, а) . Более того, если концентрация вакансий будет доста­ точно велика, то высота углеродного С — К пика, обнаруживаемого при первом нагреве, может оказаться пренебрежимо малой. Именно этим можно объяснить (86] отсутствие релаксации Сноека— Кестера в железоуглеродистых сплавах после больших степеней предварительной пластической деформации.

На высоту пика Сноека— Кестера существенно влияет скорость нагрева в ходе измерения кривой ТЗ В Т. Зависимость высоты пика К от скорости нагрева армко-жепеза после холодной деформации волочением на 8 % представлена на рис. 46.

В.И.Саррак и И. С. Головин на основе собственных и литературных данных обобщили результаты исследования влияния содержания хрома на температурное положение максимумов Сноека, Сноека— Кестера и совмещенного пика, получае­ мого после закалки от 1250°С и последующей деформации на 12 %, в сплавах железо— хром (рис. 47). Эти сведения интересны и ставят под сомнение традицион­

ситного превращения. Наличие остаточного аустенита оказывает лишь косвенное влияние на параметры пика или проявляется при закалке в виде релаксации Финкельштейна— Розина.

В трактовке механизма С — К релаксации при фазовом наклепе имеются неко-

It10s

Рис. 47. Влияние содержания хрома на температурное положение максимумов

101

торые особенности. Ф. Н.Тавадзе считает, что основную роль в формировании С — К максимумов при фазовом наклепе играют плотность дислокаций и локальное состояние атомных группировок атомов углерода в области ядра дислокаций, где предполагается возможность развития процессов упорядочения. Взаимодей­ ствием дислокаций с группировками атоМов углерода объясняется С — К релакса­ ция в закаленных на мартенсит или деформированных сталях [8 7 ]. В тех случаях, когда эти факторы являются определяющими, при формировании свойств имеет место соответствие между изменением С — К максимума и упрочнением металлов. Локальность распределения углерода по дефектам кристаллической решетки вызы­ вает существенную неоднородность внутренних напряжений в мартенсите. В. И. Сар­ рак с сотр. [88] исследовали релаксацию Сноека— Кестера в закаленных сталях. Показано, что для развития С — К максимума в мартенсите, кроме обычных усло­ вий, необходимо наличие в материале внутренних напряжений, влияющих на под­ вижность дислокаций в поле внешнего напряжения и, следовательно, на дислока­ ционную релаксацию. На параметры С — К максимумов влияют легирующие элемен­ ты сплава (на характер взаимодействия между дислокациями и атомами внедре­ ния, на степень распада цементита при деформации и нагреве).

Основная часть работ по исследованию деформационных максимумов в сплавах на основе железа с С или N в течение долгого времени касалась исключительно 200-град пика Сноека — Кестера. Вероятно, это связано с его относительной ста­ бильностью при отжиге. Однако в сплавах существует ряд максимумов внутрен­ него трения, имеющих деформационную природу. Так, в холоднодеформированных сплавах железо— азот на кривой ТЗ В Т был обнаружен небольшой максимум при 29°С, на несколько градусов выше температурного положения лика Сноека (7*Q = 2 2 0C, f=1 Гц) [7 9 ]. Пик наблюдается как после закалки от температур выше а -^-превращения, так и после закалки от температур в а-обдасти и после­ дующей небольшой пластической деформации €Пр «1 (Г 4 — 1СГ3; отмечена деформа­ ционная природа этого максимума. Установлено, что высота 29-град пика при уве­ личении амплитуды деформации от 2,8*1 (Г4 до 5,7*10г4 несколько возрастает, при этом высота максимума пика Сноека уменьшается. Релаксационный процесс, ответственный за этот пик, авторы объясняют взаимодействием дислокаций с при­ месными атмосферами из атомов азота. Аналогичный максимум был обнаружен Д. Бешерсом в сплаве железо— углерод. В этом случае при содержании углерода ~5«1<Г6 % (мол.) маленький пик Сноека практически маскируется в деформирован­ ном материале большим деформационным максимумом, расположенным на 7° выше по температурной шкале (рис. 48).

Связь указанных пиков с процессом деформации материала безусловна, однако их трактовка на основе моделей дислокационной деформации требует обоснова­ ний. Вполне возможно, что эти пики образуются в результате релаксации при раз­ вороте комплексов внедренных атомов и вакансий, созданных в процессе пла­ стической деформации, и представляют собой, таким образом, пики-спутники сноековского максимума. В пользу такого предположения свидетельствует появле­ ние в этой температурной области пиков внутреннего трения в железоуглеродистых сплавах после радиационного облучения [ 85].

Деформационные максимумы внутреннего трения в сплавах железа с С или N были обнаружены [86] в области температур между 75 и 135°С при частоте изме­ рения 1 Гц. Пик проявляется сразу же после деформации при первом измерении, но при охлаждении или повторном нагреве не наблюдается. При температурах выше 200— 250°С подвижность атомов С или N становится достаточно высокой, дисло­ кационные атмосферы примесных атомов рассасываются и взаимодействие ато­ мов внедрения с дислокациями становится недостаточным для формирования при более высоких температурах максимумов внутреннего трения деформационной природы. Однако в таких ОЦК металлах, как Та и 1МЬ с примесью кислорода, де­

102

формационные максимумы наблюдаются в интервале температур от 287 до 470°С и от 272 до 452°С при частоте измерения 1 Гц [ 79].

В 1963 г. Шоеком была предложена количественная модель релаксации Сноека— Кестера. Механизм неупругой деформации в этой модели был связан с волочением атмосфер примесных атомов дислокациями, движущимися под действием внешне­ го знакопеременного напряжения. В работе Шоека дислокации рассматривались в рамках модели струны, взаимодействие дислокаций с окружающими их атомами примеси интерпретировалось в рамках представлений о непрерывно распределен­ ной примесной атмосфере Коттрелла, движение которой происходит вязким обра­ зом. Для релаксационного внутреннего трения получено выражение (89)

спектром времен релаксации и должен быть более широким, чем дебаевский пик. В теории Шоека было принято, что распределение длин дислокационных сегментов описывается распределением Келлера f \z) = е~*. При этом, если для дебаевского

Шоека для анализа экспериментальных данных и при определении энтальпии акти­ вации процесса С — К релаксации по формуле (64).

Температурная зависимость внутреннего трения в модели Шоека определяется зависимостями С д ( Л и О Л Т ) . Для коэффициента диффузии было принято выра­ жение 0 д = £>0ехр(-АУд/*Т), где /Уд — энтальпия активации прыжка атома внедре­ ния вблизи дислокации.

Согласно Шоеку, значение энергетического барьера Нд, преодолеваемого атома­ ми при диффузии в пределах дислокационных атмосфер, должно быть больше энтальпии активации диффузии в неискаженной решетке Н благодаря дополнитель­ ному вкладу, связанному с изменением направления тетрагональных осей в ходе диффузионного прыжка атома.по отношению к направлению линии дислокации. Температурная зависимость концентрации СД ( Л зависит от принятой модели дис­ локационной атмосферы.

Разработано несколько вариантов механизма С — К релаксации для разбавлен­ ных и концентрированных твердых растворов, в которых расположение атомов примеси в дислокационных атмосферах моделировалось распределением Больцма­ на и Ферми— Дирака. В обоих случаях температурная зависимость времени релакса­

103

Модель дислокационной релаксации Шоека неоднократно уточнялась. Так, в работе [90] был рассмотрен механизм неупругости, в котором дислокационная деформация за каждый цикл нагружения происходила путем одного скачка атома примеси перпендикулярно линии дислокации. Максимум внутреннего трения, обус­ ловленный действием данного механизма, был обнаружен как в ОЦК, так и в ГЦК сплавах. Ино и Сугено в рамках модели Шоека теоретически исследовали влияние внутренних напряжений на С — К релаксацию.

Теоретическая модель Шоека и ее модификации хорошо объяснили ряд особенностей С — К максимумов. Однако дислокационная релаксация в деформированных металлах представляет очень сложный процесс, некоторые эффекты которого не получили объяснения в рамках модели Шоека. Проведенный Зегером [91] крити­ ческий анализ выявил ряд недостатков модели, ограничивающих ее применение для объяснения С — К релаксации в некоторых материалах. Так, модель Шоека не может быть использована для объяснения механизма С — К релаксации в ОЦК металлах, содержащих водород, так как известно, что степень тетрагональности поля напря­ жений атома водорода очень мала. При низкотемпературной деформации ОЦК металлов создаются в основном а/2 < 111 > винтовые дислокации. Эти дислока­ ции характеризуются тригональной симметрией, поэтому энтальпия активации диф­ фузии атома водорода в области ядра дислокации А/д должна быть близка к энталь­ пии активации объемной диффузии Н. В этом случае теоретически рассчитанная энтальпия активации С — К релаксации оказывается существенно ниже наблюдае­ мой в эксперименте.

В модели Шоека атомы примесной атмосферы движутся перпендикулярно линии дислокации. Люкке и Шлипфом показано, что в рамках модели колеблю­ щейся струны только поперечное или только продольное движение атомов дисло­ кационной атмосферы под действием сил взаимодействия с дислокацией в чистом виде невозможно; один вид движения вызывает появление другого. В этом случае процесс неупругости должен характеризоваться двумя временами релаксации. Должно быть и два идентичных по своим свофггвам деформационных максимумов внутреннего трения, энергии активации которых определялись бы энтальпиями активации диффузии вдоль и поперек линии дислокации.

Недостатки теоретической модели Шоека стимулировали исследования теорети­ ческих механизмов С — К релаксации физических концепций, отличных от струк­ турной модели дислокации, окруженной непрерывно распределенной атмосферой примесных атомов. В 1979 — 1980 гг. независимо друг от друга Зегер [91] и Хирт [93] связали С — К релаксацию с процессами образования и движения двойных перегибов на дислокациях, в ядрах которых находятся подвижные атомы примеси. В модели перегибов дислокационная деформация связана с движением вдоль ли­ нии дислокации геометрических и термических перегибов, равновесное количество которых зависит от температуры и приложенного напряжения.

Модель Зегера была предложена для общего случая С - К релаксации в ОЦК металлах с атомами внедрения. По этой модели равновесная плотность перегибов на дислокациях в сплавах не зависит от содержания примеси внедрения и остается такой же, как и в чистом металле. Процесс релаксации связывался с изменением подвижности перегибов благодаря их взаимодействию с атомами дислокационной атмосферы. Хирт предложил объяснение пика холодной деформации в наводороженных металлах. В его модели основным предположением было представление о том, что адсорбция водорода в ядре дислокаций облегчает зарождение и тем самым повышает равновесную плотность перегибов, которые могут быть насыще­ ны атомами внедрения. Изгиб дислокаций в поле внешнего напряжения также рас­ сматривался Хиртом с позиций модели движения двойных перегибов. Оба теоре­ тических механизма С — К релаксации отличаются некоторыми деталями, но дают единообразное представление энергетических параметров процесса.

Согласно Зегеру, релаксационный процесс, связанный с движением перегибов

104

3. Микропластичность и амплитудозависимое внутреннее трение

При значениях амплитуды циклической деформации выше первой критической амплитуды екр1 внутреннее трение становится амплиту­ дозависимым. Как правило, в интервале амплитуд деформаций екр1 <

(рис. 49). В области амплитуд деформаций € > е кр2 интенсивность роста зависимости СТ1 (е ) резко увеличивается.

Основной вопрос в трактовке эффекта АЗ В Т заключался в том,

Рис. 49. Зависимости 6(e) и а(е) в экспериментах по низкочастотному А ЗВТ и микродеформации же* леэа [0,04 % (по массе) С] при постеленном повы­ шении И - 4 ) амплитуд напряжений (деформаций)

Так, считалось, что в моделях АЗ ВТ в области е < е кр2 приложение знакопеременного напряжения характеристики дислокационной струк­ туры не изменяет и что после снятия нагрузки остаточное смещение дислокаций будет отсутствовать. При этом петля механического гистере­ зиса будет закрытой, т.е. кривые верхнего и нижнего краев петли гисте­ резиса пройдут через начало координат. Данный вид АЗ В Т принято назы­ вать гистерезисным внутренним трением Q*1 (е) .

В области амплитуд деформаций выше екр2 рост внутреннего трения был связан с обратимым движением дислокаций, сопровождающимся изменением характеристик дислокационной субструктуры, ростом смещений дислокаций за цикл действия напряжений. Поскольку при амплитудах деформации, больших екр2, в материале всегда регистриру­ ется остаточная микродеформация, екр2 принято считать границей ам­ плитуд деформации, при которой начинается необратимое смещение дис­

106

локаций (микропластичность), а внутреннее трение в этой области амплитуд — микропластическим внутренним трением Q "1 (е ).

Разделение кривой АЗ В Т на гистерезисную и микропластическую области носит условный характер. Так, применение прямых методов на­ блюдения дислокаций в процессе измерения внутреннего трения, парал­ лельное рассмотрение амплитудных зависимостей внутреннего трения и кривых микродеформации в моно- и поликристаллйческих Си, Al, Ni [97, 98], а также ГЦ К (Си— AI, Си— Si, Си — Sn) и ОЦК (Fe — Со) твер­ дых растворах замещения [99,100] показали, что размножение и необра­ тимое смещение дислокаций происходят при амплитудах деформации, много Меньших екр2.

Первоначально процессы микропластической деформации (МПД) и внутреннего трения теоретически и экспериментально рассматривали независимо один от другого. Различались и основы физических механиз­ мов, предложенных для описания этих процессов. Так, АЗ В Т восприни­ мали как результат обратимого движения дислокаций относительно оп­ ределенного исходного положения, не изменяемого в ходе измерения. Явление микропластичности связывали с размножением дислокаций и их последующим необратимым перемещением. Как только стало ясно, что в области АЗ ВТ в некоторых материалах наблюдается размножение дислокаций, появились работы, в которых предлагалось отождествить механизмы микропластичности и А З В Т [100]. При этом линейной стадии А З В Т ставили в соответствие первую стадию микропластичности, обусловленную скольжением дислокаций в отдельных'зернах. Вторую, /параболическую стадию МПД отождествляли с областью микропластического АЗВТ, поскольку было обнаружено, что граница, разделяющая линейную и параболическую стадии МПД, близка по значению к екр2.

Механизмы раскрепления исходных дислокаций, заблокированных атомами примесных атмосфер, и срабатывания дислокационных источ­ ников имеют различную физическую природу. В первом случае процесс заключается в преодолении короткодействующих полей напряжений, создаваемых атомами примеси, относительно короткими дислокацион­ ными сегментами. Быстрое убывание сил дислокационно-примесного взаимодействия приводит к тому, что расстояние между равновесными положениями, соответствующими закрепленному и раскрепленному положениям дислокаций, составляет несколько параметров решетки. Время, требуемое для преодоления этого расстояния движущейся дисло­ кацией, сопоставимо с рременем существования термофлуктуационного повышения энергии комплекса дислокация— атом примеси, так что открепление дислокации от примесной атмосферы является термически активируемым процессом. Энтальпия активации процесса близка к Н в, активационный объем У а#55»/с/>2.

Срабатывание дислокационных источников типа источника Франка— Рида сопровождается перемещением дислокаций на значительно боль­

107

шие расстояния, порядка lN. При этом внешнее напряжение преодолева­ ет силы взаимодействия дислокации с атомами примесной атмосферы, возвратную силу линейного натяжения и дальнодействующие поля напряжений в кристалле, длина волны которых сопоставима с длиной линии дислокации. В этом случае процесс термической активации имеет меньшее значение, в несколько десятков раз возрастает и значение акти­ вационного объема по сравнению с V*9 Еще большее различие в физиче­ ских механизмах процессов наблюдается в случае зарождения дислока­ ций на границах зерен, где свежие дислокации появляются в результате движения особых объектов— зернограничных дислокаций на активных сегментах границ. Поэтому в конкретном материале при циклическом деформировании могут развиваться как механизмы гистерезисного, так и микропластического внутреннего трения. Общий же уровень внутрен­ него трения в области АЗВТ следует представлять как сумму

где рп — плотность подвижных дислокаций, образованных действием дислокационных источников; рв— плотность исходных дислокаций.

Вклад каждого слагаемого в суммарный уровень АЗВТ (69) зависит от характеристик дислокационных источников, характера взаимодейст­ вия дислокаций с чужеродными атомами в дислокационных атмосферах и твердом растворе, влияния междислокационных взаимодействий, внутренних напряжений и др., а также может изменяться при повышении температуры деформации.

Механизмы гистерезисного внутреннего трения

Механизмы гистерезисного внутреннего трения базируются на пред­ ставлениях о взаимодействии дислокаций с расположенными вокруг них атмосферами точечных дефектов. Влияние междислокационных взаимодействий на кинетику смещения дислокаций в рассматриваемой области амплитуд деформаций екр1 < е < € кр2 не учитывается.

Характер описания взаимодействия дислокаций с окружающими ато­ мами определяется принятыми представлениями о расположении атомов примеси в дислокационных атмосферах. При описании эффектов взаимо­ действия дислокаций с точечными дефектами наиболее распространено представление дислокации в приближении линейного натяжения. В этом приближении упругая энергия дислокации, реально распределенная в области между двумя цилиндрическими поверхностями с радиусами г0« ^0,25Ь и /?«103 — 104 Ь, считается локализованной вдоль линии и рас­ сматривается как линейная энергия дислокационной линии, ведущей себя в поле внешних напряжений как ровная гибкая натянутая струна. Это же приближение используется и в модели перегибов. Закрепление дислокации осуществляется путем взаимодействия с локализованными

108

вблизи нее примесными атомами. В зависимости от концентрации приме­ си в твердом растворе Со равновесное распределение атомов вблизи дис­ локации имеет вид:

где UB3{r) — энергия взаимодействия дислокации и атома примеси, рас­ положенного от линии дислокации на расстоянии г; С0 — концентрация примеси в твердом растворе.

Избыточное количество атомов примеси вблизи дислокации Д С = = С (г) — С0 составляет ее примесную атмосферу. Диаметр области ло­ кализации примесной атмосферы может достигать нескольких десятков параметров решетки.

Степень взаимодействия дислокаций и атомов, составляющих примес­ ные атмосферы, зависит от взаимного расстояния. Наиболее эффективно дислокацию закрепляют атомы примеси, расположенные в области ее ядра. Поскольку при анализе процессов внутреннего трения или микропластической деформации нас интересует в основном момент начала дви­ жения дислокаций, связанный с ее отрывом от закрепляющих атомов примеси, широкое распространение получила модель примесной атмос­ феры в виде цепочки атомов, расположенных вдоль линии дислокации. Иногда эту модель дислокационной атмосферы называют а т м о с ф е р о й С н о е к а , впервые применившего ее при рассмотрении взаимодействия дислокаций и атомов внедрения в ОЦК металлах. Количество атомов примеси в атмосфере Сноека рассчитывают из уравнения (70), полагая г = г0, где г0 — радиус ядра дислокации. Появляющийся при этом в выра­ жении (70) параметр U0 = UB3(r0) называется э н е р г и е й св я зи .

Модель дислокационной атмосферы Сноека, вообще говоря, приме­ нима только для разбавленных твердых растворов, когда взаимодейст­ вием между атомами легирующих элементов, расположенных в области ядра дислокации, можно пренебречь. Представления же о том, что атомы легирующих элементов в объеме и в области ядра дислокации образуют идентичный твердый раствор, различающийся только концентрацией, в концентрированных твердых растворах, очевидно, требуют уточнений.

109

Так, исследования состояния дислокационных атмосфер в сплавах Fe — С, AI — Mg, AI — Си [ 23], AI — Fe* позволили установить, что атомы легирующих элементов образуют в области ядра дислокации специфиче­ ские структурные образования — сегрегации или, в соответствии с тер­ минологией Ю.С.Нечаева, л и н е й н ы е а д с о р б и р о в а н н ы е фазы, в которых атомы находятся в состоянии, аналогичном упорядоченному твердому раствору. Диаметры этих образований при изменении кон­ центрации твердого раствора меняются в соответствии с формулой (70а), энергетический параметр UBZ в которой отражает взаимодействие дисло­ кации со всей сегрегацией в целом.

Характер взаимодействия дислокаций и атомов примесной атмосферы определяется видом силового закона упругого взаимодействия дефек­ тов F (у), где у — расстояние между дислокацией и центром закрепления, измеряемое в плоскости скольжения, и энергией связи U0= / F (y )c V .

жения внешнего напряжения новое равновесное положение дислокаций будет определяться условием равенства всех действующих на дислока­ цию сил:

где о— компонента тензора внешнего напряжения, действующая в плос­ кости скольжения. Возвращающая сила Т(у) равна сумме сил дислока­ ционно-примесного взаимодействия F(y) и силы, обусловленной линей­ ным натяжением дислокации.

Рис. 50. Зависимости силы (а) и энергии (б) взаимодействия дислокаций с цент­ ром закрепления от ресстояний у, к3 й кс - положение равновесия закрепленной и открепленной дислокации

* Нечаев Ю. С Устойчивые сегрегационные фазы на дислокациях и их влияние на диффузионные процессы в алюминиевых сплавах: Автореф. докт.дисс., М., 1981.

110