Śląskie Wydawnictwo Techniczne Katowice 1994

Stąd namagnesowanie ferromagnetyków, zarówno mono- jak i polikrysta­licznych, w polu magnetycznym może się zmieniać od zera aż do stanu nasycenia, w którym momenty wypadkowe wszystkich domen przyjmują położenie zgodne z kierunkiem przyłożonego pola. Następuje to w wyniku wzrostu domen o orientacji momentu magnetycznego bliskiej kierunkowi przyłożonego pola i zaniku domen zorientowanych mniej korzystnie, a przy dostatecznie dużych wartościach przyłożonego pola w wyniku przeorien­towania wypadkowego momentu magnetycznego ferromagnetyka w kie­runku pola (rys. 1.40). Wzrost domen następuje przez przemieszczanie się

Rys. 1.40. Schemat wzrostu i przeorientowania domen ma­gnetycznych ferromagnetyka pod wpływem przyłożonego pola magnetycznego

ścianek Blocha odgraniczających je i przeorientowanie momentów spino­wych zanikającej domeny w kierunku pola (rys. 1.41). Procesy te nie są odwracalne i towarzyszy im rozpraszanie energii. Stąd zmiana kierunku przyłożonego pola, powodująca przeorientowanie domen, wymaga dopro­wadzenia określonej ilości energii i jest przyczyną wystąpienia pętli hi- sterezy magnetycznej (rys. 1.40). Pole tej pętli obrazuje ilość energii po­trzebnej na przemagnesowanie ferromagnetyka — stratność magnetyczną, która wraz z takimi wielkościami, jak k o e r c j a H_c (tj. natężenie pola potrzebnego do całkowitego zaniku namagnesowania) oraz pozostałość mag­netyczna B„ (tj. namagnesowanie pozostające po usunięciu pola) decyduje o zastosowaniu technicznym ferromagnetyka. Na przykład rdzeń trans­formatora winien być wykonany z materiału magnetycznie miękkiego o dużej przenikalności i małej stratności magnetycznej oraz bez obecności przeszkód utrudniających przemieszcza­nie się ścianek Blocha, natomiast mag­nes stały — z materiału magnetycznego twardego o dużej koercji, tj. o szerokiej pętli histerezy magnetycznej, zawiera­jącego liczne wydzielenia dyspersyjne faz obcych, które ograniczają ruchli­wość ścianek Błocha.

Rys. 1.41. Przeorientowanie wektorów mo­mentów magnetycznych w ściance Blocha

Różna gęstość ułożenia atomów w poszczególnych kierunkach i płasz­czyznach sieciowych sprawia, że podatność ferromagnetyków krystalicz­nych do namagnesowania jest własnością anizotropową. Oznacza to, że kry­ształ ferromagnetyczny magnesuje się szybciej w kierunku łatwego nama­gnesowania i trudniej w innych kierunkach, dla których stan nasycenia magnetycznego jest osiągany w polu o większym natężeniu. Kierunkiem łatwego namagnesowania w kryształach żelaza jest kierunek (001), niklu (111), a kobaltu [0001] (rys. 1.42). Chociaż stan nasycenia danego mate­riału magnetycznego ma tę samą wartość, niezależnie od kierunku badania, to jednak jest osiągany przy różnym natężeniu pola. Decyduje to o szerokości pętli histerezy, a stąd o stratności energii przemagnesowa- nia, która ma wartość najmniejszą w kierunku łatwego namagnesowania- Stąd powszechnie stosowane w przemyśle maszyn i urządzeń elektrycznych blachy transformatorowe z ferrytu krzemowego (Fe+ ~ 3,5% Si) winny być tak wytwarzane, aby kierunek walcowania był zgodny z kierunkiem- łatwego namagnesowania. Uzyskuje się to wytwarzając wymienione bla­chy o teksturze walcowania {100} (001) lub {110} (001), mające odpo­wiednio dwa i jeden kierunek łatwego namagnesowania w płaszczyźnie blachy. Przytoczone dane dotyczą także cienkich warstw magnetycznych, stosowanych w przemyśle elektronicznym.

Zmiana kierunku przyłożonego pola powoduje także zmianę wymia­rów kryształu. Zjawisko to, zwane ma gnetostrykcją, ma również ważne znaczenie techniczne, gdyż umożliwia przetwarzanie impulsów ma­gnetycznych w drgania mechaniczne i odwrotnie.

6. Rzeczywista struktura krystaliczna metali

Omówiona dotąd budowa krystaliczna odnosi się do kryształów ideal­nych, odznaczających się prawidłowym rozmieszczeniem przestrzennym atomów. Kryształy rzeczywiste mają liczne defekty, tj. odchylenia od prawidłowej budowy geometrycznej, których obecność i wzajemne od­działywanie między sobą decydują o podstawowych własnościach mecha­nicznych i fizycznych metali. Budowę zbliżoną do kryształów idealnych mają jedynie monokryształy, cechujące się prawie jednakową orientacją przestrzenną wszystkich komórek sieciowych w całej objętości metalu.

Metale techniczne, otrzymywane technologiami przemysłowymi, mają budowę polikrystaliczną — składają się z ziarn, tj. kryształów o niewiel­kich objętościach, sprzężonych wzajemnie na swoich granicach (rys. 1.43).

Każde ziarno poi i kryształu ma w przybliżeniu prawidłową budowę kry­staliczną i wynikające stąd własności anizotropowe. W rzeczywistości w objętości ziarn występują podziama o wielkości 10“®—lO^-3 m. zorien­towane względem siebie pod niewielkimi katami (od kliku minut do kilku stopni). Poszczególne ziarna mają przypadkową orientację krystalogra­ficzną, co przy dużej liczbie ziarn dowolnie zorientowanych powoduje, ze własności metali polikrystalicznych w różnych kierunkach są niemai takie same. Stąd polikrystaliczne metale drobnoziarniste uważa się za materiały ąuasiizotopowe. ,\ietale polikrystaliczne mogą uzyskać własności anizotro­powe wskutek wystąpienia tekstury, tj. uprzywilejowanej orientacji krystalograficznej ziarn (np. podczas krystalizacji lub przeróbki plastycznej). Ma to istotne znaczenie w przy­padku blach transformatorowych oraz przezna­czonych do głębokiego tłoczenia.

Ry* 1.43. Schemat polikrystaliczne] struktury metali

Poza granicami ziarn metale i stopy zawierają także inne defekty bu­dowy krystalicznej. Niedoskonałości struktury sieciowej i ich wpływ na własności ciał krystalicznych są badane intensywnie od początku bieżą­cego stulecia (Weingardten — 1901 r., Volterra — 1907 r., Prandtl — 19ZR r. i in.). Badania te doprowadziły do powstania teorii dyslokacji, której podwaliny dali w 1934 r. Taylor, Orowan i Polonyi, wiążąc od­kształcenie plastyczne z niedoskonałą strukturą kryształów rzeczywistych. Szczególnie intensywny rozwój tej teorii nastąpił po zastosowaniu do badań struktury ciała stałego mikroskopu elektronowego. Doskonalenie tej techniki badań wraz z rozwojem rentgenografii strukturalnej i dyfrak­cji neutronograficznej oraz metod oceny własności fizycznych i mecha­nicznych pozwala na ustalenie zależności między strukturą rzeczywistą a własnościami użytkowymi metali i stopów.

1. Defekty punktowe i samodyfuzja

Defekty punktowe mają niewielkie wymiary w krysztale (rzędu obję­tości atomowej) i powstają pod wpływem drgań węzłów sieci wokół położeń równowagowych. Należą do nich wakansy, tj. wolne węzły sieci oraz atomy międzywęzłowe — atomy, które opuściły pozycje węzłowe i przemieściły się do pozycji międzywęzłowych. Defekty te powodują na­ruszenie odległości równowagowych między atomami i są przyczyną lo­kalnego odkształcenia struktury sieciowej kryształu (rys. 1.44).

Rys. 1.44 Odkształcenie struktury sieciowej kryształu w otoczeniu defektów punktowych n - wokół wakaWsti,

6 Wokół atomu międzywęzłowego

Zarówno wakansy, jak i atomy międzywęzłowe są aktywowane cie­plnie, a ich stężenie w danej temperaturze opisuje równanie Arrheniusa.

gdzie

n i N — odpowiednio liczba defektów punktowych i atomów w krysz­tale,

E — energia aktywacji defektu, k_B — stała Boltzmanna,

T —• temperatura.

Z zależności (1.67) wynika, że stężenie defektów punktowych w tem­peraturze 0 K wynosi zero i zwiększa się z podwyższeniem temperatury. W tych bowiem warunkach zwiększa się amplituda drgań atomów wokół położeń równowagi, co stwarza dogodne warunki do opuszczenia przez atom pozycji węzłowej. Większe odkształcenie struktury sieciowej wywołuje atom międzywęzłowy, wskutek czego defekt ten ma znacznie większą ener­gię aktywacji. Na przykład energia aktywacji wakansu w miedzi wynosi ok. 1 eV, natomiast atomu międzywęzłowego ok. 3 eV. Oznacza to, że w metalach technicznych podstawowe znaczenie mają wakansy, których stężenie w temperaturze bliskiej temperatury topnienia szacuje się na ok. 10^-4, a stanowią one w tych warunkach ponad 90% wszystkich defek­tów punktowych.

Są znane dwa mechanizmy powstawania defektów punktowych pod wpływem drgań cieplnych atomów. Pierwszy z nich, zwany defektem Frenkla (rys. 1.45a), powstaje wskutek przemieszczenia się atomu z pozycji węzłowej w międzywęzłową z jednoczesnym utworzeniem wa­kansu. Tak więc kryształ zawierający defekty Frenkla ma jednakowe stę­żenie wakansów i atomów międzywęzłowych. Drugim z tych mechanizmów jest defekt S c h o 11 k y’e g o (rys. 1.455), polegający na wytworzeniu wakansu w wyniku przemieszczenia się atomu z pozycji węzłowej sieci na powierzchnię kryształu. Miejscami generowania wakansów, oprócz po­wierzchni swobodnych kryształu, są także granice ziarn i inne defekty budowy krystalicznej.

Obydwa rodzaje defektów mogą się przemieszczać w krysztale, przy tym w przypadku defektu Frenkla wakans i atom międzywęzłowy pozo­stają względem siebie w jednakowej odległości.

Defekt Frenkla ma dużą energię aktywacji i powstaje zwykle w związ­kach jonowych oraz w metalach o małej gęstości ułożenia atomów, np. alkalicznych. W metalach technicznych dominuje natomiast defekt Schot- tky’ego, przy czym utworzone w warstwie przypowierzchniowej wakansy mogą wędrować w głąb kryształu w wyniku przeskoków sąsiednich ato-

5 — Metaloznawstwo

mów. Wymaga to doprowadzenia dodatkowej energii, potrzebnej do prze­skoku atomu, porównywalnej z energią aktywacji wakansu. Możliwość poruszania się atomów we własnej sieci krystalicznej nazywa się sam o- dyfuzją i ma duże znaczenie technicze, gdyż decyduje najczęściej o przebiegu przemian fazowych.

Samadyfuzja jest procesem aktywowanym cieplnie o energii akty­wacji równej sumie energii aktywacji wakansu i przeskoku atomu. War­tość energii aktywacji samodyfuzji dla Cu, Ag i Au wynosi ok. 2 eV, natomiast dla Mo i W odpowiednio 4 i 5,2 eV

Kryształ znajdujący się w danej temperaturze ma równowagowe stężenie wakansów. Jeśli natomiast ciało krystaliczne zostanie przesycone, tj. nagrzane do wysokiej temperatury i gwałtownie oziębione, to zostaje w nim zachowane stężenie wakansów bliskie stężenia równowagowego dla temperatury nagrzania i w tym stanie wykazuje znacznie większe włas­ności wytrzymałościowe i większą rezystywność (oporność właściwą) niż w stanie wyżarzonym, tj. o równowagowym stężeniu tych defektów w tem­peraturze badania. Kryształ przesycony wakansami znajduje się jednak w stanie metastabilnym i ponowne nagrzewanie lub niekiedy wytrzymanie go w temperaturze pokojowej powoduje zanik nadmiaru wakansów w wy­niku samodyfuzji, często z utworzeniem innych defektów sieciowych, np. w metalach o sieci Al—pętli dyslokacji pryzmatycznych lub tetraedrów błędów ułożenia.

Ponadrównowagowe stężenie defektów punktowych powstaje także podczas odkształcenia plastycznego ciał krystalicznych oraz pod działa­niem prędkich neutronów lub strumienia elektronów. Powstające podczas napromieniowania uszkodzenia radiacyjne kryształu są najczęściej bar­dziej złożone niż omówione defekty Frenkla i Schottky’ego.

Niekiedy do defektów punktowych zalicza się również atomy domie­szek i zanieczyszczeń, które — w zależności od średnicy atomowej i struk­tury elektronowej — mogą zajmować pozycje węzłowe lub międzywęzłowe w sieci kryształu. Nie są to jednak defekty aktywowane cieplnie.

1. Dyslokacje

Dyslokacje są liniowymi defektami budowy krystalicznej, których obecnością tłumaczy się podatność metali na odkształcenia plastyczne pod działaniem dość małych naprężeń, zwykle ponad 100 razy mniejszych od wytrzymałości teoretycznej, obliczonej na podstawie sił wiązań mię- dzyatomowych. Naprężenia niszczące o wartości bliskiej wytrzymałości teoretycznej wykazują jedynie bezdyslokacyjne kryształy nitkowe — wiskersy, otrzymywane metodami kondensacji ze stanu gazowego. Pękanie tych kryształów następuje często bez uprzedniego odkształcenia plastycznego.

Z przytoczonych danych wynika, że dyslokacje są ważnymi defekta­mi budowy krystalicznej, decydującymi o podatności ciał krystalicznych na odkształcenia plastyczne, umocnieniu odkształceniowym w procesach tech­nologicznych przeróbki plastycznej oraz własnościach mechanicznych i fi­zycznych metali i stopów. Pod względem budowy geometrycznej, wielkości odkształceń struktury krystalicznej w otoczeniu tych defektów oraz za­chowania się w krysztale wyróżnia się dyslokacje krawędziowe, śrubowe i mieszane, całkowite, częściowe i kątowei oraz ruchliwe i zakotwiczone — tj. o ograniczonej zdolności do przemieszczania się w krysztale.

Dyslokację krawędziową stanowi krawędź przerwanej płaszczyzny sie­ciowej w krysztale. Taka płaszczyzna, zwana półpłaszczyzną lub ekstra- płaszczyzną, sąsiaduje z dwoma płaszczyznami sieciowymi o prawidłowej budowie krystalicznej (rys. 1.46). W zależności od usytuowania ekstra- płaszczyzny dyslokacja krawędziowa może być dodatnia — oznaczona symbolem _L lub ujemna — oznaczona symbolem T (rys. 1.46b). Kreska pionowa w symbolu dyslokacji krawędziowej oznacza umownie ekstra- płaszczyznę, natomiast pozioma — płaszczyznę poślizgu. Długość linii dys­lokacji — krawędzi ekstrapłaszczyzny jest duża i może osiągać wartości nawet dziesiątek tysięcy odległości międzypłaszczyznowych.

Rys. 1.46. Dyslokacja krawę­dziowa

a — przekrój poprzeczny kryszta­łu idealnego, b — przekrój po­przeczny kryształu zawierającego dyslokację krawędziową doda­tnią _L i ujemną T z zaznaczonjnn wokół nich konturem Burgersa, c — perspektywiczny obraz roz­mieszczenia atomów w krysztale, o sieci regularnej prymitywnej, zawierającym dyslokację krawę­dziową dodatnią; 1 i 2 — odpowie­dnio początek i koniec konturu Burgersa

Jak widać na rys. 1.465 i c, w bezpośrednim otoczeniu linii dyslokacji, zwanym rdzeniem, występuje duże odkształcenie struktury krysta­licznej, wynikające z dążenia atomów do dostosowania swych położeń do warunków wynikających z przerwania płaszczyzny sieciowej w krysztale. W przypadku dyslokacji krawędziowej dodatniej obszar kryształu leżący w płaszczyźnie krawędzi oraz bezpośrednio nad nią jest „zagęszczony” wskutek działania (od strony kryształu) naprężeń ściskających. Natomiast obszar kryształu leżący pod krawędzią ekstrapłaszczyzny jest „rozrzedzo- ny”, gdyż panują w nim naprężenia rozciągające. Rozkład odkształceń wo­kół dyslokacji krawędziowej ujemnej kształtuje się odwrotnie (rys.l.46b). W miarę oddalenia od rdzenia dyslokacji na kilka odległości międzypłasz­czyznowych odkształcenie kryształu maleje i jest uważane za sprężyste. Z przytoczonych danych wynika, że wokół linii dyslokacji krawędziowych występuje objętościowe i postaciowe odkształcenie kryształu.

Miarą wielkości dyslokacji i związanych z nią odkształceń sieci jest wektor Burgersa dyslokacji b. Wielkość tego wektora można wy­znaczyć za pomocą konturu Burgersa. Jeśli kryształ jest idealny, to poprowadzony w nim wokół każdego węzła sieci kontur Burgersa, od­cinający w przeciwnych kierunkach tę samą liczbę translacji sieci, zamyka się (rys. 1.46o). Natomiast gdy kryształ zawiera dyslokację, to poprowa­dzony wokół niej w ten sam sposób kontur Burgersa nie zamyka się, a wielkość tego niedomknięcia jest równa wektorowi Burgersa b (rys. 1.46b). Ogólnie za dyslokację uw^raża się wadę liniową, wokół której kontur Burgersa nie zamyka się. Jak wynika z rysunku, wektor Burgersa dyslo­kacji krawędziowych jest prostopadły do ich linii, co charakteryzuje ¡ten rodzaj dyslokacji. Można także zauważyć, że wektor Burgersa rozpatry­wanych dyslokacji jest równy translacji sieci. Dyslokacje, których wektor Burgersa jest równy translacji sieci, nazywają się dyslokacjami całkowitymi, jeśli jest on równy wielokrotności translacji sieci, to ta­kie dyslokacje są superdyslokacjami, natomiast jeśli jest równy ułamkowi translacji sieci, to dyslokacje są częściowymi.

Jeżeli dyslokacje krawędziowe leżą w płaszczyznach poślizgu — w płaszczyznach sieciowych o najgęstszym ułożeniu atomów, to pod dzia­łaniem naprężeń stycznych t o wartości większej od krytycznej mogą się przemieszczać w krysztale. Powoduje to odkształcenie plastyczne kryształu przez poślizg (rys. 1.47). Krawędź ekstrapłaszczyzny 1 pod działaniem na­prężenia stycznego t o wielkości krytycznej przemieszcza się do położe­nia 2', wypierając sąsiednią płaszczyznę sieciową 2 aż do jej przerwania i połączenia jej dolnej części z ekstrapłaszczyzną (rys. 1.47a). Natomiast górna część przerwanej płaszczyzny sieciowej, leżąca nad płaszczyzną po­ślizgu, przemieszcza się z pozycji 2 do 2' i staje się ekstrapłaszczyzną.

Rys. 1.47. Schemat przemieszczania się dyslokacji krawędziowej w płaszczyźnie poślizgu

o — kolejne pozycje przemieszczającej się dyslokacji, ó — uskok związany z wyjściem dyslokacji na powierzchnię kryształtu

W ten sposób dyslokacja krawędziowa przemieściła się z położenia 1 do 2', a więc o wielkość równą wektorowi Burgersa b. Jeśli naprężenie styczne działa nadal, to dyslokacja będzie się przemieszczać w płaszczyźnie pośliz­gu aż do opuszczenia kryształu. Wyjście dyslokacji na powierzchnię krysz­tału wywołuje uskok równy wektorowi b (rys. 1.47b). W przypadku gdy w płaszczyźnie poślizgu przemieszczają się jednocześnie dyslokacje kra­wędziowe dodatnia i ujemna, wtedy po opuszczeniu przez nie kryształu uskoki wystąpią na obu przeciwległych jego powierzchniach (rys. 1.48). Jeśli dyslokacja podczas przemieszczania się w krysztale nie zmienia płasz­czyzny poślizgu, to jej ruch nazywa się konserwatywnym.

Przedstawiony mechanizm przemieszczania się dyslokacji jest elementar­nym aktem odkształcenia plastycznego kryształu przez poślizg.

Rys. 1.48 (z lewej). Schemat odkształcenia plastycznego kryształu w wyniku poślizgu w tej samej płaszczyźnie dyslokacji krawędziowej dodatniej i ujemnej a — rozmieszczenie dyslokacji w płaszczyźnie poślizgu, b — odkształcenie kryształu po wyjś­ciu dyslokacji na jego powierzchnię

Rys. 1.49 (z prawej). Schemat przemieszczania się dyslokacji krawędziowej przez wspinanie

Innym mechanizmem poruszania się dyslokacji krawędziowych w kry­sztale jest wspinanie, polegające na odłączaniu się atomów od kra­wędzi ekstrapłaszczyzny i ich migracji do wolnych pozycji węzłowych sieci — wakansów (rys. 1.49). Może zachodzić także proces odwrotny, tj. dołączania się do krawędzi ekstrapłaszczyzny atomów, zwłaszcza obcych, o średnicy nieco mniejszej od średnicy atomu pierwiastka podstawowego. Zdolność dyslokacji krawędziowych do wspinania zależy od stężenia w kry­sztale wakansów i jest efektywniejsza w temperaturze podwyższonej, np. podczas odkształcenia plastycznego metali na gorąco lub pełzania.

d)

a — pętla dyslokacji krawędziowej w krysztale, b i c — roz­mieszczenie atomów wokół dyslokacji pryzmatycznych, d — pryzma utworzona na powierzchni kryształu przez dys­lokację pryzmatyczną

Szczególnym przypadkiem dyslokacji krawędziowych są dysloka­cje pryzmatyczne, występujące często w metalach o sieci Al. Dys­lokację taką stanowi krawędź ekstrapłaszczyzny w postaci dysku, wpro­wadzonej między sąsiadujące z sobą płaszczyzny sieciowe bądź też krawędź pętli płaszczyzny sieciowej usuniętej z kryształu (rys. 1.50), np. w wyniku kondensacji wakansów.

W dostatecznie wysokiej temperaturze dyslokacje pryzmatyczne mo­gą się przemieszczać w krysztale przez wspinanie, a po osiągnięciu po­wierzchni kryształu — tworzyć na niej uskoki zbliżone do pryzmy.

4. Dyslokacje śrubowe

Dyslokacja śrubowa powstaje wskutek przemieszczenia się jednej czę­ści kryształu w płaszczyźnie poślizgu względem drugiej równolegle do osi zwanej linią dyslokacji śrubowej (rys. 1.51). Podobnie jak w przypadku dyslokacji krawędziowej kontur Burgersa wokół dyslokacji śrubowej nie zamyka się, a wielkość tego niezamknięcia jest równa wektorowi Burger­sa b. Wektor Burgersa b dyslokacji śrubowej jest równoległy do jej linii. Również dyslokacje śrubowe są różnoimienne i wyróżnia się wśród nich prawo- i lewoskrętne.

	:\
\	'■”T\\ —==c-r \4 u

b)

Rys. 1.52. Przemieszczanie się dys­lokacji śrubowej prawoskrętnej w krysztale

a — ruch dyslokacji w płaszczyź­nie poślizgu, b — odkształcenie pla­styczne kryształu po wyjściu linii dyslokacji na powierzchnię zewnę­trzną

Rys. 1.51. Model dyslokacji śrubowej w krysz­tale o sieci regularnej prymitywnej; wokół dyslokacji zaznaczono kontur Burgersa

Poślizg związany z ruchem dyslokacji śrubowej prawoskrętnej przed­stawiono na rys. 1.52. Dyslokacja AB równoległa do swego wektora Bur­gersa, który jest zawsze zgpdny z kierunkiem działania naprężenia stycz­nego t, przemieszcza się w głąb kryształu — prostopadle do kierunku x_, a po osiągnięciu powierzchni kryształu tworzy na niej uskok o wielkości b. W przypadku dyslokacji lewośkrętnej poślizg kryształu przebiega w kie­runku przeciwnym. Przemieszczaniu się dyslokacji śrubowych prawoskręt- nych towarzyszy obrót w płaszczyźnie poślizgu górnej części kryształu względem dolnej w kierunku przeciwnym do ruchu wskazówek zegara. Dyslokacje śrubowe nie są związane z określoną płaszczyzną poślizgu i pod­czas ruchu mogą się przemieszczać do innej płaszczyzny poślizgu równo­ległej do swego wektora Burgersa, a więc mogą się poruszać ruchem n i e- konserwatywnym.

Rozmieszczenie atomów wokół dyslokacji śrubowej AB w płaszczyz­nach sieciowych kryształu o strukturze regularnej prymitywnej, leżących nad i pod płaszczyzną poślizgu w widoku z góry przedstawia rys. 1.53. Linia AB oddziela przesunięte części kryształu i spełnia, w znaczeniu geometrycznym, funkcję osi śruby. W otoczeniu tej linii rozciąga się sy­metrycznie obszar odkształcanej struktu­ry kryształu. W odróżnieniu od dyslokacji krawędziowych w otoczeniu dyslokacji śrubowych występuje jedynie postaciowe odkształcenie kryształu.

Rys. 1.53. Rozmieszczenie atomów wokół linii .

dyslokacji śrubowej AB w płaszcyznach siecio- * atomy w płaszczyźnie dolnej

wych leżących nad i pod płaszczyzną poślizgu O atomy w płaszczyźnie górnej

4. Dyslokacje mieszane

Dyslokacje krawędziowe i śrubowe są tylko szczególnymi przypad­kami dyslokacji o ściśle określonej orientacji wektora Burgersa do swych linii. W kryształach występują zwykle dyslokacje o dowolnej orientacji wektora Burgersa względem swych linii. Takie dyslokacje nazywają się dyslokacjami mieszanymi i można je rozpatrywać jako wza­jemnie nakładające się dyslokacje krawędziowe i śrubowe. Wektor Bur­gersa b tych dyslokacji można rozłożyć na składową krawędziową bj_ = b sin a i składową śrubową b_s = b cos a, gdzie a jest\ kątem zawartym po­między linią dyslokacji a jej wektorem Burgersa b. Wektor Burgersa jest stały wzdłuż linii dyslokacji, lecz kąt a zawarty między linią dyslokacji a jej wektorem Burgersa może się zmieniać. Oznacza to, że dyslokacje mieszane mogą być krzywoliniowe (fot. 1.2). Ma to ścisły związek z wy­maganiami nakładanymi na dyslokacje znajdujące się w krysztale, a mia­nowicie: dyslokacje nie mogą się w krysztale przerywać, a więc muszą wychodzić na jego powierzchnię lub tworzyć wewnątrz kryształu za-

krawędziowa ujemna /

Rys. 1.54. Pętla dyslokacji w płaszczyźnie poślizgu w krysztale o sieci regularnej prymitywnej

raknięte pętle (rys. 1.54). W pętlach tych można wyodrębnić odcinki dys­lokacji, do których wektor Burgersa jest prostopadły i równoległy. Są to odpowiednio dyslokacje krawędziowe i śrubowe. Pozostałe odcinki pętli są dyslokacjami mieszanymi. Zachowanie się pętli dyslokacji podczas ru­chu w krysztale jest analogiczne, jak omówionych uprzednio dyslokacji krawędziowych i śrubowych.

Przemieszczanie się dyslokacji w płaszczyźnie poślizgu stwarza moż­liwość spotykania się ich i tworzenia węzłów dyslokacyjnych oraz siatko­wej struktury dyslokacyjnej. Uwzględniając, że w kryształach metali istnie­ją najczęściej nierównoległe płaszczyzny poślizgu, należy się liczyć z po­wstawaniem nie tylko płaskich, lecz i przestrzennych siatek dyslokacyj­nych oraz przestrzennych węzłów dyslokacyjnych. Zachowanie się dyslo­kacji w tych węzłach określa reguła stałości wektora Burgersa dyslokacji, zwana także prawem Kirchoffa dla wektorów Burgersa. Zgodnie z tą re­gułą suma wektorów Burgersa dyslokacji skupionych w węźle jest równa zeru. Zakłada się przy tym, że wektory Burgersa wszystkich dyslokacji skierowane są do węzła. Określenie wielkości i kierunku poślizgu w krysz­tale, tj. w lewo czy w prawo, w górę czy w dół lub też w 'kierunku do­datnim lub ujemnym, umożliwia zasada znaków. W tym celu należy obrać dodatni kierunek linii dyslokacji, a następnie wyznaczyć kierunek wektora Burgersa w następujący sposób: patrząc wzdłuż dodatniego kierunku linii dyslokacji należy poprowadzić kontur Burgersa w kierunku przeciwnym do ruchu wskazówek zegara. Wielkość wektora Burgersa wyznacza odcinek niedomknięcia konturu Burgersa, poprowadzony od punktu końcowego do początkowego (rys. 1.46, 1.51 i 1.54). Zgodnie z tym zmiana dodatniego kierunku linii dyslokacji powoduje jednocześnie zmianę kierunku wektora Burgersa na przeciwny.

4. Energia dyslokacji

Naruszenie odległości równowagowej między atomami otaczającymi linie dyslokacji jest przyczyną występowania wokół tych defektów pól naprężeń i odkształceń oraz zwiększenia energii kryształu o wartość energń dyslokacji. Opisu tych pól oraz obliczeń energii dyslokacji dokonuje się na podstawie teorii sprężystości przy założeniu, że kryształ zachowuje się jak ciało izotropowe liniowo sprężyste. Składowe stanu naprężenia i od­kształcenia wokół linii dyslokacji można znaleźć w odpowiedniej litera­turze. Oceniona zostanie tylko energia dyslokacji, którą można łatwo obli­czyć dla dyslokacji śrubowej na podstawie walca przeciętego promieniowo i przesuniętego (pod działaniem naprężenia stycznego x) o wielkość b (rys. 1.55). Sprężyste odkształcenie postaciowe wyciętego z walca cienkiego pier­ścienia cylindrycznego o promieniu r i gjrubości' dr wynosi

(1.68)

Uwzględniając, że dla ciał liniowo sprężystych obowiązuje prawo Hooke’a t = Gy, energię przypadającą na jednostkę objętości tego pier­ścienia można zapisać

dE

dV

gdzie G jest modułem sprężystości postaciowej.

Ponieważ objętość pierścienia cylindrycznego wynosi dV=2itridr, więc zależność (1.69) sprowadza się do postaci

Gb²l dr

4x r

a stąd, po całkowaniu w granicach od r₀ do R, energia sprężysta dyslokacji

gdzie E₀ jest energią rdzenia dyslokacji o promieniu r₀, w którym z uwagi na duże odkształcenie nie obowiązuje prawo Iiooke’a. Zwykle przyjmuje się r₀ «i (b-r-5b). Przy tym założeniu E₀ jest bardzo małe w porównaniu z energią sprężystą dyslokacji i można je pominąć. Górnej granicy całko­wania R należałoby przypisać wartość promienia kryształu lub ziarna. Na­leży jednak mieć na uwadze, że przy dostatecznie dużych wartościach r pole odkształceń dyslokacji redukuje się z polami innych dyslokacji.

Energię dyslokacji krawędziowej opisuje zależność

natomiast energię dyslokacji mieszanej

G b²l R . _

^Ern = ^(i-y) ln — (l-cos2<x) + E₀ (1.73)

gdzie

v — współczynnik Poissona,

a — kąt zawarty między linią dyslokacji i jej wektorem Burgersa. Wartość energii dyslokacji mieszanych mieści się między wartościami energii dyslokacji śrubowej i krawędziowej.

Z zależności (1.71)-f-(1.73) wynika, że energia dyslokacji dość słabo zależy od jej orientacji i promieni R i r₀. Wstawiając wartości rzeczywiste pod wielkości R i r₀₎ wymienione zależności można, w przybliżeniu zapisać w postaci

gdzie a jest stałą z przedziału 0,5-H.

Dla typowych metali energia dyslokacji jest rzędu kilku elektrono- woltów na odległość międzypłaszczyznową, tj. (4-f-8)-10^-9 J/m, przy czym wkład energii rdzenia dyslokacji wynosi ok. 10%. Tak duża energia dyslo­kacji wskazuje, że nieskoordynowany ruch cieplny rdzeni atomowych w węzłach sieci nie może wytworzyć nawet najmniejszego odcinka dyslo­kacji. Dlatego stężenie tych wad nie jest funkcją temperatury lecz za­leży od stopnia odkształcenia plastycznego, warunków obróbki cieplnej, metod krystalizacji i in.

4. Siły działające na dyslokacje oraz wzajemne oddziaływanie między dyslokacjami

Wywołane w płaszczyźnie poślizgu naprężenie styczne, większe od krytycznego, powoduje przemieszczanie się dyslokacji, którego wynikiem jest odkształcenie plastyczne kryształu przez poślizg. W tych warunkach na dyslokację działa siła powodująca jej ruch. Siłę tę można obliczyć, ana­lizując przemieszczenie się elementu dyslokacji ds o wektorze Burgera b w płaszczyźnie poślizgu na odległość dl. W wyniku tego przemieszczania następuje wzajemne przesunięcie się obu części kryształu w płaszczyźnie poślizgu o powierzchni A i wystąpienie średniego odkształcenia kryształu o wielkość (ds dl/A) b. Przyłożona siła, wywołująca; naprężenie styczne t, jest równa xA, natomiast praca wykonana przez dyslokację podczas pośliz­gu jednostkowego wynosi

dtt> = t A b = t b ds dl (1-75)

Stąd siła działająca na dyslokację w płaszczyźnie poślizgu ma wartość

dio t b ds dl dA ds dl

Siła ta jest skierowana normalnie do linii dyslokacji w każdym jej miejscu, niezależnie — od jej konfiguracji — tj. linii prostej, pętli itp. Zależność (1.76) opisuje także siłę powodującą wspinanie dyslokacji kra­wędziowych z tym, że w miejsce t w równaniu tym należy wprowadzić naprężenie a — normalne do płaszczyzny sieciowej, w której ta dyslo­kacja się znajduje. Jeśli naprężenie normalne powoduje ściskanie krysz­tału, to następuje, „wyciąganie” półpłaszczyzny sieciowej przez odłączanie się atomów od jej krawędzi i na odwrót.

Oprócz sił wynikających z przyłożonego obciążenia lub istnienia w krysztale naprężeń własnych na dyslokację działa także napięcie linio­we, wynikające z tego, że energia dyslokacji (1.74) jest proporcjonalna do długości linii dyslokacji. Napięcie liniowe powoduje zmniejszenie energii dyslokacji przez zmniejszenie jej długości. Przejawia się to skłon­nością dyslokacji krzywoliniowych do prostowania się, a pętli dysloka­cyjnych do zmniejszania swego promienia i w konsekwencji do zaniku. Własność tę charakteryzuje napięcie liniowe lub energia właściwa dys­lokacji, scharakteryzowana wielkością energii przypadającą na jednostkę jej długości

gdzie a — stała z przedziału 0,5-r-l,

R_l — promień krzywizny linii dyslokacji.

Pola naprężeń wokół linii dyslokacji sa przyczyną występowania między dyslokacjami sił wzajemnego oddziaływania. Siły te zależą od rodzaju dyslokacji i orientacji swych wektorów Burgersa oraz od ich roz­mieszczenia w krysztale.

Dwie równoległe dyslokacje śrubowe o zgodnych wektorach Burger­sa bj i b₂, oddalone od siebie na odległość r, odpychają się wzajemnie z silą F_ss na jednostkę długości równą

Gb_rb₂
2jt r

Natomiast jeśli jedna z tych dyslokacji jest prawoskrętna, a druga lewo- skrętna, to dyslokacje te przyciągają się z siłą przedstawioną wzorem (1.78) i jeśli nie zostaną zatrzymane, to mogą się anihilować.

Podobnie oddziałują dyslokacje krawędziowe, leżące w tej samej lub w równoległych płaszczyznach poślizgu (rys. 1.56a). W tym przypadku siła wzajemnego oddziaływania w kierunku osi x wynosi

₌ Gb_tb₂ _ x(x²~y²)

^x 2*(l-v) (x2+y2)* ¹ '

natomiast w kierunku osi y

₌ Gbjb, _m y(3x² + y²) ^v 2n(l-v) \x²+y²f

Ponieważ dyslokacje krawędziowe podczas poślizgu poruszają się ru­chem konserwatywnym w płaszczyźnie poślizgu, zawierającej linię dys­lokacji oraz jej wektor Burgersa, więc o ich zachowaniu decyduje siła F_x, której przebieg, obliczony z zależności (1.79), dla dyslokacji jednoimien- nych przedstawia krzywa A, natomiast dla różnoimiennych — krzywa B na rys. 1.56b. Dodatnia wartość siły F_x, podana w jednostkach Gb7[2:t(l — v)_y], wskazuje, że dyslokacje wzajemnie się odpychają i od­wrotnie. Z zależności (1.79) oraz danych na rys. 1.56a wynika także, że dla x = 0 oraz x = y siła F_x jest równa zeru. Oznacza to, że przy speł­nieniu wymienionych warunków geometrycznych powstają stabilne ukła­dy dyslokacji, w postaci wąskokątowych granic ziarn. Często występują układy stabilne, w których dyslokacje krawędziowe jednoimienne są roz­mieszczone jedna nad drugą w równoległych płaszczyznach poślizgu. Są to daszkowe granice wąskokątowe, tworzące się w kryształach podczas wyżarzania lub poligonizacji.

Rys. 1.57. Schemat powstawania uskoków na przecinających się dyslokacjach

Dyslokacje poruszające się w nierównoległych płaszczyznach poślizgu mogą się wzajemnie przecinać. W wyniku przecięcia na każdej z dyslo­kacji powstaje uśkok o wielkości i kierunku odpowiadającym wektorowi Burgersa dyslokacji przecinającej. Jak widać na rys. 1.57, w wyniku prze­cięcia — na dyslokacji o wektorze Burgersa b_x — został utworzony uskok o wielkości oraz kierunku odpowiadającym wektorowi Burgersa b₂ i od­wrotnie. Obecność uskoku powoduje tylko niewielki wzrost energii dys­lokacji, lecz może spowodować ograniczenie jej ruchliwości. Uskoki leżące w płaszczyźnie poślizgu dyslokacji przekształcają się w przegięcia i zani­kają wskutek działania napięcia liniowego. Natomiast uskoki nie leżące w płaszczyźnie poślizgu dyslokacji są bardziej stabilne i mogą zaniknąć dopiero w wyniku wspinania lub być „wleczone” przez dyslokację. Dys­lokacje, np. śrubowe, obarczone uskokami o orientacji krawędziowej, są mało ruchliwe, gdyż wleczony przez nie uskok winien wytwarzać rząd wakansów lub atomów międzywęzłowych. Wymaga to przyłożenia bardzo dużych naprężeń.

4. Ruch dyslokacji w kryształach

Dyslokacje znajdujące się w płaszczyźnie poślizgu mogą się w krysz­tale przemieszczać pod działaniem naprężeń stycznych o wartości większej od krytycznej. Ta krytyczna wartość naprężenia stycznego jest potrzebna do pokonania oporów, jakie stawia kryształ przemieszczającej się dyslo­kacji. Opory te wynikają z faktu, że płaszczyzna poślizgu nie jest po­wierzchnią gładką, lecz ma relief wynikający z translacyjnego rozmie­szczenia atomów. Obliczeń naprężenia stycznego, niezbędnego do urucho­mienia dyslokacji w krysztale, dokonali pierwotnie Peierls i Nabarro; nosi ono nazwę naprężenia Peierlsa-Nabarro lub naprężenia tarcia sieci, a jest opisane zależnością

(1.80)

gdzie

K = (1—v) dla dyslokacji krawędziowej,

K = 1 dla dyslokacji śrubowej,

G — moduł sprężystości postaciowej,

d — odległość między najbliższymi równoległymi płaszczyznami po­ślizgu,

b — wektor Burgersa.

Wartość tego naprężenia, obliczonego z zależności (1.80), mieści się w granicach 10^-4-f-10² G, przy czym wartość dolna odnosi się do krysz­tałów o gęstym ułożeniu atomów. W metalach o sieci źli naprężenie tar­cia sieci w niewielkim stopniu zależy od temperatury, natomiast w me­

talach o sieci A2, nie mających płaszczyzn poślizgu o najgęstszym uło­żeniu atomów, opory tarcia sieci są znacznie większe i silnie rosną z obniżeniem temperatury. Duży wpływ na zwiększenie krytycznego na­prężenia poślizgu w tych metalach ma czystość metalurgiczna, a szcze­gólnie stężenie atomów pierwiastków międzywęzłowych.

Jeżeli przyłożone naprężenie styczne osiągnie wartość większą od naprężenia tarcia sieci, to dyslokacja zaczyna się przemieszczać ze wzra­stającą prędkością. Prędkość dyslokacji zwiększa się ze wzrostem naprę­żenia początkowo liniowo, natomiast przy dużych naprężeniach — wy­kładniczo aż do wartości granicznej, którą jest prędkość rozchodzenia się fal dźwiękowych (rys. 1.58). Czynnikami ograniczającymi prędkość dyslo­kacji są mechanizmy lepkiego oddziaływania fononów i elektronów we­wnątrz oraz w najbliższym otoczeniu rdzenia dyslokacji, decydujące o jej dryfowaniu. Stąd należy sądzić, że płaszczyzny poślizgu są obustronnie otoczone warstewką cieczy newtonowskiej o grubości równej średnicy atomu. Ciecz ta podczas ruchu dyslokacji odkształca się przez poślizg, a naprężenie, potrzebne do wywołania tego poślizgu, od­działywa hamująco na ruch dy­slokacji.

Rys. 1.58. Prędkość przemieszczania się dyslokacji w różnych materiałach w funkcji przyłożonego naprężenia

stycznego

Naprężenie styczne niezbędne do ruchu dyslokacji zwiększa się, jeśli napotyka ona w płaszczyźnie poślizgu przeszkody, np. węzły dyslokacyjne, atomy obce i dyspersyjne wydzielenia faz wtórnych. Przeszkód tych trud­no uniknąć nawet w bardzo czystych kryształach, natomiast w stopach technicznych są one zwykle celowo wprowadzane, gdyż powodują znaczne polepszenie własności wytrzymałościowych tych materiałów. Ogólnie prze­szkody te dzielą się na zlokalizowane (punktowe), liniowe oraz objętoś­ciowe. Przeszkody punktowe zatrzymują dyslokację w punktach, między którymi zakotwiczone segmenty dyslokacji wyginają się w łuk. Prze­szkody liniowe blokują segment dyslokacji na długości przeszkody, nato­miast przeszkody objętościowe wyzwalają mechanizmy rozpraszające energię. W zależności od rodzaju, wielkości i rozmieszczenia oraz modułu sprężystości postaciowej przeszkód mogą działać różne mechanizmy po­konywania ich przez dyslokacje. Te mechanizmy mogą być atermiczne lub z udziałem fluktuacji cieplnej.

Jeśli przeszkody punktowe są trwałe i dostatecznie od siebie odda­lone, to segment dyslokacji zakotwiczony na tych przeszkodach wygina się — pod działaniem naprężeń stycznych t — w łuk (rys. 1.59). Zacho­wanie tego łuku wymaga ustalenia się stanu równowagi między siłą pro­mieniową F_r i napięciem liniowym dyslokacji

Rys. 1.59. Schemat segmentu dyslokacji wygiętej w łuk między kotwiczącymi ją przeszkodami

Uwzględniając, że dla małych kątów sin 0 s=: 0 oraz, zgodnie z (1.76) i (1.77), że siła promieniowa F_r=xb, natomiast napięcie liniowe T^xaGb'\ otrzymuje się

gdzie r jest promieniem łuku. Ponieważ najmniejsza wartość r wynosi 0,51 (dla dyslokacji wygiętej w półokrąg), więc — przyjmując, że a = 0,5 — naprężenie styczne potrzebne do przeciśnięcia się dyslokacji między przeszkodami oddalonymi od siebie o I wynosi

t = Gb/l (1.83)

Dyslokacje śrubowe mimo mniejszej energi, w porównaniu z krawę-' dziowymi, są bardziej sztywne, tzn. trudniej się wyginają między prze­szkodami. Wynika to stąd, że wygięcie dyslokacji śrubowych w luk wpro­wadza składową krawędziową wektora Burgersa i powoduje zwiększenie energii dyslokacji.

W przypadku gdy przeszkody są rozmieszczone w płaszczyźnie po­ślizgu gęsto, mają strukturę sieciową zbliżoną do struktury osnowy oraz porównywalną z osnową twardość i moduł sprężystości postaciowej, wtedy może nastąpić ścinanie przeszkód przez dyslokacje. Mechanizm ten wy­maga zwykle przyłożenia dużych naprężeń, a działa np. w stopach alu­minium utwardzonych wydzieleniowo przez strefy G-P i fazę 0' oraz w żarowytrzymałych stopach niklu i stalach austenitycznych utwardzo­nych przez fazy koherentne typu y— Ni₃ (Al, Ti).

Dyslokacje śrubowe mogą omijać przeszkody także za pośrednictwem poślizgu poprzecznego. Dyslokacja, napotykająca w płaszczyźnie poślizgu przeszkody oddalone od siebie na odległość większą od 1₀, może się prze­mieścić do płaszczyzny poślizgu poprzecznego, jeśli obydwie płaszczyzny mają zgodny kierunek poślizgu. W przypadku pętli dyslokacyjnych po­ślizgu poprzecznego mogą doznać jedynie śrubowe segmenty pętli (rys. 1.60). Jeśli w trakcie ruchu dyslokacja przemieści się do płaszczyzny po­ślizgu równoległej do pierwotnej, to taki mechanizm nazywa się podwój­nym poślizgiem poprzecznym. Jak wynika z rys. 1.60, jeśli poślizgu po­przecznego dozna niewielki segment pętli, to w płaszczyźnie tego poślizgu tworzy się dipol dyslokacyjny, złożony z dwóch różnoimiennych dyslo­kacji krawędziowych, stanowiący przeszkodę dla ruchu innych dyslokacji. Poślizg poprzeczny jest jednym z nielicznych mechanizmów pokonywania

przez dyslokację przeszkód, cechującym się dość małą energią aktywacji, i wywiera on duży wpływ na temperaturową zależność własności mecha­nicznych oraz strukturę dyslokacyjną metali odkształconych plastycznie.

Rys. 1.60. Schemat poślizgu poprzecznego pętli dyslokacyjnej

1 — pierwotna płaszczyzna poślizgu, 2 — płasz­czyzna poślizgu poprzecznego. 3 — płaszczyzna poślizgu równoległa do pierwotnej

Dyslokacje krawędziowe mogą natomiast omijać przeszkody przez wspinanie — mechanizm związany z dyfuzyjnym ruchem masy. Mecha­nizm ten (omówiony w punkcie 1.6.3) działa aktywnie jedynie w dosta­tecznie wysokiej temperaturze, np. podczas odkształcenia plastycznego metali na gorąco lub pełzania.

W temperaturze zera bezwzględnego mogą działać tylko atermiczne mechanizmy pokonywania przez dyslokacje przeszkód, bowiem prawdo­podobieństwo występowania fluktuacji cieplnych w tych warunkach jest równe zeru. Mechanizmy pokonywania przeszkód objętościowych są z na­tury atermiczne, co sugeruje, że prędkość dyslokacji v jest zależna linio­wo od siły tb, działające na jednostkową długość dyslokacji, zgodnie z relacją

v = Bib (1.84)

gdzie

t — przyłożone naprężenie styczne,

B — ruchliwość dyslokacji.

Fluktuacje cieplne, towarzyszące przyłożonym naprężeniom, ułatwia­ją zarodkowanie ruchu zakotwiczonym segmentom dyslokacji, a przebieg poszczególnych mechanizmów aktywowanych cieplnie zachodzi z często­ścią

v = v_D exp (~E/k_BT) (1.85)

gdzie

v_D — częstość Debye’a,

E(t, T, struktury) — energia aktywacji, równa pracy, jaką muszą wykonać fluktuacje cieplne, aby spowodować przebieg poślizgu poprzecznego lub wspinania dyslokacji.

4. Dyslokacje w kryształach

Dyslokacje występujące w kryształach, poza budową geometryczną, różnią się wielkością wektora Burgersa oraz jego orientacją względem płaszczyzny i kierunku poślizgu. Z tego względu dzielą się na: całkowite,
■częściowe i kątowe. Wektor Burgersa dyslokacji opisuje się ogólnie wy­rażeniem ca(uvw) (c — ułamek określający translację sieci w kierunku poślizgu (uvvo), a — parametr sieci). Kierunek i zwrot wektora Burgersa określają wskaźniki sieciowe kierunku, natomiast jego wielkość wyraże­niem ca (u²+u²+to²)^1/2. Ponieważ energia dyslokacji jest proporcjonalna do kwadratu wektora Burgersa, należy się więc liczyć z tym, że najbar­dziej ruchliwe są dyslokacje o najmniejszej wartości b, a więc dyslokacje o wektorze Burgersa zgodnym z kierunkiem o najgęstszym ułożeniu ato­mów, równym translacji sieci w tym kierunku. Dyslokacje te poruszają się w płaszczyznach poślizgu o najgęstszym ułożeniu atomów, gdyż ce­chują się one najmniejszym naprężeniem tarcia sieci. Zgodnie z danymi w rozdz. 1.4.4 kierunkami o najgęstszym ułożeniu atomów w kryształach o sieci Al, A2 i A3 są odpowiednio (110), (111) i (1120), a stąd sta­bilnymi dyslokacjami całkowitymi odpowiednio dyslokacje o wektorze

Burgersa <¹¹⁰)> 4" (^m> i (1120) (tabl. 1.6).

Z Z o

Tablica 1.6

Niektóre parametry dyslokacji całkowitych

Struktura sieciowa	Stabilny wektor Burgersa dyslokacji całkowitej	Najczę­ ściej wystę­ pujący kierunek poślizgu	Najczęściej występujące płaszczyzny poślizgu
Regularna Al . . . .	T <^Fl0>	<110>	{111}
Regularna typu NaCl .	i- <^Tl0>	<110>	{111}
Regularna typu CsCl .	<ioo>	<100>	{110}
Regularna typu diamentu	i <»“>	<uo>	{111}
Regularna A2 ... .	<iii> i <ioo>	(111)	{110}, {112} i {123}
Heksagonalna A3 . .	-y- <1120) i (0001)	<1120)	(0001)

Błędy ułożenia. Kryształ o sieci regularnej ściennie centrowanej Al jest zbudowany z warstw o najgęstszym ułożeniu atomów — płasz­czyzn {111}, nakładających się w kolejności ABCABC... (rys. 1.15). Po­dobną budowę ma kryształ o sieci heksagonalnej A3, z tym, że warstwy o najgęstszym ułożeniu atomów — płaszczyzny (0001) nakładają się w ko­lejności ABAB... (rys. 1.17). Sekwencja tych warstw może zostać zabu­rzona, co powoduje utworzenie w krysztale o sieci Al cienkiej płytki o sieci heksagonalnej, natomiast w krysztale o sieci A3 — płytki o sieci regularnej Al. Takie defekty budowy krystalicznej nazywają się błędami ułożenia (BU).

W krysztale o sieci regularnej Al mogą występować dwa rodzaje tych defektów. Pierwszy z nich powstaje wskutek lokalnego usunięcia z kryształu jednej warstwy o najgęstszym ułożeniu atomów, np. A, co powoduje zmianę sekwencji tych warstw w tym obszarze kryształu na BCBC (rys. 1.61a), odpowiadającą sieci heksagonalnej A3. Taki defekt

nazywa się wewnętrznym lub pojedynczym błędem ułożenia. Natomiast drugi z tych defektów powstaje przez lokalne wprowadzenie do kryształu dodatkowej płaszczyzny (111), np. B (rys. 1.6lb), wskutek czego sekwencja warstw o najgęstszym ułożeniu atomów w tym obszarze kryształu zmie­nia się na CBAB, odpowiadającą sieci heksagonalnej różnej od A3. Taki defekt nazywa się zewnętrznym lub podwójnym błędem ułożenia. Podob­ne błędy ułożenia powstają w kryształach o sieci haksagonalnej, wytwa­rzając w nich lokalnie cienkie płytki o sieci regularnej Al. W kryszta­łach o sieci regularnej przestrzennie centrowanej ¿42 błędy ułożenia mogą występować w płaszczyznach {112} o sekwencji ABCDEFABC..., rzadziej w {310}, a przypuszczalnie także w {110}.

Błędy ułożenia mogą się tworzyć np. w wyniku kondensacji wakan- sów, zaburzonego wzrostu kryształu lub odkształcenia plastycznego. Po­nieważ równowagowe stężenie wakansów zmniejsza się z obniżeniem tem­peratury, więc kryształ może być nimi przesycony przez gwałtowne oziębienie z wysokiej temperatury (rozdz. 1.6.1). Podczas następnego wy­grzewania, a niekiedy nawet wytrzymania w temperaturze pokojowej, przebiegająca samodyfuzja umożliwia łączenie się wakansów w kolonie, które przy określonej wielkości załamują się, tworząc pryzmatyczne pętle dyslokacyjne, często ograniczające błędy ułożenia (rys. 1.62).

Kryształ zawierający błąd ułożenia ma energię podwyższoną o wiel­kość energii błędu ułożenia (EBU), która zależy od rodzaju i struktury sieciowej metalu (tabl. 1.7). Błędy ułożenia w krysztale o sieci Al ogra-

a

niczają dyslokacje krawędziowe o wektorze Burgersa b — (111) zo­

rientowanym prostopadle do płaszczyzny {111}, tj. w kierunku (111)

« — Metaloznawstwo

MetaJ toib stop	Struktura sśetijggn	Energia biedu ułożenia (EBO) le-BJ/m*
+ + + + + + + * + + + + +	Al	23J
	Al	85
Cm+iffo Al ,	Al	32
AJ , .	Al	O
Cs • JM. Sa	Al	18
.AJ + + + + + + d + d + + + *	Al	135
A-u .•*••<•*****##««	Al	52
3Sil + + + + + + + + + d + + *	Al	m
r&tmi„ m+9% Mc . . .	Al
	A2	537 *i
+ + + + + + * + + + + + +	A2	S3S*>
Mo :	A2	3450 *)

*J imrloit EBU tfla ułożenia o szeioitości równe' jednej odiegiości mie-

dr,vi!i*sżcr}'znovi*-j dis jżaszczyża (.112).

(ry*. 1.6! i 1,62). Taka orientacja wektora 6 względem płaszczyzny po­ślizgu (111) sprawia, źe dyslokacje te mają ograniczoną zdolność do prze- wneszezatńa się w krysztale i noszą nazwę dyslokacji pólutwier-

d z o n y e h Łub dyslokacji Franka.

Reakcje dyslokacyjne. Dyslokacje przemieszczające się w kryształach mogą wzajemnie reagować i tworzyć dyslokacje częściowe, tj. dyslokacje o wektorze 6 równym ułamkowi translacji sieci w danym kierunku lub dyslokacje kątowe o wektorze Burgersa zorientowanym względem płasz­czyzny poślizgu pod określonym kątem. Możliwe są zarówno reakcje dysocjacft, jak i syntezy dyslokacji pod warunkiem, że energia dyslo­kacji po reakcji jest mniejsza niż przed reakcją. Uwzględniając, zgodnie z UJZĆ7.. 1.6.6, źe energia dyslokacji jest proporcjonalna do kwadratu swego wektora Burgersa, warunek dysocjacji dyslokacji o wektorze Burgersa b_a na dyslokacje o wektorach Burgersa b₂ i b₃ można zapisać w postaci

b? > b\ -fb* (1.86)

natomiast warunek syntezy dyslokacji b₁ i b₂ na dyslokację fcj ma po­stać

bj +b₂ > b* (1.87)

V/ kryształach o sieci regularnej Al dyslokacje całkowite o wektorze

U

Burgersa -w (110) poruszają się podczas poślizgu w płaszczyznach (111},

Cd

przy czym niezależnie od kierunku ich ruchu przemieszczenie atomów w sąsiednich warstwach atomowych zachodzi zawsze w kierunku o naj­gęstszym ułożeniu atomów (110) (rys. 1.63). Jeśli EBU kryształu jest

CL -

duża, to ruch dyslokacji— [110] powoduje przemieszczenie atomów, np.

U

warstwy B względem A, o wektor BB' drogą prostoliniową (rys. 1.63b). Natomiast gdy kryształ ma małą EBU, wtedy przemieszczenie atomów z pozycji B do B' następuje przez pozycję C, właściwą dla atomów war- stwy C. Jest to równoznaczne z rozkładem wektora BB' na BĆ^JrCB,

a -

a więc z dysocjacją dyslokacji całkowitej — [110] na dwie dyslokacje

częściowe Shockley’a wg reakcji

y U10]->-^-[211]+-|-[i2l] (1.88)

z których pierwsza jest czołową, a druga zamykającą. Rozszczepienie (1.88) jest korzystne energetycznie, bowiem kwadrat b dyslokacji [110] jest

¿a

większy od sumy kwadratów wektorów Burgersa dyslokacji częścio­wych -^-[211] i 1121].

a -

Jeśli podczas poślizgu następuje jedynie przemieszczenie — [211J

a — — ®

bez przemieszczenia — [121], to atomy rozpatrywanej warstwy B przyj­mują położenie atomów warstwy C. Prowadzi to do utworzenia błędu uło­żenia i obszaru w krysztale o sieci ¿11 o ułożeniu warstw atomowych właściwym dla sieci heksagonalnej ¿13. Jest to możliwe dzięki wzajem­nemu odpychaniu się jednoimiennych dyslokacji częściowych Shockley’a (rys. 1.63c). Ponieważ utworzenie błędu ułożenia powoduje zwiększenie energii kryształu, więc w krysztale muszą działać siły „przyciągania” — napięcie powierzchniowe BU — dążące do zlikwidowania tego defektu. Stąd szerokość błędu ułożenia jest wynikiem stanu równowagi między siłą wzajemnego odpychania się jednoimiennych dyslokacji Shockley’a i napęciem powierzchniowym BU. Szerokość wstęgi BU zależy od EBU kryształu (tabl. 1.7 i fot. 1.1)

d = G(5rŁ>_g)

2it(l — v)y

gdzie

(bj-bo) — iloczyn skalarny wektorów Burgersa dyslokacji częścio­wych Shockley’a,

y — energia błędu ułożenia (EBU).

Jeśli natomiast dyslokacje częściowe Shockley’a powstają wewnątrz pętli dyslokacji półutwardzonych Franka, to mogą one wzajemnie reagować

-j [H2]+ ~ [111] -*-¿-[110]

i tworzyć dyslokację całkowitą — [110] zdolną do poruszania się w kry-

CA

sztale. Taka reakcja jest możliwa tylko w kryształach o dostatecznie du­żej EBU.

Jedną z najważniejszych reakcji dyslokacyjnych w kryształach o sieci regularnej przestrzennie centrowanej A2 jest reakcja

-y [111]+ -y [111]- a [001]

Własności dyslokacji a[001] zależą od jej orientacji. Jeśli ta dyslo­kacja jest czysto krawędziowa, to jej wektor Burgersa jest prostopadły do płaszczyzny łupliwości (001) co sugeruje, że jest ona odpowiedzialna za inicjowanie kruchych pęknięć w metalach i stopach o sieci regularnej A2. W innych przypadkach wymienione dyslokacje mogą się poruszać w płaszczyznach poślizgu {110}, lecz jest to proces mało istotny w po­równaniu z poślizgiem za pośrednictwem dyslokacji (111)-

¿A

Przytoczone dane nie wyczerpują zagadnienia. Bardziej szczegółowe informacje dotyczące reakcji dyslokacyjnych, także w kryształach o in­nych strukturach sieciowych, można znaleźć w specjalistycznej literaturze.

4. Źródła generowania dyslokacji

Dyslokacje powstają w kryształach już podczas krystalizacji, gdyż warunki energetyczne wzrostu zarodka są korzystniejsze wtedy, gdy roś­nie on spiralnie wokół linii dyslokacji śrubowej. Dyslokacje śrubowe mogą wyrastać z podłoża innej cząstki fazy stałej, spełniającej pierwotnie funk­cję zarodka krystalizacji, bądź też mogą się tworzyć podczas pękania lub paczenia się bardzo cienkich płytek zakrzepniętego kryształu. Znaczna ilość dyslokacji powstaje w końcowym stadium krystalizacji podczas zra­stania się dendrytów i ziarn, jeśli kąt dezorientacji krystalograficznej między zrastającymi się kryształami jest niewielki — od kilku minut do kilku stopni. Kryształy rzeczywiste zawsze zawierają dyslokacje utworzone w czasie krzepnięcia, chociaż nie wszystkie biorą udział w procesie od­kształcenia plastycznego, gdyż wiele z nich ma wektor Burgersa różny od wektora translacji sieci w kierunku poślizgu. Część z tych dyslokacji nie leży w aktywnych płaszczyznach poślizgu, a inne mogą być otoczone atmosferami atomów obcych, ograniczającymi ich zdolność ruchu.

Wyżarzone kryształy metali mają zwykle gęstość dyslokacji rzędu 10⁵-P10⁶ cm^-2. Uwzględniając, że wydłużenie o 1% próbki monokrysta- licznej o przekroju 1 cm² wymaga przemieszczenia się ok. 3’10⁵ dysloka­cji przez całą jej długość oraz że gęstość dyslokacji w kryształach odkształ­conych plastycznie o ok. 10% zwiększa się do 10⁸ń-10⁹ cm^-2, należy się liczyć z tym, że w procesie odkształcenia plastycznego są generowane nowe dyslokacje.

Jednym z najbardziej znanych mechanizmów generowania dyslokacji jest źródło Franka-Reada (ZRF), którego podstawę działania stanowi od­cinek dyslokacji zakotwiczonej w punktach B i C (rys. 1.65), leżący w ak­tywnej płaszczyźnie poślizgu. Miejscami kotwiczącymi dyslokacje mogą być przeszkody dyslokacyjne (rozdz. 1.6.8), węzły dyslokacyjne bądź też segmenty dyslokacji przemieszczone — do płaszczyzny poślizgu równo­ległej do pierwotnej — podczas podwójnego poślizgu poprzecznego (rys. 1.60). Zakotwiczony odcinek dyslokacji wygina się pod działaniem naprę­żenia stycznego (1.83) początkowo w półokrąg, a następnie w pętlę z dwo­ma różnoimiennymi spiralami przy węzłach kotwiczących (rys. 1.65a-r-e).

Rys. 1.65. Schemat działania źródła Franka-Reada

a — zakotwiczony odcinek dyslokacji w punktach B i C (w aktywnej płaszczyźnie poślizgu), b-ł-e — kolejne stadia tworzenia nowej pętli dyslokacji

Po zetknięciu się spirali pętla dyslokacji zamyka się w pierścień leżący poza obrębem węzłów kotwiczących (rys. 1.65e). Takie ukształtowanie za­mkniętej pętli oraz odcinka dyslokacji jest wynikiem anihilacji stykają­cych się spirali, będących dyslokacjami śrubowymi o przeciwnych zna­kach. Uwolniona od punktów kotwiczących pętla rozprzestrzenia się w płaszczyźnie poślizgu, natomiast odcinek dyslokacji BC prostuje się, a następnie wygina, dając początek nowej pętli dyslokacji.

Dopóki generowane pętle mogą się przemieszczać swobodnie w płasz­czyźnie poślizgu, dopóty ZRF może działać i jest zdolne do wytwarzania nieograniczonej liczby dyslokacji. Ponieważ jednak emitowane pętle mają ten sam znak, a więc odpychają się wzajemnie, wytworzenie kolejnej pętli wymaga przyłożenia odpowiednio większego naprężenia. Jeśli natomiast jedna z emitowanych pętli zostanie zatrzymana przez przeszkodę, to na źródło zacznie działać naprężenie wsteczne, przerywające jego pracę. Dzia­łanie źródła może być przywrócone po zwiększeniu naprężenia do wartości niezbędnej do pokonania przeszkody. Jeśli natomiast przeszkoda jest do­statecznie silna, to źródło przestaje działać, doznając całkowitego zablo­kowania.

Dyslokacje są bardzo często emitowane przez źródła działające na granicach ziarn (fot. 1.7), lecz jak dotąd nie udało się opracować modelu mechanizmu wyjaśniającego działanie takiego źródła.

Granice ziam są powierzchniami, w których następuje sprzężenie ziarn o odmiennej orientacji krystalograficznej (rys. 1.43). Są to jedne z najistotniejszych defektów budowy krystalicznej. Spójność polikryształu na granicach ziarn jest wynikiem wzajemnego oddziaływania atomów w warstwach powierzchniowych ziarn, które są różnie względem siebie zorientowane. Atomy te dążą do uzyskania położenia zbliżonego do rów­nowagowego. Szerokość obszaru przejściowego między sieciami ziarn sprzężonych w granicy jest dość mała, rzędu jednej do trzech średnic atomowych, natomiast orientacja sąsiednich ziarn może być losowa lub uprzywilejowana. Taka uprzywilejowana orientacja ziarn nazywa się teksturą i może się tworzyć podczas krystalizacji, przeróbki plastycz­nej lub obróbki cieplnej. W miarę nasilania się tekstury ziarna polikrysz­tału osiągają zbliżone orientacje krystalograficzne, wskutek czego roz­mieszczenie atomów w obszarze granicy staje się coraz bliższe występu­jącemu w ziarnach. Jednocześnie z tym maleje energia granicy.

Rozważania dotyczące struktury i energii granic ziarn sprowadza się zwykle do najprostszych przypadków, np. granic daszkowych lub skręt­nych. Analizuje się wpływ kąta dezorientacji krystalograficznej, czyli kąta, o jaki należy obrócić jedno ziarno względem drugiego, wokół wspólnej osi, aby oba ziarna uzyskały jednakową orientację sieci przestrzennej. Należy zaznaczyć, że — mimo losowej orientacji sąsiednich ziarn — zaw­sze można znaleźć wspólny kierunek dla ich sieci. W zależności od kąta dezorientacji krystalograficznej wyodrębnia się wąsko- i szerokokątowe granice ziarn, przy czym za typowe uważa się granice szerokokątowe.

Granice wąskokątowe. Granice te są miejscem sprzężenia podziarn i mają niewielki kąt dezorientacji krystalograficznej, od kilku minut do kilku stopni. Defekty te mają budowę dyslokacyjną, czyli postać trwałych konfiguracji dyslokacji tworzących się zwykle podczas wyżarzania metali w wyniku odoziaływania sił między aysiokacjami (rozdz. 1.6.7). Wyróżnia się granice wąskokątowe daszkowe, łączące kryształy

0. wspólnym kierunku krystalograficznym równoległym do granicy, oraz granice skrętne, łączące kryształy o wspólnym kierunku krystalogra­ficznym, prostopadłym do granicy (rys. 1.66). Granice daszkowe są zbu­dowane wyłącznie z jednoimiennych dyslokacji krawędziowych (rys. 1.66a

1. fot. 1.3), tworzących stabilne ścianki dyslokacyjne. Niedopasowanie ato­mów w tych granicach jest kompensowane przez półpłaszczyzny sieciowe, kończące się na granicy. Kąt dezorientacji krystalograficznej granicy dasz­kowej wynosi

gdzie

b — wektor Burgersa dyslokacji,

d — odległość między dyslokacjami rozmieszczonymi na granicy.

Pokazana na rys. 1.66b granica skrętna jest zbudowana z dwóch ukła­dów krzyżujących się dyslokacji śrubowych, rozmieszczonych równolegle i w jednakowych odległościach względem powierzchni granicy, pokrywa­jącej się z płaszczyzną rysunku. Taka konfiguracja dyslokacji jest stabilna, gdyż pole naprężeń jednego z tych układów jest kompensowane przez pole naprężeń układu drugiego. Z przedstawionym rozmieszczeniem dyslokacji śrubowych jest związany obrót, wokół osi prostopadłej do granicy, górnej

Granice międzyfazowe. Przytoczone dotąd dane dotyczą w zasadzie budowy i własności granic ziarn czystych metali i roztworów stałych. Wiele z nich można jednak odnieść do granic międzyfazowych, odgrani­czających fazy o różnej strukturze sieciowej i składzie chemicznym. Ogól­nie granice te dzielą się na koherentne, półkoherentne i niekoherentne (rys. 1.70). Granice koherentne (rys. 1.70a) cechują się pełnym sprzężeniem wszystkich płaszczyzn sieciowych obu faz, co może mieć miej­sce tylko w przypadku faz o podobnej strukturze sieciowej i zbliżonych odległościach międzypłaszczyznowych. Takie granice powstają najczęściej podczas rozpadu przesyconych roztworów stałych między wydzielającą się fazą wtórną a osnową. W otoczeniu wydzielającej się fazy wtórnej wystę­puje wtedy pole naprężeń dalekiego zasięgu związane z odkształceniem sprężystym osnowy, decydujące o utwardzeniu wydzieleniowym stopu.

W przypadku gdy wielkość wydzieleń fazy wtórnej się zwiększa, wtedy odkształcenie sprężyste osnowy może osiągnąć wartość graniczną i nastę­puje relaksacja naprężeń poprzez utworzenie na granicy rozdziału faz dys­lokacji. W tych przypadkach granica koherentna przekształca się w p ó ł- koherentną (rys. 1.70b), co jest niekiedy przyczyną zmniejszenia umocnienia stopu utwardzanego wydzieleniowo. W przypadku występo­wania granic koherentnych i półkoherentnych między rozpatrywanymi fazami istnieje zwykle ściśle uprzywilejowana orientacja krystalograficz­na. Granice międzyfazowe niekoherentne (rys. 1.70c), podobnie jak szerokokątowe granice ziarn, mają dość małe uporządkowanie rozmiesz­czenia atomów i dlatego charakteryzują się dużą energią.

7. ODKSZTAŁCENIE PLASTYCZNE METALI

Metale poddane działaniu wzrastającego obciążenia odkształcają się sprężyście, a po przekroczeniu naprężenia krytycznego zaczynają się od­kształcać plastycznie. Podatność ciał stałych zarówno na odkształcenia sprężyste, jak i plastyczne zależy od rodzaju wiązań między atomami oraz od budowy wewnętrznej. Podczas odkształcenia sprężystego ciał stałych w zakresie naprężeń mniejszych od granicy plastyczności (czyli naprężenia niezbędnego do zapoczątkowania makroskopowego odkształcenia plastycz­
nego) w substancjach amorficznych następuje sprężyste rozsunięcie ato­mów, a w tworzywach krystalicznych — elementów sieci przestrzennej w kierunku działania naprężenia, które zanika po^- usunięciu obciążenia. Przy naprężeniach nieco mniejszych i większych od granicy plastyczności następuje trwałe przemieszczenie względne atomów pozostające po od­ciążeniu ciała stałego.

Jest znanych kilka mechanizmów odkształcenia plastycznego metali, różniących się energią aktywacji, a działających w określonych warunkach naprężeniowo-temperaturowych. Wykorzystując zależności opisujące prze­bieg tych mechanizmów, Ashby w 1972 r. zbudował mapę przedstawiającą zakresy działania poszczególnych mechanizmów odkształcenia plastyczne­go w funkcji naprężenia normalizowanego t/G i temperatury homologicz­nej T/T_t, gdzie G jest modułem sprężystości postaciowej, natomiast T i T_t to odpowiednio temperatura badania i topnienia metalu, K. Takie podejście obejmuje dowolne warunki obciążenia i daje jednocześnie ważną informa­cję o sposobach umocnienia metali i stopów w danych warunkach naprę­żeniowo-temperaturowych. Na przykład mapę odkształcenia polikrystalicz­nego niklu o wielkości ziarn 32 pm przedstawia rys. 1.71, na którym granice poszczególnych obszarów (linie grube) odpowiadają jednakowemu wkła­dowi sąsiadujących wzajemnie mechanizmów w całkowite odkształcenie plastyczne, natomiast linie cienkie prędkości odkształcenia. Obszar, w któ­rym prędkość odkształcenia plastycznego jest niemierzalnie mała, został uznany za sprężysty.

Najważniejszym mechanizmem odkształcenia plastycznego metali jest poślizg, polegający na ścinaniu kryształu w płaszczyznach poślizgu pod działaniem naprężeń stycznych. Przesunięte podczas poślizgu części krysz­tału zachowują pierwotną orientację krystalograficzną. Wyróżnia się po­ślizg sztywny — zachodzący jednocześnie na całej powierzchni płaszczyzn poślizgu pod działaniem naprężeń stycznych odpowiadających teoretycz­nej wytrzymałości kryształu na ścinanie oraz poślizg dyslokacyjny — prze­biegający za pośrednictwem dyslokacji poruszających się przy napręże­niach stycznych równych lub większych od krytycznego. W przypadku metali i stopów zachodzi jedynie poślizg dyslokacyjny, a prędkość od­kształcenia, związaną z działaniem tego mechanizmu, opisuje zależność

gdzie

S = Gb/l — naprężenie płynięcia kryształu w temperaturze 0 K,

o₀ — atermiczna składowa naprężenia płynięcia (rozdz. 1.6.8), a — przyłożone naprężenie, e₀ — prędkość odkształcenia przy o = S, k_B — stała Boltzmanna,

T — temperatura bezwzględna, b — wektor Burgersa dyslokacji, a — obszar aktywowany.

Mechanizm ten działa podczas odkształcenia plastycznego metali na zimno i gorąco, choć w przypadku metali i stopów o sieci regularnej przestrzennie centrowanej A2 może być ograniczony w dostatecznie nis­kiej temperaturze.

Odrębnym mechanizmem odkształcenia plastycznego jest bliźniako- wanie mechaniczne, polegające na jednorodnym ścinaniu kolejnych warstw kryształu w płaszczyznach bliźniakowania przy udziale dyslokacji bliźnia- kujących, wprawionych w ruch przez naprężenia styczne. W wyniku działania tego mechanizmu zbliźniaczona część kryształu doznaje obrotu względem pozostałej jego części o kąt, przy którym obie części kryształu pozostają wobec siebie lustrzanym odbiciem. Mechanizm ten umożliwia wystąpienie niewielkiego odkształcenia plastycznego, w porównaniu z po­ślizgiem, i dlatego nie został naniesiony na mapę odkształcenia (rys. 1.71). Jednak ma on duże znaczenie podczas odkształcenia plastycznego metali o sieci heksagonalnej A3 oraz o sieci regularnej przestrzennie centrowa­nej A2, zwłaszcza w warunkach gdy poślizg jest utrudniony.

W temperaturze podwyższonej działają wysokotemperaturowe me­chanizmy odkształcenia plastycznego, tj. pełzanie dyfuzyjne i dyslokacyj­ne oraz poślizg po granicach ziarn. Pełzanie dyfuzyjne polega na od­kształceniu plastycznym metali za pośrednictwem dyfuzyjnego ruchu masy po granicach ziarn i przez ziarna pod działaniem naprężeń normal­nych. Ponieważ szerokokątowe granice ziarn są drogami łatwej dyfuzji atomów, więc efektywność odkształcenia plastycznego przez pełzanie dy­fuzyjne po granicach ziarn, zwane pełzaniem Coblego, zaznacza się już powyżej 0,3T_t (rys. 1.71). Natomiast powyżej 0,5T_t zaczyna przebiegać pełzanie dyfuzyjne przez ziarna za pośrednictwem dyfuzji objętościowej. Mechanizm ten, zwany także pełzaniem Herringa-Nabarro, ma znaczenie dominujące w temperaturze wyższej od ok. 0,8T_t (rys. 1.71). Prędkość odkształcenia plastycznego, związaną z oddziaływaniem pełzania dyfu­zyjnego, opisuje zależność

W kryształach o najgęstszym ułożeniu atomów — o sieciach Al i AZ — linie i pasma poślizgu są prostoliniowe, co oznacza, że poślizg w tych strukturach sieciowych jest realizowany w pojedynczych płaszczyznach poślizgu. Natomiast w kryształach o sieci regularnej przestrzennie cen­trowanej A2 linie są faliste, co wskazuje, że dyslokacje podczas ruchu zmieniają płaszczyznę poślizgu.

Omówione zachowanie się kryształów w trakcie odkształcenia plas­tycznego wskazuje, że poślizg jest procesem niejednorodnym i zaczyna się w płaszczyznach poślizgu o najmniejszym oporze ruchu dyslokacji, w których naprężenie styczne osiągnie wartość krytyczną w pierwszej kolejności. Przemieszczanie się dyslokacji w procesie poślizgu następuje w określonych systemach {hkl} (uvw), wiążących płaszczyznę poślizgu {hkl} z jego kierunkiem (uvw) (tabl. 1.8).

Największą ruchliwość mają dyslokacje o najmniejszej energii (rozdz. 1.6.9). Ponieważ energia dyslokacji jest proporcjonalna do kwadratu swego wektora Burgersa, więc najbardziej ruchliwe, tj. wymagające do ruchu przyłożenia najmniejszych naprężeń stycznych, są dyslokacje o wek­torze b, równym translacji sieci w kierunku o najgęstszym ułożeniu ato­mów. Podobnie płaszczyznami poślizgu w krysztale są najczęściej płasz­czyzny o najgęstszym ułożeniu atomów, stawiające możliwie najmniejszy opór poruszającym się dyslokacjom. Płaszczyzny te dla poszczególnych struktur sieciowych zostały podane w tabl. 1.8 w pierwszej kolejności. Poślizg może zachodzić także w płaszczyznach sieciowych o mniejszej gęstości ułożenia atomów, lecz wymaga przyłożenia odpowiednio więk­szych naprężeń stycznych. Wynika stąd, że odkształcenie plastyczne w płaszczyznach o mniejszej gęstości ułożenia atomów może zachodzić dopiero po zablokowaniu poślizgu w płaszczyznach o najgęstszym ułoże­niu atomów.

Zgodnie z przytoczonymi danymi w kryształach o sieci regularnej Al poślizg zachodzi tylko w systemach {111} (110). Całkowite odkształce­nie plastyczne takiego kryształu jest realizowane w jednej lub kilku z czterech płaszczyzn {111}. Ponieważ każda z tych płaszczyzn zawiera trzy kierunki o najgęstszym ułożeniu atomów (110), stąd w^ kryształach o sieci Al istnieje 12 możliwych systemów poślizgu {111} (HO).

Najważniejszym systemem poślizgu w kryształach o sieci A2 jest {110} (111). W kryształach tych występują zwykle faliste linie poślizgu, co oznacza, że dyslokacje podczas ruchu zmieniają płaszczyzny poślizgu z {110} na {112} i {123} przy zachowaniu kierunku poślizgu (111).

Liczba systemów poślizgu w kryształach o sieci heksagonalnej A3 jest stosunkowo mała. Są nimi trzy systemy (0001) (1120), leżące w pła­szczyźnie podstawy (0001) i cechujące się najgęstszym ułożeniem ato­mów. Systemy te działają w kryształach cynku i kadmu. W tempera­turze podwyższonej mogą działać także inne systemy, a ich rodzaj zależy od stosunku c/a komórki sieciowej. Rzeczywiste metale o sieci A3 mają stosunek c/a odbiegający od idealnego (c/a = 1,6330); w przypadku Zn i Cd wynosi on odpowiednio 1,856 i 1,866, a dla Mg, Ti, Be, Zr, Hg, Re i Co przyjmuje kolejno wartości 1,624, 1,587, 1,568, 1,590, 1,586, 1,617 i 1,624. Przy małych wartościach c/a płaszczyzna (0001) zatraca cechę najgęstsze­go ułożenia atomów, wskutek czego np. w Ti, Zr, Hf i Y poślizg może zachodzić także w płaszczyźnie {1010}, a w magnezie — w temperaturze wyższej od 210°C — także w płaszczyźnie {1011} przy zachowaniu kie­runku poślizgu (1120).

Obserwowane systemy poślizgu w kryształach metali
i niektórych związkach jonowych

Uwzględniając, że poślizg polega na czystym ścinaniu kryształu w płaszczyznach poślizgu, a ciało krystaliczne podczas odkształcania plas­tycznego może przyjąć dowolną postać, trzeba się liczyć z przebiegiem w krysztale poślizgu w określonej liczbie niezależnych systemów poślizgu. Pod pojęciem niezależnego systemu poślizgu należy rozumieć system, w którym wytworzone odkształcenie nie może być zrealizowane przez

1 — Metaloznawstwo

kombinację odkształceń wytworzonych w innych systemach. Analizę tego zagadnienia przeprowadził Misses na podstawie niezmienności objętości odkształcanego kryształu oraz warunku nierozdzielności odkształceń po­staciowych (g_y = e_j4) i wykazał, że w krysztale może działać najwyżej pięć niezależnych systemów poślizgu. Z uwagi na symetrię komórki sie­ciowej w kryształach o sieci regularnej Al może działać pięć niezależ­nych systemów poślizgu {111} (110), w kryształach o sieci A2 także pięć niezależnych systemów {110} (111), natomiast w kryształach o sieci heksagonalnej A3_ mogą działać dwa niezależne systemy {0001} (1120), dwa systemy {1010} (1120) oraz cztery systemy {1011} (1120). Podczas poślizgu falistego jest zachowany kierunek poślizgu, natomiast płaszczyzną poślizgu może być dowolna płaszczyzna sieciowa, należąca do pasa kry­stalograficznego, którego osią jest kierunek poślizgu.

1.7.2. Odkształcenie plastyczne monokryształów metali przez poślizg

Poślizg w kryształach jest realizowany pod wpływem naprężenia stycznego t działającego w płaszczyźnie poślizgu w kierunku poślizgu. Naprężenie to można łatwo obliczyć dla monokryształu o przekroju po­przecznym A, na który działa siła F (rys. 1.73). Jeśli cp jest kątem za­wartym między normalną do płaszczyzny poślizgu a osią rozciągania,

natomiast X kątem między kierunkiem poślizgu a osią rozciągania próbki, to składowa siły F działająca w kierunku poślizgu wynosi F ■ cos X, a powierzchnia płaszczyzny poślizgu A/cos<p. Stąd wartość naprężenia stycznego w kierunku poślizgu opisuje zależność znana jako prawo S c h m i d a

F cos X A/cos cp

gdzie naprężeniem normalnym jest o

Rys. 1.73. Schemat obciążonej próbki monokrystalicznej, umożliwiający obliczenie naprężenia stycznego

Poślizg w analizowanej płaszczyźnie rozpocznie się w momencie, gdy naprężenie styczne (1.101) osiągnie wartość krytyczną, niezbędną do pokonania naprężenia tarcia sieci. Wartość x_kr jest stosunkowo mała i dla czystych monokryształów o sieci heksagonalnej A3, np. Cd, Zn i Mg, wynosi odpowiednio 0,13, 0,3 i 0,5 MPa, dla monokryształów o sieci re­gularnej Al, np. Ag i Au, od 0,4 do 0,7 MPa, Al i Cu od 0,55 do 1 MPa. a Ni od 3,3 do 7,5 MPa i niemal nie zależy od temperatury. Natomiast dla monokryształów o sieci regularnej A2, np. Fea, wartość x_kr w tem­peraturze pokojowej wynosi ok. 15 MPa i zwiększa się silnie wraz z ob­niżeniem temperatury, zwiększeniem stężenia domieszek i zanieczysz­czeń oraz prędkości odkształcenia.

Ponieważ poślizg polega na czystym ścinaniu warstw kryształu w pła­szczyznach poślizgu, więc podczas odkształcenia plastycznego powinno
nastąpić przesunięcie względne końców próbki przy zachowaniu stałej wartości kątów X₀ i qp₀ (rys. 1.74a, b). Jednak podczas poślizgu realizowanego w trakcie rozciągania przemieszczenie względne końców próbki nie jest możliwe, z uwagi na ich sztywne zamocowanie w szczę­kach maszyny wytrzymałościowej, więc jednocześnie z wydłużeniem prób­ki musi zachodzić rotacja kryształu (tj. obrót kierunku poślizgu w stronę osi rozciągania), czyli zmniejszenie kąta X₀ do wartości X (rys. 1.74c), tym większe, im silniejszego odkształcenia plastycznego doznała próbka. Po­woduje to także zmianę przekroju próbki, np. z kołowego na elip­tyczny. Tak zachowują się pod­czas poślizgu monokryształy mają­ce jedną płaszczyznę poślizgu, np. kryształy o sieci heksagonalnej, jak np. Cd i Zn.

Rys. 1.74. Schemat zmiany postaci próbki monokrystalicznej spowodo­wanej poślizgiem podczas rozciąga­nia

W przypadku monokryształów o znacznej liczbie przecinających się płaszczyzn poślizgu, np. o sieci regularnej Al i A2, poślizg rozpoczyna się w systemie, w którym naprężenie styczne (1.101) osiągnie wartość krytyczną w pierwszej kolejności. Taki system poślizgu nazywa się pier­wotnym. Identyfikacji systemu pierwotnego można łatwo dokonać na podstawie rzutu stereograficznego kierunków sieciowych na określony kierunek krystalograficzny, np. w sieci regularnej na kierunek [001] (rys. 1.75). Z uwagi na symetrię kryształu regularnego rzut [001] można po­dzielić za pomocą kół wielkich na 24 ekwiwalentne pod względem krysta­lograficznym trójkąty standardowe o wierzchołkach odpowiadających kierunkom (001), (011) i (111) (rys. 1.76). W celu wyznaczenia orientacji kryształu wystarczy się posłużyć jednym z tych trójkątów. _Najczęściej wykorzystuje się trójkąt BIV o wierzchołkach [001], [011] i [111], leżące w środkowym obszarze projekcji, w którym można znaleźć wszystkie orientacje kryształów o sieci należącej do układu regularnego. W tym celu należy określić kąty między osią rozciągania próbki a dwoma z trzech kierunków [001], [011], [Tli] i nanieść je na trójkąt standardowy za po­mocą siatki Wulffa. Jeśli orientacja kryształu jest znana, to wartość ką­tów K i «Po dla wszystkich możliwych dwunastu systemów poślizgu krysz­tałów o sieci regularnej Al można zmierzyć za pomocą siatki Wulffa i obliczyć współczynnik Schmida (cos K cos «Po) w równaniu (1.101). Syste­mem pierwotnym jest system po­ślizgu, dla którego współczynnik Schmida ma wartość największą.

Rys. 1.76. Oznaczenie trójkątów standar­dowych w rzucie stereograficznym £001] kryształu regularnego

Jeśli oś rozciągania próbki monokryształu o sieci Al i systemie po­ślizgu {111} (110) leży w jednym z elementarnych trójkątów standar­dowych, to zwierciadlane odbicia bieguna (110) tego trójkąta, leżące w trójkącie po przeciwnej stronie, wyznacza kierunek poślizgu, natomiast odbicie lustrzane bieguna (111) tego trójkąta, leżące w trójkącie po prze­ciwnej stronie, wyznacza normalną do płaszczyzny poślizgu. Tak więc w przypadku gdy oś rozciągania próbki znajduje się wewnątrz trójkąta BIV, wtedy płaszczyzną poślizgu pierwotnego jest płaszczyzna B oktaedru, tj. (111), natomiast kierunkiem poślizgu kierunek IV, tj. [101], Natomiast gdy oś rozciągania leży na krawędzi lub w wierzchołkach trójkąta stan­dardowego, to aktywność przejawią jednocześnie dwa systemy poślizgu lub większa ich liczba.

Mimo iż orientacja osi rozciągania próbki monokryształu o licznych systemach poślizgu zapewnia zapoczątkowanie poślizgu w systemie pier­wotnym, to rotacja kryształu związana z poślizgiem stwarza możliwość wystąpienia naprężenia stycznego o wartości krytycznej w coraz to no­wych systemach poślizgu. Ponieważ w systemie poślizgu można łatwo ujawnić płaszczyznę poślizgu, więc systemy te identyfikuje się zwykle według ich płaszczyzn poślizgu, podanych np. dla kryształu o sieci regu-

larnej Al na rys. 1.77. W przypadku gdy oś rozciągania F monokryształtu o sieci Al leży wewnątrz trójkąta BIV, wtedy po zapoczątkowaniu po­ślizgu w systemie pierwotnym, tj. (111) [101], jednocześnie z wydłuża­niem się próbki następuje obrót kierunku poślizgu w stronę osi rozcią­gania, co na rys. 1.77 widać tak, jak gdyby oś rozciągania F doznawała skręcenia w stronę kierunku poślizgu [101]. Po osiągnięciu przez oś roz- ciągania^ F położenia na krawędzi [001]—(111), wspólnej z trójkątem [001]—(111)—[101], naprężenie styczne osiąga wartość krytyczną w sy­stemie CI, tj. (111) [011], który nazywa się systemem wtórnym lub sprzę­żonym. Wtedy kryształ doznaje poślizgu jednocześnie w obydwu tych systemach, tj. pierwotnym i wtórnym. Uruchomienie poślizgu w syste­mie wtórnym jest przyczyną zmiany kierunku obrotu osi rozciągania próbki krawędzi [001]—(111) do bieguna [112], rozmieszczonego

symetrycznie między dwoma działającymi kierunkami poślizgu, tj. [101] i [011]. Po osiągnięciu przez oś rozciągania próbki bieguna [112] dalszy jej obrót zostaje zatrzymany, po czym może być uruchomiony po­ślizg poprzeczny, a w momen­cie tworzenia w próbce szyjki przed jej pęknięciem także po­ślizg w płaszczyźnie poślizgu krytycznego. Tak zachowują się monokryształy metali o sieci Al o dużej EBU.

Rys. 1.77. Oznaczanie płaszczyzn po­ślizgu w krysztale o sieci

Al oraz schemat obrotu osi rozciągania próbki w procesie poślizgu; przeniesienie osi rozciągania kryształu o małej EBU zaznaczono linią przerywaną

W przypadku monokryształów Al o małej EBU może nastąpić prze­niesienie osi rozciągania próbki poza krawędź trójkąta [001]—(111) _i jej powrót do tej krawędzi oraz dalszy obrót w kierunku bieguna [112], a niekiedy kontynuowanie obrotu osi rozciągania w kierunku poślizgu [101] aż do zniszczenia próbki. Pierwszy przypadek jest związany z umoc­nieniem płaszczyzny poślizgu pierwotnego przez utworzenie w niej błę­dów ułożenia, natomiast drugi z jednoczesnym przebiegiem poślizgu i bliźniakowania mechanicznego. Poślizg wtórny, ograniczający obrót osi rozciągania w kierunku poślizgu, jest przyczyną znacznie mniejszego od­kształcenia postaciowego monokryształów o sieci regularnej Al w mo­mencie zniszczenia, aniżeli o sieci heksagonalnej A3, np. Cd i Zn. Te ostatnie, odkształcając się właściwie tylko w pierwotnym systemie po­ślizgu, uzyskują w momencie pęknięcia odkształcenie postaciowe rzędu kilkuset procent i orientację osi rozciągania prawie zgodną z kierunkiem poślizgu. Podobnie jak kryształy o sieci Al podczas odkształcenia plasty­cznego zachowują się monokryształy o sieci regularnej A2. Podane infor­macje odnoszą się do zachowania monokryształów o różnej strukturze sie­ciowej podczas rozciągania. Krystalografia poślizgu monokryształów zmie­nia się, gdy zmieniają się warunki obciążenia, np. następuje ściskanie.

Przytoczone dane dotyczące krystalografii poślizgu mają wpływ na umocnienie monokryształów o różnej strukturze sieciowej podczas od­
kształcenia plastycznego. Monokryształy o sieci heksagonalnej ¿43 wyka­zują bardzo małe umocnienie liniowe, najczęściej aż do pęknięcia próbki, co zwykle ma miejsce przy bardzo dużych odkształceniach postaciowych (rys. 1.78). Takie zachowanie monokryształów o sieci ¿43 wynika z prze­biegu poślizgu, który odbywa się tylko w systmie pierwotnym. Potwier­dzają to bardzo długie linie i pasma poślizgu obserwowane na wypolero­wanych powierzchniach próbek odkształconych plastycznie, wskazujące, że generowane dyslokacje mogą się przemieszczać bez przeszkód na duże

odległości — zazwyczaj przez ca­łą długość płaszczyzny poślizgu. Stąd odkształcenie zachodzące w pierwotnym systemie poślizgu na­zywa się poślizgiem łat­wym. Niewielkie umocnienie li­niowe związane z odkształceniem plastycznym w tych warunkach wynika ze zmiany kąta X, spowo­dowanej rotacją kryształu oraz zwiększeniem gęstości dyslokacji w pierwotnym systemie poślizgu.

Rys. 1.78. Krzywe umocnienia monokry­ształów Mg, Cu, Fea podczas odkształ­cenia plastycznego

Umocnienie kryształu związane ze wzrostem gęstości dyslokacji opisuje zależność

t = t₀+AGb p^1/2 (1.102)

gdzie

to — krytyczne naprężenie poślizgu,

A — stała doświadczalna, bliska 0,5,

0 — gęstość dyslokacji, tj. liczba dyslokacji przypadająca na 1 cm* powierzchni lub długość linii dyslokacji w objętości 1 cm⁵ kryształu.

W przypadku monokryształów o sieci regularnej ¿41 i osi rozciąga­nia leżącej wewnątrz trójkąta standardowego występują trzy stadia umoc­nienia, (rys. 1.78).

Stadium pierwsze — łatwego poślizgu, odpowiada przebie­gowi poślizgu w systemie pierwotnym i cechuje się małym umocnieniem liniowym w funkcji odkształcenia postaciowego, które rośnie ze wzro­stem odległości kątowej między osią rozciągania a krawędzią [001]—(111) trójkąta standardowego (rys. 1.77) i zanika przy orientacjach osi próbki leżących w pobliżu i na krawędziach oraz w wierzchołkach tego trójkąta. Przy tej samej orientacji monokryształu odkształcenie w tym stadium zwiększa się ze zmniejszeniem przekroju próbki, zwiększeniem stężenia składników zmniejszających EBU oraz obniżeniem temperatury badania. Przeciwnie natomiast działa obecność w krysztale przeszkód dyslokacyj­nych w postaci drobnych wtrąceń niemetalicznych i faz wtórnych, uak­tywniających poślizg wtórny.

Stadium drugie — maksymalnego umocnienia liniowego, od­powiada jednoczesnemu poślizgowi w systemie pierwotnym i wtórnym.

W kryształach o dużej i średniej EBU zapoczątkowanie poślizgu w syste­mie wtórnym następuje zwykle jeszcze przed osiągnięciem przez oś roz­ciągania próbki krawędzi [001]—(111) trójkąta standardowego, natomiast w kryształach o małej EBU może nastąpić przeniesienie osi rozciągania poza tę krawędź (rys. 1.77). Lawinowe tworzenie się uskoków dysloka­cyjnych w tym stadium, zarówno na dyslokacjach systemu pierwotnego — zwanych dyslokacjami lasu, jak i na przecinających je dyslokacjach poruszających się we wtórnych systemach poślizgu, a w kryształach o ma­łej EBU tworzenie barier dyslokacyjnych typu Lomera-Cottrella na kra­wędziach przecinających się płaszczyzn poślizgu, decyduje o silnym umoc­nieniu odkształceniowym (zgniotowym) metali w tym stadium. W miarę wzrostu odkształcenia w kryształach powstają zwykle szerokie pasma od­kształcenia spowodowane niejednorodnym odkształceniem plastycznym, otoczone osnową o równomiernym rozmieszczeniu linii poślizgu. Kon­centracja odkształcenia plastycznego w tych pasmach, o nieco różnej orien­tacji krystalograficznej niż osnowa, jest prawdopodobnie wynikiem prze­biegu poślizgu w systemach współpłaszczyznowych, czyli np. działaniem dwóch syste­mów poślizgu w tej samej płaszczyźnie. Zwiększająca się gęstość uskoków i barier dyslokacyjnych, utrudniają­cych ruch dyslokacji, spra­wia, że kontynuowanie od- |

kształcenia plastycznego w drugim stadium wymaga do- |

prowadzenia silnie wzrasta- i?

jącego naprężenia stycznego, ^

zwłaszcza w przypadku kry- I

ształów o małej EBU. Od- £•

kształcenie postaciowe w sta- §

dium drugim słabo zależy od orientacji kryształu i rośnie ze zmniejszeniem EBU oraz obniżeniem temperatury ba­dania (rys. 1.79).

Rys. 1.79. Krzywe umocnienia kry­ształów aluminium w 77 K (a) i w temperaturze pokojowej (b)

Stadium trzecie — umocnienia parabolicznego, w którym umocnienie odkształceniowe rośnie parabolicznie ze wzrostem odkształce­nia postaciowego (rys. 1.78), odpowiada jednoczesnemu przebiegowi po­ślizgu i zdrowienia dynamicznego, umożliwiającego dyslokacjom omijanie przeszkód i częściową ich anihilację za pośrednictwem mechanizmów akty­wowanych cieplnie, tj. wspinania i poślizgu poprzecznego. W wyniku działania tych mechanizmów w krysztale odkształcanym plastycznie po­wstaje komórkowa struktura dyslokacyjna, uwidoczniająca się w postaci niewielkich obszarów kryształu wolnych od dyslokacji, otoczonych splo­tami dyslokacji lub ściankami o dużej gęstości dyslokacji. Wielkość ko­mórek dyslokacyjnych zmniejsza się ze zmniejszeniem EBU kryształu

i obniżeniem temperatury oraz ze wzrostem prędkości odkształcenia pla­stycznego. W utworzonych komórkach są generowane nowe źródła dyslo­kacyjne, co umożliwia kontynuowanie odkształcenia plastycznego. Emito­wane przez źródła dyslokacje są wplatane w ścianki komórek, gdzie do­znają anihilacji z dyslokacjami o przeciwnym znaku. Jeśli proces ten zostanie zablokowany, to następuje pękanie metalu, zwykle po uprzednim utworzeniu w próbce szyjki. Podczas odkształcenia plastycznego w stadium trzecim jednocześnie z przebiegiem poślizgu poprzecznego, umożliwiające­go dyslokacjom zmianę płaszczyzny poślizgu, następuje zwykle wyginanie się i fragmentacja szerokich pasm poślizgu oraz jego linii wskutek prze­miennego lub ciągłego działania poślizgu w płaszczyźnie poślizgu kryty­cznego. Uruchomienie poślizgowe w płaszczyźnie krytycznej może po­wodować odblokowanie wcześniej utworzonych spiętrzeń dyslokacji i kontynuowanie odkształcenia plastycznego przy mniejszych napręże­niach.

Podczas odkształcania plastycznego metali na zimno (w temperaturze niższej od ok. 0,5 T_t) wspinanie dyslokacji krawędziowych jako proces dyfuzyjny przebiega z ograniczoną szybkością, wskutek czego dominują­cym mechanizmem zdrowienia dynamicznego jest poślizg poprzeczny dys­lokacji śrubowych. Ponieważ poślizgu poprzecznego mogą doznawać jedy­nie dyslokacje śrubowe całkowite, więc mechanizm ten działa stosunkowo łatwo w kryształach .Al o dużej EBU. Natomiast w kryształach o małej EBU, w których dyslokacje łatwo ulegają rozszczepieniu, poślizg poprzecz­ny zachodzi znacznie trudniej, gdyż musi być poprzedzony czasową re­kombinacją dyslokacji częściowych w całkowitą dyslokację śrubową na odcinku większym od krytycznego. Dopiero zrekombinowany odcinek dys­lokacji może się przemieścić do płaszczyzny poślizgu poprzecznego i do­znać w niej ponownego rozszczepienia. Ponieważ dyslokacje częściowe zdysocjowanej dyslokacji śrubowej są jednoimienne i odpychają się wza­jemnie, więc rekombinacja takiej dyslokacji wymaga doprowadzenia zna­cznej energii i może zachodzić jedynie przy dostatecznie dużych napręże­niach. Stąd szybkość zdrowienia dynamicznego w kryształach o małej EBU jest ograniczona i wielkość odkształcenia w stadium trzecim mała. Po­dobnie jak zmniejszenie EBU wpływa obniżenie temperatury. Natomiast

podwyższenie temperatury bada­nia ułatwia przebieg zdrowienia dynamicznego i powoduje zwięk­szenie odkształcenia plastycznego w stadium trzecim, a zmniejsze­nie w stadium drugim. W dosta­tecznie wysokiej temperaturze drugie stadium umocnienia zani­ka, a pierwsze przechodzi bezpo­średnio w trzecie.

Rys. 1.80. Wpływ temperatury badania na przebieg krzywych umocnienia mo­nokryształu niobu czyszczonego strefo­wo; prędkość rozciągania 4,5 • 10-« s-¹

Monokryształy o sieci regularnej przestrzennie centrowanej A2 wy­kazują trzy stadia umocnienia (podobnie jak kryształy o sieci Al) jedynie w dostatecznie niskiej temperaturze (rys. 1.80). W pozostałych przypad­kach wykazują jedynie stadium umocnienia parabolicznego (rys. 1.78 i 1.80), wynikające z łatwego przebiegu w tych kryształach poślizgu po­przecznego. Bardzo ważną cechą metali o sieci regularnej .42 jest silne zwiększenie krytycznego naprężenia poślizgu wraz z obniżeniem tem­peratury badania przy jednoczesnym znacznym zmniejszeniu ich po­datności na odkształcenia plastyczne. Zwiększenie kruchości metali o sie­ci A2, w wymienionych warunkach, w znacznym stopniu zależy od ich czystości metalurgicznej, a zwłaszcza od stężenia pierwiastków między­węzłowych.

Monokryształy o sieci heksagonalnej A3 mają często tylko jedną akty­wną płaszczyznę poślizgu (0001), doznają więc głównie łatwego poślizgu, zwykle z wytworzeniem bardzo dużego odkształcenia postaciowego (rys. 1.78). Dopiero wskutek umocnienia odkształceniowego systemu pierwotnego i przeorientowania kierunku poślizgu w stronę osi rozcią­gania próbki może przejawić aktywność wtórny system poślizgu w pła­szczyźnie różnej od (0001), zależnej od stosunku c/a komórki sieciowej. Rozpoczyna się wtedy drugie stadium umocnienia.

3. Bliźniakowanie mechaniczne

Kryształ jest zbliźniaczony, jeśli poszczególne jego części są zorien­towane względem siebie zgodnie z określonym prawem krystalograficz­nym. W metalach występują najczęściej bliźniaki cechujące się lustrza­nym odbiciem sieci przestrzennej części kryształu sprzężonych w płaszczyź­nie odbicia lustrzanego, zwanej płaszczyzną bliźniakowania. Zbliżniaczone kryształy metali powstają często w czasie krystalizacji lub podczas rekry­stalizacji (fot. 1.11) i nazywają się bliźniakami wzrostu. Wymienione bliźniaki mają zazwyczaj koherentną granicę bliźniaczą (rys. 1.68). Zbliż- niaczenie metali zarówno mono-, jak i polikrystalicznych może zachodzić także podczas odkształcenia plastycznego wskutek bliźniakowania mecha­nicznego. Utworzone w tych warunkach wąskie pasma bliźniacze (fot. 1.12) nazywają się bliźniakami odkształcenia i mają zwykle granice bliźniacze półkoherentne.

Bliźniakowanie mechaniczne polega na jednorodnym przemieszczeniu kolejnych warstw kryształu w płaszczyznach równoległych do płaszczyzny bliźniakowania, za pośrednictwem dyslokacji, o wielkość zależną od struk­tury sieciowej. Wtórne pasmo bliźniacze zachowuje przy tym pierwotną strukturę sieciową, natomiast zmienia się jego orientacja krystalograficzna względem płaszczyzny bliźniakowania na lustrzaną (rys. 1.81). Pod wzglę­dem formalnym bliźniaki odkształcenia mogą być bliźniakami obrotu lub aksialnymi. Jeśli bowiem zbliźniaczoną część kryształu (rys. 1.82) obrócić o ji względem normalnej do płaszczyzny bliźniakowania — bliźniak I rodzaju lub względem kierunku ścinania leżącego w płaszczyźnie bliź­niakowania — bliźniak II rodzaju, to po złączeniu obydwu części powstaje kryształ nie odkształcony (rys. 1.82a). Bliźniak może powstać także przez czyste ścinanie kryształu w płaszczyznach sieciowych równoległych do płaszczyzny bliźniakowania (rys. 1.81). Elementy takiego mechanizmu przedstawia rys. 1.82b. Ponieważ odkształcenie kryształu zachodzi przez czyste ścinanie, więc płaszczyzna bliźniakowania K_x pozostaje nie od­kształcona i nie musi być płaszczyzną poślizgu dyslokacji bliźniakujących. Stąd nie można jej utożsamiać z płaszczyzną poślizgu przy odkształceniu plastycznym przez poślizg. Także nie odkształcona jest płaszczyzna K,, przecinająca K_x wzdłuż linii normalnej do kierunku ścinania rh i tworząca z nią jednakowe kąty a, zarówno przed, jak i po ścinaniu. Płaszczyzną ścinania jest płaszczyzna S normalna do K_h zawierająca kierunek ścinania ą, na krawędzi przecięcia obu płaszczyzn. Kierunek r₂ leży natomiast wzdłuż krawędzi przecięcia płaszczyzn S i K₂.

Zachowanie nie zmienionej struktury sieciowej w zbliźniaczonej części kryształu może wystąpić tylko wtedy, gdy racjonalne wskaźniki sieciowe mają (tj. przechodzą przez określone węzły sieci) albo K_x i r₂ — bliźniak I rodzaju, albo K₂ i tr — bliźniak II rodzaju. Rodzaj bliźniaka zależy więc od tego czy obrót o 180°’ następuje wokół normalnej do K_u czy też wzglę­dem kierunku %. Większość bliźniaków powstających w kryształach metali o dużej symetrii komórki sieciowej ma racjonalne wskaźniki sieciowe dla wszystkich czterech elementów bliźniakowania. Takie bliźniaki nazywają się bliźniakami złożonymi.

Mimo iż do określenia rodzaju bliźniaka wystarczy znać K_x i to zwykle przelicza się wszystkie cztery elementy w następującej kolejności: Ki, K₂, tr i ią₂. Takiemu bliźniakowi odpowiada drugi możliwy bliźniak, zwany sprzężonym, określany elementami K\, K'₂ oraz i t)'₂, przy czym K\ = K₂, K'₂ = K_lt = r)₂ oraz r\'₂ — tr. Liczne systemy bliźnia­kowania w kryształach metali mają ekwiwalentne zarówno płaszczyzny Ki i K₂, jak i kierunki tr i r]₂. Wtedy bliźniak jest ekwiwalentny ze swym

bliźniakiem sprzężonym, ale ma różną orientację względem kryształu ma­cierzystego. W ogólnym przypadku bliźniak sprzężony z bliźniakiem I ro­dzaju jest bliźniakiem II rodzaju. Z danych przedstawionych w tabl. 1.9 wynika, że metale o tej samej strukturze sieciowej mają analogiczne ele­menty bliźniakowania, z wyjątkiem metali o sieci heksagonalnej, dla któ­rych wielkość ścinania g zaeży od stosunku parametrów sieci c/a.

Tablica 1.9

Elementy bliźniakowania w różnych kryształach

Metal	Sieć		%	k2	■Hz	Wartość ścięcia 0
Cu, Ag, Au	Al	111	112	111	112	0,707
Fe, V, Nb, W, Mo, Cr	A2	112	Tli	112	111	0,707
Cd	heksagonalna c/a = 1,886	1012	1011	10T2	1011	0,171
Zn	heksagonalna c/a = 1,856	1012	1011	1012	1011	0,140
Co	heksagonalna c/a = 1,623	1012 1121	Ton 1126	10T2 0001	10T1 1120	-0,130 0,614
Mg	heksagonalna c/a = 1,623	1012 1011	Ton 1012	1012 1013	1011 3032	-0,130 0,137
Re	heksagonalna c/a = 1,615	1121	1126	0001	1120	0,621
i Zr	heksagonalna c/a = 1,592	1012 1121 1122	Ton 1126 1123	10T2 0001 1124	10T1 1120 2243	-0,169 0,63 0,225
Ti	heksagonalna c/a = 1,587	1012 1122	Ton 1123	I0T2 1124	10T1 2243	-0,175 0,218
! Be	heksagonalna c/a = 1,568	1012	Ton	1012	1011	-0,199

Elementy bliźniakowania w kryształach o sieci regularnej Al są nastę­pujące: Ki = (111), Th = [112], K₂ = (111) oraz % = [112]. Odkształcenie makroskopowe oraz przeorientowanie sieci bliźniaka w płaszczyźnie (111) zachodzi przez ścinanie o g = 0,707 w kierunku [112], W wyniku tego zmienia się sekwencja płaszczyzn (111) z ABC ABC... — kryształu nieod- kształconego na ABCBA... — kryształu zbliźniaczonego (rys. 1.81). Odpo­wiada to przemieszczaniu się kolejnych warstw o najgęstszym ułożeniu

a

atomów (111) względem o — [112], tj. wytworzeniu w każdej z tych

o

warstw błędu ułożenia. Może to nastąpić przez spiralne wznoszenie się

CL —

dyslokacji częściowej Schockleya — [112] do kolejnych płaszczyzn (111).

0

Bliźniakowanie mechaniczne w kryształach regularnych o sieci A2 opisują elementy Kj = (112), % = [111], K₂ — (112), r|₂ = [111] oraz wiel­kość ścięcia równa 0,707. Zbliźniaczenie tego kryształu odpowiada przemieszczaniu się kolejnych warstw atomów (112) względem K_t

Pociąga to za sobą zmianę sekwencji płaszczyzn, sieciowych (112) z ABC- DEFAB... na ABCDEFEDC... Wymieniona sekwencja może powstać przez ruch spiralny dyslokacji częściowej aj6 [iii] w kolejnych płaszczyznach (112).

W metalach o sieci heksagonalnej A3 może powstawać wiele różnych bliźniaków odkształcenia, w zależności od stosunku c/a komórki sieciowej (tabl. 1.8). Jednak podstawowymi elementami bliźniakowania w tych struk­turach są Ki = (1012) tu = [1011], K₂ = (1012) i ri₂ = [1011], Natomiast wielkość i kierunek ścinania zmieniają się ze zmianą c/a, co oznacza, że podczas bliźniakowania może zachodzić kompresja lub ekspansja sieci w kierunku c. W cynku i kadmie o c/a > ]/3 bliźniakowanie w wymienio­nych systemach zachodzi przy ściskaniu. Przy c/a = V3 wielkość ścina­nia g = 0. Natomiast przy c/a <1/3 znak przemieszczenia warstw atomów przy bliźniakowaniu zmienia się na przeciwny. Stąd w kryształach Mg i Be bliźniakowanie zachodzi tylko podczas rozciągania w kierunku c.

Uwzględniając krystalografię bliźniaków, opracowano biegunowe mo­dele dyslokacyjne bliźniakowania mechanicznego w kryształach o różnej strukturze sieciowej. Taki model, np. dla kryształów o sieci regularnej A2, zaproponowali Cottrell i Beilby (rys. 1.83). Jeśli dyslokacja całkowita aJ2 [111] dozna rozszczepienia (na dyslokacje częściowe)

-y Uli] -* y [112] + y [111] (1.103)

zachodzącego niemal bez zmiany energii, to utworzona dyslokacja częś­ciowa c/6 [111], poruszająca się w płaszczyźnie (112), może się wznosić sniralnie do kolejnych płaszczyzn (112) wokół dyslokacji biegunowej a/3 U12], wytwarzając w nich błąd ułożenia. W wyniku tego sekwencja tych płaszczyzn zmienia się na bliźniaczą i powstaje bliźniak, dla którego K_x = (121) i r,₂ = [lll].

111.7 Rys. 1.83. Biegunowy model dyslokacyjny bliźniako­

wania mechanicznego w kryształach o sieci At

Źródłem zarodkowania bliźniaków odkształcenia mogą być uskoki dys­lokacyjne, powierzchnie swobodne kryształu lub granice ziarn w miejscach koncentracji naprężeń, odosobnione dyslokacje częściowe, bądź też dys­lokacje rozszczepione, zablokowane przez bariery typu LC. Naprężenie styczne, niezbędne dla zarodkowania bliźniaka, zależy od rodzaju źródła oraz od EBU kryształu. W przypadku mechanizmów biegunowych winno ono skompensować energię tworzącego się błędu ułożenia w początkowym okresie działania źródła. Stąd jego wielkość opisuje zależność

t=y- (U04)

gdzie

Y — EBU,

b — wektor Burgersa dyslokacji bliźniakującej.

Bliźnia kowanie mechaniczne w dużym stopniu przyczynia się do ogól­nego odkształcenia plastycznego metali i stopów, zwłaszcza o sieciach A2 i A3. Na przykład w Fea_t i w stalach niskowęglowych bliźniaki odkształ­cenia, zwane pasmami Neumanna, powstają przy obciążeniu statycznym i dynamicznym, zwłaszcza w niskiej temperaturze, kiedy poślizg jest utrudniony. W innych metalach o wymienionej strukturze, np. Cr, Mo i W, bliźniakowanie mechaniczne stwierdzono w temperaturze niższej od ok. 0,5T_t. W metalach o sieci A3 mechanizm ten działa łatwo, lecz jego udział w całkowitym odkształceniu plastycznym jest niewielki z uwagi na małą wielkość ścinania. Uwzględniając jednak, że metale i stopy o sieci heksagonalnej mają nieliczne systemy poślizgu, należy przyjąć, że prze­orientowanie kryształu w procesie bliźniakowania wpływa korzystnie na zwiększenie odkształcenia przez poślizg. W metalach i stopach o sieci Al mających małą EBU, np. Ag, Cu, Au, stalach austenitycznych Cr—Ni, brązach i mosiądzach bliźniakowanie mechaniczne ma niewielki wkład w całkowite odkształcenie plastyczne. Jednak jednoczesny przebieg po­ślizgu i bliźniakowanie zmienia rotację kryształu i powoduje tworzenie zarówno w mono-, jak i polikryształach o małej EBU teksturę odkształ­cenia różną od powstającej w metalach Al o dużej EBU, w których bliź­niakowanie zachodzi trudno.

3. Odkształcenie plastyczne metali polikrystalicznych

Przypadkowa orientacja ziarn oraz ich sprzężenie na granicach spra­wia, że metale polikrystaliczne zachowują się w czasie odkształcenia pla­stycznego nieco odmiennie niż monokryształy. Ziarna polikryształu, nawet korzystnie zorientowane dla uruchomienia poślizgu w systemie pierwot­nym nie mogą się odkształcać dowolnie, lecz ich odkształcenie musi być akomodowane przez odkształcenie ziarn sąsiednich. W przeciwnym razie musiałoby nastąpić zniszczenie więzi między ziarnami na granicach. Po­nieważ w trakcie odkształcenia plastycznego następuje wymuszona zmia­na postaci ziarn (wskutek ich sprzężenia z innymi ziarnami), więc pcślizg w polikryształach musi przebiegać jednocześnie w licznych systemach poślizgu. Jest to zgodne z danymi przedstawionymi w rozdz. 1.7.1, gdzie wykazano, że kryształ o sieci regularnej Al może uzyskać w trakcie od­kształcenia plastycznego dowolną postać, jeśli działać w nim będzie jedno­cześnie pięć niezależnych systemów poślizgu. Jest to warunkiem zacho­wania ciągłości polikryształu na granicach ziarn podczas odkształcenia plastycznego. Jednoczesny pcślizg w licznych systemach sprawia, że poli- kryształy niemal nie wykazują stadium łatwego poślizgu.

Ponieważ szerokokątowe granice ziarn stanowią barierę dla ruchu dyslokacji w początkowym okresie odkształcenia plastycznego, więc granica plastyczności (tj. naprężenie niezbędne do zapoczątkowania makroskopo­wego odkształcenia plastycznego) polikryształów jest większa niż granica plastyczności monokryształów.

Obserwacje wypolerowanych powierzchni próbek polikrystalicznych poddanych działaniu wzrastającego obciążenia wykazały, że ślady odkształ­cenia plastycznego, w postaci krótkich linii poślizgu przed granicami ziarn, pojawiają się w niektórych ziarnach jeszcze przed wystąpieniem naprężenia odpowiadającego makroskopowej granicy sprężystości o_H (rys. 1.84) — jako wynik mikroodkształcenia plastycznego. Jest ono spowodo­wane zapoczątkowaniem odkształcenia plastycznego w ziarnach dogodnie zorientowanych dla uruchomienia poślizgu w systemie pierwotnym, po

przekroczeniu naprężenia tarcia sieci. Jest to także przyczyną zmiany umocnienia z liniowego, właściwego odkształceniom sprężystym polikry-

ształu, w paraboliczne w zakresie naprę­żeń nieco niższych od a_H do wartości od­powiadającej górnej granicy plastyczności Og. Wielkość tego mikroodkształcenia jest rzędu 10~⁴-M0^-5 i została opisana przez Friedela zależnością

Ad³ (a~ a«)

A — stała materiałowa, d — wielkość ziarna, a — przyłożone naprężenie,

0_O — naprężenie tarcia sieci.

Rys. 1.84. Schemat, przebiegu krzywej umocnie­nia metali polikrystalicznych

Zwiększenie obciążenia do wartości a_a powoduje zapoczątkowanie od­kształcenia plastycznego we wszystkich ziarnach. Odkształcenie to, podob­nie jak w monokryształach, rozprzestrzenia się początkowo nierównomier­nie za pośrednictwem fali plastycznej, czyli pasm Liidersa, powstających w jednym lub w kilku miejscach próbki w postaci mikroszyjki, usytuowa­nej zwykle pod kątem 45° do kierunku działania obciążenia. Fronty tej mikroszyjki, jednej lub kilku, rozprzestrzeniają się następnie wzdłuż całej długości próbki. Uwzględniając, że proces ten przebiega przez próbkę stop­niowo, należy przyjąć, że odkształcenie podczas przejścia fali plastycznej, zwane odkształceniem Liidersa, zachodzi przy stałej wartości naprężenia odpowiadającego dolnej granicy plastyczności a_y (rys. 1.84).

Opracowane liczne teorie opisujące krzywe naprężenie—odkształcenie metali polikrystalicznych opierają się na danych dotyczących odkształcenia plastycznego monokryształów. Uwzględniając prawo Schmida (1.101), na­prężenie niezbędne do zapoczątkowania odkształcenia plastycznego poli- kryształu można zapisać

a_u = m t₀ (1.106)

gdzie

m = (cos X cos cp)^-1 — czynnik orientacji ziarn polikryształu,

t₀ — krytyczne naprężenie poślizgu monokryształu.

Taylor — zakładając, zgodnie z warunkiem Misessa, że w każdym ziarnie polikryształu o sieci regularnej Al działa jednocześnie pięć nieza­leżnych systemów poślizgu oraz że każde ziarno doznaje jednakowego od­kształcenia plastycznego — wykazał, że czynnik orientacji m = 3,06. W dalszych badaniach ustalono jednak, że poszczególne ziarna doznają różnorodnego odkształcenia plastycznego (które rozkłada się nierówno­miernie na przekroju ziarn i jest znacznie większe w obszarach przed granicami ziarn niż w ich wnętrzu) i może w nich działać niekoniecznie pięć systemów poślizgu oraz że oprócz uprzywilejowanych systemów po­ślizgu mogą działać także inne systemy.

W przypadku metali polikrystalicznych o sieci regularnej Al dolna granica plastyczności a_y słabo reaguje na prędkość odkształcenia plastycz­no

i

nego i niemal nie zależy od temperatury, natomiast znacznie się zwiększa ze zmniejszeniem wielkości ziarna. Krzywą a—e rozciąganych metali poli­krystalicznych opisuje w przybliżeniu zależność paraboliczna

<j = a_H + Aeⁿ (1.107)

gdzie

Oh — granica sprężystości,

A — stała,

n — wykładnik potęgowy, zmieniający się dla niektórych metali, ze zmianą odkształcenia plastycznego e.

Dokładne pomiary wykazały, że krzywa rozciągania metali polikry­stalicznych o sieci Al zawiera trzy stadia umocnienia (rys. 1.85), a mia­nowicie:

• pierwsze, o przebiegu parabolicznym, odpowiadające przebiegowi mikroodkształcenia do wystąpienia odkształcenia makroskopowego o wielkości l-f-2%,

• drugie, o przebiegu liniowym, odpowiadające przecinaniu się dys­lokacji poruszających się w nierównoległych płaszczyznach pośliz­gu i tworzeniu barier dyslokacyjnych na krawędziach przecinania się tych płaszczyzn (fot. 1.8); wielkość odkształcenia plastycznego w tym stadium, podobnie jak w przypadku monokryształów, zwięk­sza się ze zmniejszeniem EBU metalu i obniżeniem temperatury badania,

• trzecie, zwane stadium umocnienia parabolicznego, odpowiadające przebiegowi zdrowienia dynamicznego i decydujące o kształtowa­niu się komórkowej struktury dyslokacyjnej, a nawet podziar .

(fot. 1.10).

Rys. 1.85. Krzywa umocnienia aluminium polikrystalicznego (99,99% Al) rozciąganego 0 0,02 om o,oe op8 oio

_w 77 K Odkształcone e

Metale polikrystaliczne o sieci regularnej A2 wykazują zazwyczaj górną i dolną granicę plastyczności, zwłaszcza przy dostatecznie małej wielkości ziarn. Wartość dolnej granicy plastyczności zależy od czystości metalu i silnie rośnie z obniżeniem temperatury oraz, podobnie jak w przy­padku metali o sieci Al, ze zmniejszeniem wielkości ziarn. Krzywe a—e tych metali po przekroczeniu odkształcenia Lüdersa wykazują zwykle przebieg paraboliczny, poprzedzony (w dostatecznie niskiej temperaturze) niewielkim stadium umocnienia liniowego.

Wpływ temperatury badania na postać krzywych rozciągania polikry­stalicznego żelaza czyszczonego strefowo przedstawia rys. 1.86. Ząbkowa postać krzywej rozciągania żelaza badanego w 4 K jest wynikiemi bliźnia- kowania mechanicznego, przy ograniczonej zdolności tego metalu do po­ślizgu, wskutek blokowania dyslokacji przez atmosfery atomów między­węzłowych C i N oraz możliwości rozszczepienia dyslokacji śrubowych, utrudniającego przebieg poślizgu poprzecznego.

Rys. 1.86. Wpływ temperatury rozcią­gania na przebieg krzywych napręże­nie—odkształcenie polikrystalicznego że­laza czyszczonego strefowo

Dotąd najmniej został zbadany przebieg krzywych o—e metali poli­krystalicznych o sieci heksagonalnej A3 Tym niemniej badania Tia w temperaturze 77 K wykazały, że metal ten ma stadium umocnienia li­niowego do wartości odkształcenia plastycznego równego ok. 25%. Tak znaczne odkształcenie w tym stadium jest związane z dużą częstością przebiegu blizniakowania mechanicznego. Znaczny wpływ na przebieg krzywych o—e wywiera czystość metalu.

Odkształcenie plastyczne polikryształów jednoczesne ze zmianą po­staci ziarn powoduje powstawanie tekstury odkształcenia, tj. uprzywilejo­wanej orientacji krystalograficznej określonych kierunków sieciowych ziarn względem kierunku działania obciążenia. Podczas rozciągania lub ciągnienia drutu równoosiowe ziarna polikryształu wydłużają się, a przy dostatecznie dużych odkształceniach uzyskują postać włóknistą. W trakcie tego odkształcenia w drutach powstaje tekstura osiowa, tj. zgodność określonych kierunków sieciowych ziarn z osią drutu. Natomiast podczas ściskania i walcowania ziarna polikryształu spłaszczają się do postaci płatkowej przy jednoczesnym utworzeniu tekstury ściskania lub walcowania, cechującej się uprzywilejowaną orientacją określonych kie­runków i płaszczyzn sieciowych ziarn względem kierunku i powierzchni walcowania blachy. Powstawanie tekstury odkształcenia jest wynikiem rotacji ziarn podczas poślizgu, spowodowanej — podobnie jak w mono­kryształach — obrotem kierunku poślizgu lub innego kierunku krystalo­graficznego ziarn w stronę kierunku działania obciążenia. Przeorientowa­nie sieci przestrzennej w czasie poślizgu następuje tylko wtedy, gdy po­ślizg w krysztale zachodzi w pierwotnym lub w pierwotnym i wtórnym systemie poślizgu (rozdz. 1.7.2). Wyjaśnia to przyczyny działania wewnątrz ziarn polikryształu tylko nielicznych systemów poślizgu, stwarzających możliwość obrotu ziarn. Natomiast w pobliżu granic ziarn poślizg zachodzi w licznych systemach i decyduje o silniejszym odkształceniu oraz umoc­nieniu tych obszarów, wskutek generowania w nich dużej liczby dysloka­cji, nie tylko w uprzywilejowanych systemach poślizgu, niezbędnych ge­ometrycznie dla zachowania sprężenia ziarn na granicach.

Struktura dyslokacyjna odkształcanych plastycznie metali polikrysta­licznych początkowo kształtuje się podobnie, jak w przypadku monokrysz­tałów odkształcanych w sadium maksymalnego umocnienia liniowego i pa­rabolicznego. W metalach i stopach Al i o dużej EBU komórkowa struktura dyslokacyjna zaczyna się tworzyć już przy odkształce­niach rzędu 1%, a komórki równoosiowe o średnicy 0,1-ł-l jxm zo­stają zachowane przy makroskopowych zmianach postaci ziarn. Świad­czy to o możliwości przemieszczania się splotów dyslokacyjnych otaczają­cych komórki lub podziarna. W miarę wzrostu odkształcenia plastycznego

następuje zwiększenie gęstości dyslokacji w splotach lub poszerzenie splo­tów przy jednoczesnym zwiększeniu kąta dezorientacji krystalograficznej między podziarnami.

Przy bardzo dużych odkształceniach rzeczywistych, określanych przez odkształcenie względne (w procentach) lub logarytmiczne (zastępcze), realizowanych przez walcowanie, kucie lub innymi sposobami, następuje zmiana mechanizmu odkształcenia plastycznego. W tych warunkach po­wstają mikropasma, a następnie pasma ścinania w określonych płaszczyz­nach sieciowych, prawdopodobnie w wyniku niestateczności plastycznej (decydującej o powstawaniu w próbkach rozciąganych szyjki) pod dzia­łaniem dostatecznie dużych naprężeń. Mikropasma ścinania o szerokości 0,1-4-0,o [im i długości 0,5-4-1,5 pm obejmują obszary metalu o bardzo drobnych ziarnach i początkowo nie dochodzą do granic ziarn, podobnie jak pasma poślizgu przy znacznie mniejszych odkształceniach. Dalsze odkształcenie powoduje rozwój tych mikropasm w szerokie pasma ści­nania o drobnoziarnistej strukturze, przebiegające przez wiele ziarn i za­chowujące z kierunkiem walcowania kąt od 35-r-50°. Jeśli odkształcenie plastyczne jest realizowane stopniowo, np. przez walcowanie, to pasma ścinania utworzone najwcześniej doznają podczas kolejnych przepustów obrotu aż do kierunku zgodnego z kierunkiem walcowania, podczas gdy nowo powstające pasma tworzą z nim kąt 35-4-40°. Powstawaniu pasm ścinania towarzyszy zanik podziarn i splotów deslokacyjnych, co ma miej­sce przy odkształcaniu rzeczywistym, równym w przybliżeniu 5, tj. po­nad 99%. Wtedy cały przekrój walcowanego metalu uzyskuje drobno­ziarnistą strukturę, o wielkości ziarn 0,1 -4-1 pm, objętą pasmami ścinania. Dalsze zwiększenie odkształcenia rzeczywistego nie powoduje już istot­nych zmian struktury metalu. Przy bardzo dużych odkształceniach plas­tycznych zatracają znaczenie dyslokacyjne mechanizmy odkształcenia plastycznego, choć na podstawie zależności (1.102) i (1.107) należałoby sądzić, że naprężenie płynięcia powinno silnie rosnąć, a gęstość dyslo­kacji osiągać wartości przekraczające graniczne stężenie tych defektów, tj. 10¹³-t-10¹⁴ cm^-2, przy którym następuje pękanie metali. W rzeczywistości napręże­nie płynięcia zwiększa się znacznie wol­niej, a w niektórych przypadkach zacho­wuje prawie stałą wartość (rys. 1.87). Ta­kie zachowanie się metali tłumaczy się przebiegiem rekrystalizacji dynamicznej zachodzącej podczas odkształcenia plasty­cznego bądź też zmianą mechanizmu od­kształcenia z poślizgu na płynięcie lepko- plastyczne. W ostatnim przypadku ziarna równoosiowe uważa się za sztywne, nato­miast obszary granic ziarn za substancję wiskozyjną umożliwiającą obrót ziarn, lecz nie umacniającą się w trakcie odkształ­cenia plastycznego.

