Пластическая деформация металлов - Хоникомб Р.
Скачать (прямая ссылка):
§ 6* Значение анергнн аитнвацнн при ползучести
В результате большого количества экспериментов было показано, что единого значения энергии активации для всего интервала температур не существует. При высоких температурах, когда преобладает установившаяся ползучесть, энергия активации и большинстве случаев очень близка к энергии активации самодиффузии; это свидетельствует о том, что механизм, контролирующий скорость ползучести, является диффузионным. В табл. 13.1 приведены некоторые типичные значения энергии активации.
Таблица 13,1
Типичные значення энергия активации высокотемпературной ползучести Д?гг н саноднффуанн Qn
днс, ккал/моаь <?z>- I ккал/моль D днс. ккал/моль ккал/моль
Ал юм шш и Медь Индкїі а-железо 33.5-33,6 46,5-47,5 16,5-17,9 68-78 33,0 44-49 17,9 57-82 Y-железо Maninil Цнпк 70-73 25-31 21 64,5-74 32 20-23
Из этих данных следует, что образование и движение вакансий является очень важным явлением при установившейся ползучести. Это обстоятельство вместе с широко известным фактом формирования субзерен в процессе второй стадии ползучести приводит к заключению, что процессом, контролирующим скорость ползучести, является переползание дислокаций. Можно сделать и еще один вывод: металлы с большими коэффициентами самодиффузии должны обладать меньшим сопротивлением ползучести, чем металлы с малыми коэффициентами самодиффузии. Далее,
Qd = Qf + Qm, (13.14)
316
Глава 13
где Qp н QM — энергии образования и движения вакансий в расчете на 1 моль. Таким образом, металлы, в которых вакансии движутся легче, т. е. величина QM мала, обладают меньшим сопротивлением ползучести. Шерби и др. [23] показали, что это заключение применимо к металлам с объемноцентрированной кубической решеткой, в которых диффузия протекает легче, чем в сравнимых металлах с гранецентрированной кубической решеткой; в частности, сс-железо слабее сопротивляется ползучести, чем аустенит с гранецентрированной кубической решеткой в аналогичных условиях.
§ 7. Теории иолзучести
Растягивающее напряжение
1. Механизм Наварро—Херринга
Поскольку доказана важность диффузии при установившейся ползучести, логично изучить вероятность существования диффузии в направлении градиента напряжений. Можно ожидать, что если стержневой образец, находится в состоянии ползучести при растяжении, то материал будет стремиться течь с боковой поверхности к торцам, обеспечивая удлинение образца. Это может быть достигнуто, если вакансии будут мигрировать от концов к боковой поверхности каждого зерна (фиг. 13.15); такой механизм типа вязкого течения называют обычно механизмом Набарро — Херринга [24, 25]. При этом принимается, что вакансии зарождаются и аннигилируют на границах зерен, а скорость ползучести контролируется диффузией вакансий.
Вдоль границ AB и CD существует избыток вакансий
о^, (13.15)
C-Cf
Фиг. 13.15.
Механизм ползучести Набарро — Херринга.
где с — действительная концентрация вакансий, C0 — равновесная концентрация, Ь3 — объем вакансии, о — приложенное напряжение. Вдоль границ AD и ВС имеет место соответствующий недостаток вакансий.
В этом случае скорость миграции атомов
dv
2ob*LD
(13.16)
где D~коэффициент самодиффузин, L — размер зерен. Тогда скорость ползучести определяется выражением
1 dv 2Gb3D
є =
L3 dt
L4T
(13.17)
из которого видно, что скорость ползучести находится лишь в линейной зависимости от напряжения, и поэтому следует ожидать, что она будет заметной при низких напряжениях и высоких температурах, когда образование и движение вакансий достаточно интенсивны. Интересно отметить,
Ползучесть чистых металлов и сплавов
317
что при очень высоких температурах, приближающихся к Тм, экспериментально получена линейная зависимость скорости ползучести от напряжения; более того, зависимость скорости ползучести от размера зерен также оказалась соответствующей выражению (13.17).
2. Теории иоаврата
Коттрел и Эйткин 126] и Мотт [27] разработали теорию стадии установившейся ползучести, согласно которой на этой стадии скорость возврата равна скорости деформационного упрочнения:
где г—скорость возврата, Tf — внутреннее напряжение.
Каждый член этого соотношения может быть выражен следующим образом:
(?) Лехр[^-1],
8«= 0
где А и q — постоянные, т —предел текучести;
/бтЛ _ бе /бт|\ _ бе , \ б* /г=0 dt V6e/r=o dt п'
Таким образом, на стадии установившейся ползучести
ё, = 4ехр[^5рй]. (13.19)
При этом переползание дислокаций считалось наиболее вероятным механизмом возврата в процессе установившейся ползучести, а член АЯ? в формуле (13.19) связывался с переползанием дислокаций, т. е. с объемной диффузией. На практике оказалось, что эта зависимость сохраняет свое значение не при всех условиях, в которых имеет место установившаяся ползучесть, однако, по-видимому, она справедлива в случае высоких напряжений. Член, соответствующий энергии активации, как было отмечено выше, на этой стадии ползучести не зависит от напряжения.
8. Теория иолаучестн Внртмана
Виртман [28] объясняет наличие легкого скольжения на второй стадии ползучести действием многочисленных источников Франка — Рида в различных параллельных плоскостях скольжения (фиг. 13.16). При низких температурах и напряжениях действие источников дислокационных петель будет тормозиться силами взаимного отталкивания между соседними петлями. Однако при высоких температурах дислокационные петли способны переползать, аннигилируя друг с другом, благодаря чему источники получают возможность генерировать новые дислокационные петли. Ясно, что в модели такого типа процессом, контролирующим скорость ползучести, будет процесс переползания дислокаций. Виртман вывел следующее выражение для скорости деформации ползучести при малых напряжениях:
