Файл: Колачев, Б. А. Механические свойства титана и его сплавов.pdf

По мнению авторов работы [19], дислокации в ме­ таллах с гексагональной структурой могут расщепляться и в плоскостях базиса, и в плоскостях призмы. Сколь­ жение будет происходить или вдоль базисных, или вдоль призматических плоскостей в зависимости от энергии в них дефектов упаковки. При образовании дефекта упа­ ковки в призматических плоскостях происходят измене­ ния в расположении атомов, сходные с теми, какие име­ ют место при полиморфных превращениях. Поэтому можно полагать, что энергия дефектов упаковки в приз­ матических плоскостях будет тем ниже, чем меньше отно­ шение температуры полиморфного превращения метал­ ла к его температуре плавления Тир1Тпл- Следовательно, вклад призматического скольжения в общую дефор­ мацию металла должен возрастать с уменьшением от­ ношения Гпр/Гпл. Действительно, призматическое сколь­ жение затруднено в гексагональных металлах без поли­ морфных превращений, таких как кадмий, цинк, кобальт, магний; призматическое скольжение равновероят­ но с базисным в иттрии, у которого отношение Тпр1Тил близко к единице и оно становится преобладающим в ти­ тане, цирконии и гафнии со сравнительно малым отноше­ нием температуры полиморфного превращения к темпе­ ратуре плавления.

ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ НА СОПРОТИВЛЕНИЕ ТИТАНА ПЛАСТИЧЕСКОЙ д е ф о р м а ц и и

Как известно, пластическая деформация металлов при низких температурах осуществляется в результате размножения и переме­ щения дислокаций. При движении дислокации преодолевают различ­ ного рода препятствия. Дислокации прежде всего должны преодолеть потенциальные барьеры, связанные с периодическим расположением атомов в идеальной кристаллической решетке. Необходимые для это­ го напряжения называют напряжениями Пайерлса — Набарро или сопротивлением трения решетки. Помимо этого, дислокации на своем пути преодолевают различного рода препятствия, не свойственные идеальной решетке, такие как лес дислокаций, пороги винтовых ди­ слокаций, барьеры Ломера — Коттрелла, выделения вторых фаз, искажения решетки, обусловленные растворенными атомами. Пре­ одоление этих барьеров может осуществляться путем прорыва через них дислокаций, а также путем поперечного скольжения и перепол­ зания дислокаций. Во всех случаях для этого необходимо затратить некоторую энергию Я (о) (рис. 2).

Пластическое течение титана как термически активируемый про­

10

где е — скорость деформации; v — Частотный фактор;

Н (0)— энергия активации (энтальпия).

Частотный фактор v определяется числом мест локальной дефор­ мации и ее величиной н каждом активированном объеме, частотой

Рис. 2. Изменение напряжений, необходимых для перемещения дислокаций из одного положе­ ния равновесия в другое:

°гпах— напряжение, при котором

дислокация преодолевает пре­ пятствия без термической акти­ вации

колебания атомов и энтропией системы. Энергия активации /У(сг) зависит от напряжений: чем больше напряжения, тем меньше Н( а ) .

Если имеются термически активируемые процессы только одного типа, то деформирующие напряжения определяются уравнениями

А— площадь, охватываемая дислокацией во время процесса;

— частота порядка дебаевской;

Я» — энергия активации в отсутствие напряжений; S — энтропия активации;

Ь— вектор Бюргерса;

е — скорость деформации; v — активационный объем.

Энергию активации Н и активационный объем v находят из экс­

8i и е2 соответственно.

Из сравнения экспериментально найденных значений Н ц v с тео­ ретическими можно установить, какой термически активируемый про­ цесс определяет пластическую деформацию металла в тех или иных

И

условиях. Активационные объемы для некоторых термически акти­

Напряжение т* слабо зависит от температуры, оно определяется лишь тривиальным изменением упругих констант с температурой. Вместе с тем т* возрастает с увеличением содержания примесей.

в

Рис. 3. Схемы преодоления препятствий дислокациями путем терми­ ческой активации:

а — преодоление барьера Пайерлса — Набарро; б — пересечение ле­

В металлах с о. ц. к. и г. ц. к. структурой примеси не влияют на на-‘ пряжение т**.