Rys. 1.87. Zależność rzeczywistego naprężenia od rzeczywistego odkształcenia plastycznego róż­nych metali wg Nutalla i Nuttinga 8 — Metaloznawstwo

Podobnie tłumaczy się (płynięciem lepkoplastycznym) przebieg od­kształcenia plastycznego metali z dużymi prędkościami — powyżej 100 s^_1. Umocnienie zgniotowe metali odkształconych plastycznie w tych warun­kach jest znacznie mniejsze, niż wynika to z działania mechanizmów dyslokacyjnych, i maleje ze wzrostem prędkości odkształcenia.

Istotne znaczenie w przypadku wyrobów i półwyrobów wytwarza­nych metodami przeróbki plastycznej ma tekstura odkształcenia, nada­jąca im anizotropię własności fizycznych i mechanicznych także po wy­żarzaniu rekrystalizującym, gdyż podczas tej obróbki cieplnej decyduje ona o rodzaju tworzącej się tekstury rekrystalizacji. Tekstura odkształ­cenia zależy w głównej mierze od struktury sieciowej metalu oraz od sposobu przeróbki plastycznej (kucie, walcowanie jednokierunkowe lub krzyżowe, przeciąganie itp.), choć w niektórych przypadkach metale i sto­py o jednakowej strukturze sieciowej uzyskują różną teksturę odkształ­cenia. Dotyczy to głównie metali o sieci regularnej Al, w których o ro­dzaju tekstury odkształcenia decyduje EBU. W drutach z metalu o dużej EBU, np. Al, powstaje tekstura osiowa (111), natomiast w drutach z me­tali o małej EBU, np. Ag i mosiądzu, tekstura (111)+ (100), przy czym udział tekstury kubicznej (100) jest tym większy, im mniejszą EBU ma metal lub stop. Podobnie, jak wykazali Dillamore i Roberts, tekstura walcowania blach z metali oraz stopów o sieci regularnej Al zależy od EBU i zmienia się ze wzrostem stopnia gniotu (odkształcenia) w orien­tacje: tekstura stopu {110} (112)->tekstura czystego metalu {112} (111). Tekstura stopu {110} (112) wykształca się we wszystkich metalach i sto­pach o sieci Al, walcowanych z małym stopniem gniotu. Jedynie w me­talach oraz stopach o małej EBU — np. Ag, mosiądzach i stalach aus­tenitycznych Cr—Ni — jest ona stabilna od bardzo dużych odkształceń, powyżej 99%. Takie zachowania się metali o małej EBU jest spowodowane jednoczesnym oddziaływaniem bliźniakowania mechanicznego i poślizgu na rotację ziarn podczas odkształcenia plastycznego. Potwierdza to za­chowanie się miedzi mającej średnią wartość EBU, w której podczas walcowania w temperaturze pokojowej powstają orientacje (146) [2ll] + (123) [412] zwane teksturą „miedzi”, a w temperaturze — 196°C zapewniającej przebieg bliźniakowania mechanicznego — tekstura „mo­siądzu” (rys. 1.88). Możliwość oddziaływania na rodzaj powstającej teks­tury odkształcenia oraz rekrystalizacji ma duże znaczenie techniczne, gdyż pozwala na regulowanie własności anizotropowych wyrobów walco­wanych, co jest szczególnie ważne w przypadku blach transformatoro­wych i do głębokiego tłoczenia.

3. Górna i dolna granica plastyczności

Metale i stopy zarówno mono-, jak i polikrystaliczne, zwłaszcza o sie­ci regularnej A2, wykazują często górną i dolną granicę plastyczności (rys. 1.84). Istnieją dwie teorie wyjaśniające występowanie górnej gra­niczy plastyczności. Pierwsza z nich, przedstawiona przez Cottrella, wy­jaśnia to zjawisko odrywaniem się dyslokacji od kotwiczących je atmo­sfer atomów obcych, tworzących się w polu naprężeń i odkształceń dys­lokacji. Jak wynika z rys. 1.46, powyżej rdzenia dyslokacji krawędziowej dodatniej występuje zagęszczony obszar kryształu, w którym działają na­prężenia ściskające, natomiast pod krawędzią ekstrapłaszczyzny istnieje rozrzedzony obszar kryształu z działającymi w nim naprężeniami rozcią­gającymi. Stwarza to dogodne warunki energetyczne do segregacji ato­mów obcych wzdłuż linii dyslokacji. Atomy domieszek różnowęzłowych o średnicy większej od średnicy atomów metalu podstawowego zdążają do zajęcia pozycji węzłowych sieci w rozrzedzonym obszarze kryształu, tj. pod rdzeniem dyslokacji. Podobnie w tym obszarze gromadzą się ato­my międzywęzłowe, gdyż istnieją tam nieco większe przestrzenie między­węzłowe. Natomiast atomy domieszek różnowęzłowych o średnicy mniej­szej od średnicy atomów metalu podstawowego zajmują pozycje węzłowe sieci w zagęszczonej części kryształu. Rozmieszczenie atomów obcych po­woduje zmniejszenie odkształcenia kryształu w otoczeniu linii dyslokacji.

Rys. 1.88. Figury biegunowe {111} rzeczywiste, orientacje idealne i usytuo­wanie komórek sieciowych metali o sieci regularnej Al walcowanych z 95-procentowym stopniem gniotu

a — tekstura typu mosiądzu, b — tekstura typu miedzi; KW — kierunek walcowa­nia, PW — płaszczyzna walcowania

Atomy różnowęzłowe wytwarzają w swym otoczeniu kołowo syme­tryczne pole naprężeń i oddziałują tylko z dyslokacjami krawędziowymi. Natomiast atomy międzywęzłowe, np. C i N zajmują w sieci Fea po­zycje międzywęzłowe w środku krawędzi [001] oraz ścian (001), wskutek czego następuje tetragonalne odkształcenie sieci regularnej A2 w kie­runku [001], Wynika stąd, że atmosfery atomów międzywęzłowych mogą się tworzyć zarówno wokół linii dyslokacji krawędziowych, jak i śrubo­wych, przy czym mają z nimi więź o wiele silniejszą niż atomy różno­węzłowe. Segregowanie atomów obcych w otoczeniu linii dyslokacji na­zywa się dekoracją dyslokacji.

Według teorii Cottrella górna granica plastyczności jest naprężeniem niezbędnym do oderwania się dyslokacji od kotwiczących je atmosfer atomów obcych, zwanych atmosferami Cottrella. Dyslokacje uwolnione od tych atmosfer mogą się następnie poruszać przy mniejszych naprę­żeniach, odpowiadających dolnej granicy plastyczności.

Druga z tych teorii — opracowana przez Johnstona i Gilmana, a na­stępnie rozwinięta przez Hahna — tłumaczy występowanie górnej gra­nicy plastyczności dynamicznymi własnościami dyslokacji zakładając, że kryształ przed odkształceniem zawiera bardzo małą gęstość dyslokacji ruchliwych, która gwałtownie rośnie po rozpoczęciu odkształcenia plas­tycznego. Przyjmując, że prędkość odkształcenia plastycznego wynosi

e = nbv (1.108)

należy sądzić, że dla podtrzymania stałej wartości e n dyslokacji ruchli­wych powinno się poruszać ze stałą prędkością v, natomiast zwiększenie liczby n, np. dwukrotne, powinno spowodować zmniejszenie prędkości dyslokacji o połowę. Ponieważ ruch dyslokacji z małymi prędkościami wymaga przyłożenia małych naprężeń (rozdz. 1.6.8), więc staje się oczy­wiste, że gwałtowne zwiększenie gęstości dyslokacji ruchliwych w po­czątkowym okresie odkształcenia spowoduje zmniejszenie naprężenia nie­zbędnego do ich ruchu z wartości o₉ do a_y (rys. 1.84). Prędkość dyslokacji w funkcji przyłożonego naprężenia opisuje zależność wyznaczona doświad­czalnie

u = Ko^m (1.109)

gdzie K i m są stałymi materiałowymi, przy czym wykładnik m przyj­muje wartości od ok. 1 do 300 i może być wykorzystany do opisu cha­rakterystyki granicy plastyczności. Zakładając, że przy stałej prędkości

odkształcenia e gęstość dyslokacji ruchliwych przy naprężeniu równym górnej i dolnej granicy plastyczności wynosi odpowiednio i g_y, a ich prędkość v_g i v_y, to wprowadzając gęstość dyslokacji ruchliwych do rów­nania (1.108) w miejsce n, otrzymuje się

^va _ Qu ^Vv Qa

a po uwzględnieniu (1.109)

(1.111)

Wynika stąd, że wielkościami decydującymi o różnicy naprężeń między o₀ i o_y są: różna gęstość dyslokacji ruchliwych oraz wykładnik potęgo­wy m. Przy małych wartościach m stosunek o_y/o_g jest duży i „ząb” plastyczności (rys. 1.84) silnie wykształcony, podczas gdy przy m rzędu lOO-t-300 zaledwie się zaznacza.

Obydwie teorie górnej granicy plastyczności znajdują potwierdzenie doświadczalne, przy czym w odniesieniu do metali i stopów o sieci re­gularnej A2 dominujące znaczenie ma odrywanie się dyslokacji od kotwi­czących je atmosfer atomów obcych — zwłaszcza międzywęzłowych. W tym przypadku wartość 0_O zwiększa się ze wzrostem prędkości od­kształcenia i dla stali konstrukcyjnych niskowęglowych została opisana zależnością

ODg^Og + Kfis (1.112)

gdzie

Od₀ i o₀ — dynamiczna i statyczna granica plastyczności,

K — stała,

£_s — prędkość odkształcenia sprężystego przed rozpoczęciem płynięcia metalu.

Druga z tych teorii wyjaśnia natomiast występowanie górnej granicy plastyczności w kryształach nitkowych — wiskersach pozbawionych nie­mal dyslokacji oraz w metalach i stopach, w których przed rozpoczęciem odkształcenia plastycznego dyslokacje są silnie związane z atmosferami atomów obcych i nie mogą się od nich oderwać przy naprężeniach mniej­szych od niezbędnych do uruchomienia źródeł generujących nowe dys­lokacje.

W licznych badaniach ustalono, że dolna granica plastyczności me­tali i stopów polikrystalicznych zależy od średniej wielkości ziarn d zgod­nie z zależnością Halla-Petcha (HP)

o_y = ao+kyd-^ (1.113)

gdzie 0_O i k_y — stałe, przy czym k_y charakteryzuje opór jaki stawiają granice ziarn dla ruchu dyslokacji w początkowym etapie odkształcenia plastycznego (wytrzymałość granic ziarn) — rys. 1.89. Stała k„ na tym rysunku odpowiada nachyleniu prostych (o_y — d~ⁱⁿ) do osi odciętych, na­tomiast a₀ — rzędnej, po aproksymacji prostych (a_y — d~^v~) dla d~^m = 0.

Rys. 1.89 (z lewej). Wpływ wielkości ziarn na dolną granicę plastyczności stali, mosiądzu i cynku

Rys. 1.90 (z prawej). Schemat spiętrzenia dyslokacji przed granicami ziarn

Równanie HP (1.113) można także wyprowadzić opierając się na od­działywaniu spiętrzeń dyslokacji z granicami ziarn (rys. 1.90) lub segre­gacji atomów obcych w przygranicznych obszarach ziarn. Płynięcie ziar­na sąsiedniego nastąpi w przypadku, gdy koncentracja naprężeń spowo­dowana spiętrzeniem dyslokacji osiągnie wartość większą od wytrzyma­łości granic ziarn. Zakładając, że pod działaniem naprężenia normalnego o_a, wywołującego w płaszczyźnie poślizgu naprężenie styczne x_a powstaje spiętrzenie n dyslokacji, można przyjąć, że na czole tego spiętrzenia dzia­ła naprężenie styczne t = n(x_a—t₀), gdzie t₀ jst naprężeniem tarcia sieci. Jeśli naprężenie x osiągnie wartość wytrzymałości granic ziarn r_G, to od­kształcenie plastyczne będzie się rozprzestrzeniało przez granicę ziarn do ziarna sąsiedniego. Stąd wytrzymałość granic ziarn można opisać zależ­nością

t_g = n(t_w—t₀) (1-114)

a po uwzględnieniu zależności (1.106) oraz przyjęciu, że liczba dysloka­cji n na długości spiętrzenia l wynosi

dolną granicę plastyczności opisuje równanie

	(1.116)
przy czym
, -¡xGGbd\^m^k” ^mU(l-v)l)	(1.117)
gdzie m jest czynnikiem orientacji ziarn polikryształu.
Podobna do HP zależność opisuje naprężenie płynięcia, tj. naprężenie niezbędne do kontynuowania odkształcenia plastycznego polikryształu
ae ^= ooe+k/ d~^m	(1.118)

gdzie a_0e i k_f są stałymi, różnymi od odpowiednich stałych w równaniu (1.113), przy czym k_v > k_f, natomiast o₀ < a_0t.

Podczas analizy o_e należy uwzględnić niejednorodny rozkład dyslo­kacji na przekroju ziarn i ocenić indywidualne wkłady w naprężenie pły­nięcia dyslokacji — w przygranicznych obszarach ziarn, niezbędnych geometrycznie dla zachowania ciągłości polikryształu na granicach oraz dyslokacji q_s — rozmieszczonych statystycznie, powstających podczas roz­ciągania monokryształu. Zgodnie z (1.102) naprężenie płynięcia a_f poli­kryształu może być opisane zależnością

o_e = Oo+A G b q^vz (1.119)

gdzie o₀ i A są stałymi.

Gęstość dyslokacji o rozmieszczeniu statystycznym (p_s)^1/2 jest od­wrotnie proporcjonalna do średniej długości poślizgu X, a jej wkład w na­prężenie płynięcia wynosi

a_s«Ki(lA) (1.120)

Natomiast gęstość dyslokacji niezbędnych geometrycznie g₀ = 1/d i wnosi wkład w naprężenie płynięcia, równy w przybliżeniu

o_gttKo{l/dyi^z (1.121)

gdzie Kj i K₂ są stałymi.

Zakładając, że udział przygranicznych stref ziarn do wnętrza ziarn określa stosunek X/d, naprężenie płynięcia polikryształu można opisać zależnością

”• = “•+('-tHt-Kt'Ji- ^(U22>

sprowadzającą się przy małych odkształceniach (X«d) do równania

(1.119). Równanie (1.122) daje dobrą zgodność obliczeń z przebiegiem krzy­wych o—e dla metali i stopów o sieci regularnej Al do wartości umow­nej granicy plastyczności a₀,2, niezależnie od EBU, przy czym K₂ przyj­muje wartość bliską k„, natomiast Ki rośnie ze wzrostem a_E.

Wielkość ziarn decyduje także o innych własnościach metali poli­krystalicznych. Na przykład Armstrong wykazał, że naprężenie kruchego pękania metali o różnej strukturze sieciowej jest równe

o_P = aop+kp d"^1/2 (1.123)

gdzie o_p i k_p są stałymi materiałowymi, przy czym k_p>k_y.

Wartość k_p oceniona przez Strosia na podstawie dyslokacyjnego mo­delu zarodkowania pęknięcia, wynosi

gdzie y jest energią powierzchniową pęknięcia. Podobnie zależność twar­dości od wielkości ziarn ma postać

H = H₀+k_H d~^m (1.125)

natomiast maksymalne naprężenie cykliczne, poniżej którego nie nastę­puje zmęczeniowe niszczenie stali niskowęglowej, opisuje zależność

Oz = Ooz+k_z d-w* (1.126)

potwierdzona doświadczalnie także dla Cu i stopu Cu+ 7 at Al. Wielkości H₀ i o_0z oraz k_H i k_z w równaniach (1.125) i (1.126) są stałymi materia­łowymi.

Ponieważ zmniejszenie wielkości ziarn ma duży wpływ na wzrost pod­stawowych własności wytrzymałościowych metali i stopów, a w przy­padku stali konstrukcyjnych także na obniżenie temperatury przejścia ze stanu ciągliwego w stan kruchy, istnieje technicznie uzasadniona ce­lowość wytwarzania stopów konstrukcyjnych drobnoziarnistych z możli­wością zastosowania walcowania regulowanego lub innych technologii.

Korzystny wpływ szerokokątowych granic ziarn na polepszenie włas­ności wytrzymałościowych i odporności na pękanie metali polikrystalicz­nych zaznacza się tylko do temperatury ok. 0,3T_t. Wtedy podczas od­kształcenia plastycznego dyslokacje sieci, tj. dyslokacje poruszające się w ziarnach podczas zderzeń z granicą ziarn, przekształcają się w obce dyslokacje granic ziarn, umacniające granicę. W temperaturze wyższej od ok. 0,3 T_t obce dyslokacje granic ziarn dysocjują na dyslokacje granic ziarn, które następnie rozmywają się przy udziale dyfuzji. W tych wa­runkach granice ziarn stają się miejscem łatwego zaniku dyslokacji sieci i nie powodują umocnienia polikryształu.

3. Odkształcenie plastyczne stopów o strukturze roztworów stałych

Obecność atomów obcych rozpuszczonych w sieci przestrzennej me­talu podstawowego wpływa na zmianę struktury dyslokacyjnej i umoc­nienie odkształceniowe roztworów stałych, choć ich zachowanie podczas odkształcenia plastycznego jest podobne do zachowania czystych metali

0. tej samej strukturze sieciowej. Dotyczy to zarówno roztworów stałych mono-, jak i polikrystalicznych. Zwiększenie stężenia rozpuszczonego skład­nika różnowęzłowego powoduje często zmniejszenie EBU roztworu sta­łego o siec regularnej Al, a stąd zwiększenie odkształcenia w pierwszym

1. cruyim stadium umocnienia monokryształów, wskutek rozszczepienia dys­lokacji i utrudnienia przebiegu poślizgu poprzecznego. Jednocześnie z tym zwiększa się naprężenie styczne, niezbędne do zainicjowania trzeciego sta­dium umocnienia. Ponadto na krzywych t—y, np. monokryształów Ni—Co odkształconych plastycznie w trzecim stadium pojawiają się niekiedy uskoki związane z zablokowaniem poślizgu w systemie wtórnym, którego ponowne uaktywnienie wymaga przyłożenia odpowiednio dużych naprężeń. Natomiast na krzywych rozciągania monokryształów Cu—Ga oraz Cu—Ge w stadium umocnienia parabolicznego pojawiają się ostre zęby, spowo­dowane przebiegiem bliźniakowania mechanicznego.

Zwiększenie naprężenia niezbędnego do zapoczątkowania kolejnych stadiów odkształcenia monokryształów oraz granicy plastyczności i kolej­nych stadiów umocnienia roztworów stałych polikrystalicznych jest spo­wodowane także wzajemnym oddziaływaniem atomów rozpuszczonych z dyslokacjami. Oddziaływanie to sprowadza się do tworzenia w otocze­niu linii dyslokacji atmosfer atomów obcych oraz wzrostu naprężenia tarcia sieci wskutek zwiększenia reliefu płaszczyzny poślizgu przez roz­mieszczone w niej statystycznie atomy o różnej średnicy, module sprę­żystości postaciowej i liczbie elektronów walencyjnych.

Jest znanych kilka mechanizmów oddziaływania atomów obcych z dys­lokacjami. Jednym z ważniejszych jest mechanizm Cottrella, sprężystego oddziaływania atmosfer atomów obcych, omówiony w rozdz. 1.7.5. Atmo­sfery te powstają przez dyfuzję, zarówno na dyslokacjach stacjonarnych, jak i znajdujących się w ruchu. Kinetykę tworzenia tych atmosfer w oto­czeniu dyslokacji stacjonarnych opisuje równanie

(1.127)

gdzie

a = (3*/2)!/2,

N₀ — liczba atomów rozpuszczonych w jednorodnym roztworze sta­łym,

D — współczynnik dyfuzji, t — czas.

przy czym a w tym wzorze jest kątem między linią dyslokacji a jej wek­torem Burgersa, v — współczynnikiem Poissona, a Q_s i Q₀ odpowiednio objętością atomową atomu składnika stopowego i osnowy.

Tworzenie się atmosfer atomów C i N na dyslokacjach jest przy­czyną starzenia zgniotowego, powodującego zwiększenie kru­chości i podwyższenie temperatury przejścia ze stanu ciągliwego w kru­chy stali konstrukcyjnych, zwłaszcza nieuspokojonych i półuspokojonych, uprzednio odkształcanych plastycznie na zimno.