12

Если действует один термически активируемый процесс, уравне­ ния (3) графически выражаются двумя кривыми, пересекающимися при температуре Т0 (рис 4). При температуре абсолютного нуля деформирующие напряжения равны т°. Сопротивление деформирова-

энергии за счет действующих нап­ ряжений.

По известным скалывающим напряжениям т для монокристалла можно найти нормальные напряжения а для поликристаллических

где М р— усредненный ориентационный фактор, равный 2,24 для металлов с г. ц. к. структурой и 2 для о. ц. к. металлов.

Теоретическое определение Л4Р для металлов с г. п. у. решеткой затруднено из-за сильной анизотропии свойств. Для а-титана в ра­ ботах [21, 22] этот фактор принят равным двум.

Левайн [23] на монокристаллах а-титана определил критические скалывающие напряжения для призматичес­ кого и базисного скольжения. Критические скалываю­ щие напряжения для призматического и базисного сколь­ жения монокристаллов титана сильно зависят от темпе­ ратуры ниже 300 и 400 К, так как они складываются из атермического и термического напряжений (рис. 5). При более высоких температурах критическое скалывающее напряжение определяется только атермической состав­ ляющей, термическая составляющая становится равной нулю. Высокотемпературную (атермическую) часть кри­ вых, приведенных на рис. 5, можно экстраполировать к более низким температурам следующим образом. Атермическая составляющая прямо пропорциональна моду­ лю сдвига и поэтому соотношение атермических напря­ жений при двух температурах равно

13

ния атермических напряжений в интервале температур 398—508 К, которые позволяют найти их значение при

Т. К

средней температуре 453 К. Тогда атермические напря­ жения для призматического скольжения при любой тем­ пературе х* можно определить из соотношения

На рис. 5 пунктирной и штрих-пунктирной линиями показаны вычисленные таким образом атермические на­ пряжения т* для призматического и базисного скольже­ ния соответственно.

Левайну критические складывающие напряжения при базисном скольжении удалось получить лишь до темпе­ ратуры 195 К. При более низких температурах сильно развивалось двойникование, которое затрудняло точные измерения. Критические скалывающие напряжения для

14

базисного скольжения существенно выше, чем для при­ зматического, и в тем большей мере, чем ниже темпера­ тура. Атермическая составляющая для базисного сколь­ жения, вычисленная указанным выше методом, также больше, чем для призматического.

Термическую составляющую критических скалываю­ щих напряжений т** можно определить как разность т—т*. Полученные таким образом данные приведены на рис. 6. С повышением температуры напряжение т** уменьшается, причем при 220 К происходит резкое изме­ нение наклона кривой. Экспериментальную зависимость можно описать двумя кривыми, которые пересекаются с осью абсцисс при 300 и 400 К-

При температуре 220 К происходит изменение тер­ мических активируемых процессов, определяющих пла­ стическую деформацию а-титана. До температуры 220 К призматическое скольжение контролируется одним тер­ мически активируемым механизмом с Г0= 4 0 0 К и т ” =

= 7 кге/мм2, в интервале температур 220—300 К — дру­ гим с Г0= 300 К (tJ* не удалось определить из-за не­

надежности экстраполяции экспериментальных данных на слишком большой интервал температур). Изменение механизма термически активируемого процесса призма­ тического скольжения подтверждается также разным из­ менением активационных объемов с температурой ниже и выше 220 К.

Сравнив свои экспериментальные данные с известны­ ми механизмами пластической деформации, Левайн при­ шел к выводу, что закономерности призматического те­ чения титана ниже 220 К можно объяснить лишь прео­ долением напряжений Пайерлса путем образования сброса в дислокациях, лежащих в направлениях наи­ большей плотности упаковки атомов. Термически акти­ вируемое базисное скольжение также контролируется процессами, связанными с преодолением сил Пайерлса.

В поликристаллическом титане [21, 24] до темпера­ тур порядка 500 К пластическая деформация также осу­ ществляется за счет термических и атермических процес­ сов, а выше 500 К термическая активация происходит так быстро, что преобладающую роль играют атермические процессы. Термическая компонента пластического течения т** линейно зависит от Т |/2 [25]: т” = 72—3,2 Г1/2 (рис. 7).

15