W przypadku dyslokacji znajdującej się w ruchu możliwość powsta­wania tych atmosfer zależy od prędkości dryfowania atomów obcych w polu potencjału, szybkości dyfuzji i prędkości dyslokacji. Zwiększenie prędkości dyslokacji v powoduje bowiem rozmywanie się atmosfery, a po osiągnięciu wartości granicznej, uwarunkowanej nierównością

(1 + 1/V2) [AD/(k_BT u)] < b

atmosfery te w ogóle nie powstają. Dyslokacja obarczona atmosferą ma ograniczoną ruchliwość. Przy małych prędkościach atmosfery mogą dry­fować za poruszającymi się dyslokacjami (I przypadek). Natomiast dys­lokacje poruszające się z dużymi prędkościami mogą się odrywać od atmo­sfer i poruszać dalej przy znacznie mniejszych naprężeniach (II przypa­dek). Siła „hamowania” dyslokacji przez atmosferę atomów różnowęzło- wych w pierwszym przypadku jest dana zależnością

(1.130)

natomiast w drugim c₀ n DA²1

b² v k_B T

stężenie atomów składnika stopowego w jednorodnym roztwo­rze stałym,

Alk_BT — promień atmosfery utworzonej w otoczeniu dysloka­cji stacjonarnej, długość dyslokacji.

Podobne zależności opisują siłę hamowania dyslokacji przez atmosfery atomów międzywęzłowych.

Segregacja atomów obcych na dyslokacjach znajdujących się w ru­chu, poza zwiększeniem naprężenia płynięcia, może być przyczyną d y- namicznego starzenia zgniotowego, ujawniającego się przez tworzenie ząbków na krzywej a—£ metali i stopów odkształcanych plastycznie w określonym przedziale temperatury i prędkości odkształce­nia. Zjawisko to, znane jako efekt Portevina-Le Chateliera,. zaczyna się powyżej pewnego odkształcenia plastycznego i w stalach kon­strukcyjnych jest spowodowane lawinowym odrywaniem się dyslokacji od powstających na nich podczas ruchu atmosfer atomów międzywęzłowych — C, N i H. Efekt ten występuje, gdy szybkość dyfuzji atomów obcych jest tylko nieco mniejsza od prędkości dyslokacji. Ząbkowy przebieg krzy­wych a—£ może być spowodowany także zarodkowaniem i rozwojem pasm odkształcenia, a w stopach o małej EBU — rozprzestrzenianiem się pasm odkształcenia w kolejnych ziarnach.

Obecność atomów składnika rozpuszczonego wywiera duży wpływ na wartość krytycznego naprężenia poślizgu i granicę plastyczności roztwo­rów stałych. Mott i Nabarro przeanalizowali sprężyste oddziaływanie po­ruszających się dyslokacji z polami naprężeń wytworzonymi przez atomy obce, rozmieszczone statystycznie w najbliższym otoczeniu płaszczyzny poślizgu. Przyjęli oni, że wielkość tych pól zależy wyłącznie od różnic średnic atomowych pierwiastka rozpuszczonego i osnowy

1 da

a dc

gdzie a jest odległością międzyatomową, a c stężeniem pierwiastka roz­puszczonego. Krytyczne naprężenie styczne roztworu stałego wynosi

T₀ = 2,5G c r]^4/3 (1133)

Choć stwierdzono, że naprężenie t₀ jest zależne liniowo od stężenia c (np. w stopach Nb—Mo i Nb—Ta), jednak wartości krytycznego naprę­żenia stycznego, obliczone z zależności (1.133), są w przybliżeniu dziesię­ciokrotnie większe od rzeczywistych.

Bardziej szczegółowej analizy tego zagadnienia dokonali Friedel i Flei- scher, uwzględniając wkład w sprężyste oddziaływanie różnic modułów sprężystości postaciowej atomów pierwiastka rozpuszczonego i osnowy. Oddziaływanie to ma miejsce nawet w przypadku jednakowej średnicy atomów obcych i osnowy, bowiem wpływ na ruch dyslokacji wywiera róż­na sztywność atomów. Należy przypuszczać, że atomy o dużej sztyw­ności będą odpychać, a o sztywności mniejszej od atomów osnowy przy­ciągać dyslokację.

Wpływ tego oddziaływania na krytyczne naprężenie poślizgu opisuje zależność

gdzie

stała z zakresu 3-1-16,

parametr określający wpływ różnic modułów sprę­żystości postaciowej,

parametr określający wpływ różnic średnic ato­mów obcych i osnowy.

Znaczna liczba roztworów stałych, nip. miedzi z Ni, Ge i Ga, Fe—C -oraz Nb—N, ma t₀ proporcjonalne do stężenia pierwiastka stopowego do potęgi 1/2. Istnieją także inne zależności, np. Nabarra lub Labuscha, w których t₀ jest proporcjonalne do c^2/3, np. dla roztworów stałych Cu—Si oraz Ag—Al.

Z przytoczonych danych wynika, że podstawowy wkład w umocnie­nie roztworów stałych wnosi nie hamujące odddziaływanie atmosfer ato­mów obcych, lecz zwiększony opór tarcia sieci, spowodowany różnicą średnic atomowych oraz stałych sprężystości atomów pierwiastka rozpu­szczonego i osnowy.

Naprężenie t₀, opisane równaniami (1.133) i (1.134), dotyczy umoc­nienia roztworów stałych w temperaturze zera bezwzględnego. Podwyż­szenie temperatury do ok. 0,3T_t powoduje znaczny spadek, a w tempe­raturach wyższych ustalenie krytycznego naprężenia stycznego, czego nie tłumaczy temperaturowa zmiana modułu sprężystości oraz wzrost skła­dowej termicznej energii dyslokacji.

Pewien wpływ na umocnienie roztworów stałych o sieci regularnej Al może mieć także chemiczne blokowanie dyslokacji, zwane mechaniz­mem Suzuki. Mechanizm ten polega na segregacji atomów obcych na błędach ułożenia i tworzeniu w tych obszarach cienkich płytek fazy wtór­nej o sieci heksagonalnej. Atmosfery Suzuki mogą hamować ruch dyslo­kacji, jeśli będą dryfować za poruszającą się dyslokacją. Jest to możliwe tylko w dostatecznie wysokiej temperaturze, np. w warunkach pełzania.

3. Odkształcenie plastyczne stopów wielofazowych

Wśród stopów wielofazowych wyodrębnia się stopy zawierające dys­persyjne fazy wtórne (I grupa) oraz stopy zawierające różne fazy o po­równywalnej wielkości ziarn (II grupa). Stan struktury stopów grupy pierwszej decyduje głównie o ich własnościach wytrzymałościowych w wa­runkach eksploatacji wyrobów, zwłaszcza podczas pełzania w tempera­turze podwyższonej, kiedy pod działaniem obciążeń doznają one odkształ­cenia plastycznego ze stosunkowo małymi prędkościami. Mniejsze zna­czenie ma natomiast kształtowanie wyrobów z tej grupy stopów meto­dami przeróbki plastycznej. Stąd obydwie grupy wymagają odrębnego potraktowania.

Stopy zawierające dyspersyjne cząstki faz wtór­nych. Obecność dyspersyjnych cząstek faz wtórnych o różnych od os­nowy własnościach wytrzymałościowych powoduje zwiększenie liczby przeszkód dla ruchu dyslokacji i jest przyczyną znacznego wzrostu gra­
nicy plastyczności oraz naprężenia płynięcia stopu. Cząstki faz wtórnych mogą powstawać podczas starzenia — powodującego rozpad przesyconego roztworu stałego o granicznej rozpuszczalności składnika stopowego (fot. 1.13-T-1.15), utleniania wewnętrznego lub mogą być wprowadzone pod­czas procesu wytwarzania stopów, np. metodami metalurgii proszków. Umocnienie wynikające z wydzielania się faz wtórnych z osnowy stopu nazywa się utwardzaniem wydzieleniowym, a z wpro­wadzenia ich do stopu — utwardzaniem dyspersyjnym. W pierwszym przypadku cząstki fazy wtórnej są kohorentne z osnową, tzn. zachowują sprzężenie płaszczyzn sieciowych na granicy międzyfa- zowej (rys. 1.70a), przynajmniej w początkowym okresie wydzielania. Jednak wskutek różnej objętości właściwej, struktury sieciowej i stałych sprężystości w ich otoczeniu powstaje odkształcenie sieci oraz pole na­prężeń dalekiego zasięgu. W miarę wzrostu cząstek może nastąpić zerwa­nie sprzężenia sieci obu tych faz wskutek relaksacji naprężeń, powo­dującej utworzenie na granicy międzyfazowej dyslokacji niedopasowania. W wyniku tego następuje przekształcenie granicy międzyfazowej kohe­rentnej w półkoherentną i najczęściej zmniejszenie umocnienia stopu. W drugim przypadku pomiędzy cząstkami a osnową stopu występuje granica międzyfazowa niekoherentna. Zwiększenie granicy plastyczności oraz przebieg odkształcenia plastycznego stopu zależy od mechanizmu od­działywania dyslokacji z cząstkami faz wtórnych, o czym decyduje róż­nica między stałymi sprężystości faz wtórnych i osnowy, udział objętoś­ciowy, wielkość i rozmieszczenie cząstek, niedopasowanie sieci między osnową a fazą wtórną, EBU osnowy, a w przypadku faz uporządkowanych także energia granic antyfazowych (EGA).

Dyslokacje poruszające się w płaszczyźnie poślizgu zawierającej czą­stki fazy wtórnej mogą przecinać lub omijać wydzielenia, tworząc wokół nich zamknięte pętle, bądź też zmieniać płaszczyznę poślizgu za pośred­nictwem poślizgu poprzecznego lub wspinania.

Energia niezbędna do przecięcia wydzielenia przez dyslokację zostaje zużytkowana na pokonanie pola naprężeń dalekiego zasięgu wynikającego z różnic objętości właściwej oraz stałych sprężystości fazy wtórnej i os­nowy, zniszczenie więzi międzyatomowej lub utworzenie wewnątrz wy­dzieleń granicy antyfazowej, a także zwiększenie powierzchni rozdziału osnowa—wydzielenie (rys. 1.91). Mechanizm ten działa w przypadku, gdy wydzielenia mają umiarkowaną wytrzymałość na ścinanie oraz uprzywi­lejowaną orientację krystalograficzną z osnową, zapewniającą zgodność przebiegu płaszczyzn poślizgu w obu fazach. Ma to miejsce w utwardzo­nych wydzieleniowo, przez strefy Guiniera-Prestona (G-P) oraz fazę 0' stopach Al—Cu, Al—Mg i Al—Zn, a także w stopach żarowytrzymałych na osnowie niklu i stalach austenitycznych utwardzonych wydzieleniowo przez fazę uporządkowaną y—Ni₃ (Al, Ti) — fot. 1.13. Oceny wpływu pól naprężeń dalekiego zasięgu w otoczeniu wydzieleń na zwiększenie krytycznego naprężenia poślizgu stopów dokonali Mott i Nabarro, wpro-

Rys. 1.91. Schemat przecinania wydzieleń przez dyslokację; u góry — widok płaszczyzny po­ślizgu, prostopadle do wektora Burgersa dyslo­kacji. u dołu — prostopadle do płaszczyzny po­ślizgu

wadzając parametr niedopasowania atomowego (1.132), sprowadzający się dla stopów utwardzanych wydzieleniowo do postaci r] = (1 —d_a/d₈), gdzie d_a i d_p są odległościami międzypłaszczyznowymi faz a i ¡3 na granicy roz­działu faz. Zgodnie z teorią sprężystości odkształcenie postaciowe y w po­lu naprężeń własnych w odległości l od śrdka wydzielenia sferycznego o promieniu r₀^Z wynosi y — t] r^/l. Zakładając, że I jest równe poło­wie odległości między wydzieleniami I = ^ N~^1,a (gdzie N jest liczbą

cząstek w objętości jednostkowej), należy przyjąć że odkształcenie posta­ciowe jest równe

y = (tir £) (2Ni«)s = 8r) r„ N

Uwzględniając, że udział objętościowy fazy wtórnej o postaci sferycz-

<± o . ,

nej wynosi f = ~ nr₀ N, krytyczne naprężenie poślizgu można opisać

O

zależnością

(1.136)

Zależność ta nie zawiera wpływu odległości między wydzieleniami na t₀, co jest sprzeczne z rzeczywistością. Bardziej szczegółowa analiza — uwzględniająca możliwość wyginania się dyslokacji między wydzielenia­mi i oddziaływanie napięcia liniowego dyslokacji — wykazuje, że prze­cinanie wydzieleń przez dyslokacje nastąpi, jeśli odległość l jest porów­nywalna z promieniem R wygiętej dyslokacji, odwrotnie proporcjonal­nym do przyłożonego naprężenia. Przy tym założeniu i wykorzystaniu równania (1.82), z którego wynika, że l — a Gb/x, można — na podstawie zależności (1.36) — określić krytyczną odległość między wydzieleniami (gdzie a jest stałą zależną od działającego mechanizmu), poniżej której wydzielenia będą ścinane przez dyslokacje. Po wprowadzeniu do (1.136) i (1.137) wartości liczbowych naprężenie t₀ winno wynosić ok. 10^-2G przy krytycznej wielkości wydzieleń 500-3-1000 nm.

Przy odległościach l > l_c, zwłaszcza w przypadku faz wtórnych twar­dych i niedokształcalnych, bardziej prawdopodobne jest omijanie wydzie­leń przez dyslokacje. Zagadnienie to rozpatrzył Orowan zakładając, że dyslokacja omijająca wydzielenie wytwarza wokół niego w płaszczyźnie poślizgu zamkniętą pętlę (rys. 1.92).

Krytyczne naprężenie styczne wg tego mechanizmu opisuje zależność 9T

^{To = Tm+}yy ^(L138)

gdzie

t,„ — krytyczne naprężenie styczne osnowy nie zawierającej wy­dzieleń,

T — napięcie liniowe dyslokacji.

Teorię Orowana rozwinęli Fischer, Hart i Pry, oceniając wkład wza­jemnego odpychania się jednoimiennych pętli dyslokacyjnych (utworzo­nych wokół cząstek faz wtórnych) w naprężenie płynięcia stopu i opisując wartość x_m zależnością

3n Gbf^3/2

gdzie

n — liczba pętli dyslokacyjnych utworzonych wokół cząstek, zwięk­szająca się ze wzrostem odkształcenia, r — promień wydzieleń.

Z analizy równań (1.138) i (1.139) wynika, że naprężenie płynięcia stopu zawierającego fazy wtórne zwiększa się ze zmniejszeniem średnicy cząstek i odległości między nimi oraz ze wzrostem odkształcenia plastycz­nego. Przytoczone zależności oraz inne, opracowane na ich podstawie, nie tłumaczą zmniejszenia efektu umocnienia wydzieleniowego stopów z pod­wyższeniem temperatury, nawet po uwzględnieniu temperaturowych zmian stałych sprężystości. Oddziaływanie temperatury uwzględnił Ashby, za­kładając możliwość omijania wydzieleń przez dyslokacje za pośrednic­twem poślizgu poprzecznego. Według teorii Ashby’ego granica plastycz­ności stopu wynosi

Zależność (1.140) odnosi się do uporządkowanego rozmieszczenia czą­stek w płaszczyźnie poślizgu. W przypadku statystycznego rozmieszcze­nia cząstek drugi człon tej zależności (po stronie prawej równości) należy pomnożyć przez 0,85. Cząstki faz wtórnych mogą omijać przy udziale poślizgu poprzecznego, zarówno dyslokacje krawędziowe jak i ¡śrubowe (rys. 1.93), przy czym poślizg poprzeczny może współdziałać z mechaniz­mem Orowana. Działaniu poślizgu poprzecznego towarzyszy tworzenie w otoczeniu cząstek pętli dyslokacyjnych pryzmatycznych, które zostało potwierdzone doświadczalnie. W dostatecznie wysokiej temperaturze w po­konywaniu cząstek faz wtórnych przez dyslokacje, oprócz poślizgu po­przecznego, uczestniczy także wspinanie dyslokacji.

Badania stopów utwardzanych dyspersyjnymi wydzieleniami faz wtór­nych wykazały, że obecność wydzieleń koherentnych nie powoduje istot­nych zmian struktury i umocnienia zgniotowego stopu w porównaniu ze stanem przesyconym do wartości odkształceń rzeczywistych równych ok. 2.

Przy większych odkształceniach następuje zniszczenie — np. w stopach Al stref G-P, a przy małym udziale objętościowym także fazy typu y'—Ni₃(Al, Ti) w stopach na osnowie niklu i stalach austenitycznych — przez tworzące się pasma ścinania. W wyniku następuje zmniejszenie umocnienia zgniotowego stopu. Po odkształceniach rzeczywistych rzędu 4-^-5 zarówno stopy starzone, jak i przesycone mają podobną strukturę i własności mechaniczne.

W przypadku faz wtórnych twardych i trudno odkształcalnych do odkształcenia rzeczywistego ok. 1 następuje intensywny wzrost gęstości dyslokacji w osnowie, powodujący silne umocnienie odkształceniowe sto­pu. Przy większych odkształceniach wydzielenia te zaczynają się odkształ­cać lub kruszyć, wskutek czego może nastąpić osłabienie stopu. Rozkru- szone cząstki faz wtórnych grupują się najczęściej w ścianach komórek dyslokacyjnych lub podziarn. Kontynuowanie odkształcenia plastycznego prowadzi do tworzenia pasm ścinania.

Stopy o porównywalnej wielkości ziarn faz. Stopy te przy małym udziale drugiej fazy odkształcają się plastycznie, podobnie jak roztwory stałe i czyste metale lub stopy z trudno odkształcalnymi wydzieleniami faz wtórnych. Na przykład w stalach niskowęglowych cementyt początko­wo nie odkształca się, wskutek czego wyraźnie rośnie gęstość dyslokacji w ferrycie i stopień umacniania zgniotowego stali. Jednak przy odkształ­ceniach rzeczywistych rzędu 1 zarówno cementyt rozmieszczony na gra­nicach ziarn, jak i wchodzący w skład kolonii perlitu stali średnio- oraz wysokowęglowych zaczyna się odkształcać i stopień umocnienia zgnioto­wego maleje. Przy bardzo dużych odkształceniach rzeczywistych, 3-k4, realizowanych podczas ciągnienia drutu o wysokiej wytrzymałości ze stali średnio- i wysokowęglowych, poszczególne płytki cementytu wydłużają się w listwy rozmieszczone równolegle do osi drutu. Cementyt doznaje w tych warunkach odkształcenia rzeczywistego rzędu 1. Podobnie jak ce­mentyt zachowuje się siarczek manganu MnS w stalach automatowych.

Wydłużone włókna MnS umacniają osnowę ferrytu, wskutek czego zwięk­sza się wytrzymałość stali. To oddziaływanie przypisuje się wnikaniu siarczku manganu w mikropęknięcia, powstające w pasmach ścinania. Przyjmuje się bowiem, że pasma ścinania są podobne do szerokiego pęk­nięcia wypełnionego „cieczą wiskozyjną”, dopuszczającą wystąpienie od­kształcenia postaciowego. Jeśli jednak odkształcenie nastąpi, to ciecz krzepnie i jej odkształcenie zachodzi wolniej niż odkształcenie pozosta­łego materiału.

3. Odkształcenie plastyczne metali na gorąco

Podczas odkształcenia plastycznego metali na gorąco, tj. w tempera­turze wyższej od ok. 0,3 do 0,6 T_t (temperatura rekrystalizacji), jedno­cześnie ze wzrostem gęstości dyslokacji zachodzą dynamiczne procesy aktywowane cieplnie — zdrowienie dynamiczne lub rekrystalizacja dyna­miczna, usuwające częściowo, a niekiedy prawie całkowicie, efekt umoc­nienia odkształceniowego. Zachowanie się metali podczas odkształcenia plastycznego w tych warunkach może być określone na podstawie prób rozciągania, lecz uzyskiwane wtedy odkształcenie przed pękaniem próbek jest o wiele mniejsze od realizowanego w procesach technologicznych przeróbki plastycznej, którą prowadzi się zwykle z dużymi prędkościami (10 ®—i—10³ s^_1) i dużymi odkształceniami rzeczywistymi (0,3-K3, a nawet 4). Odkształcenia te można uzyskać podczas jednej operacji, np. wyciskania lub kilku operacji, np. walcowania. Do badania odkształcenia plastycznego metali w podwyższonej temperaturze najczęściej stosuje się próbę skrę­cania na gorąco, podczas której można uzyskać duże odkształcenia przy zróżnicowanych prędkościach odkształcenia, odpowiadających technicznie stosowanym.

Postać krzywych naprężenie—odkształcenie, zarejestrowanych podczas próby skręcania jako zależność momentu skręcającego w funkcji liczby obrotów potrzebnych do zniszczenia próbki, zależy od rodzaju metalu i jego EBU oraz temperatury i prędkości odkształcenia. Jak wynika z rys. 1.94 naprężenie płynięcia metali w początkowym okresie odkształ-

Rys. 1.94. Wpływ różnych czynników na przebieg krzywych o—£

a — prędkości odkształcenia stali zawierającej 0,25"/i C poddanej próbie skręca nia w 1100°C, b — temperatury badania niklu poddanego próbie skręcania z prędkością e = 0,016 s^-1

cenią rośnie do maksimum, którego wartość zwiększa się z obniżeniem temperatury badania i wzrostem prędkości odkształcenia plastycznego. Następuje przy tym przemieszczanie naprężenia maksymalnego w kierunku większych odkształceń. Malejące umocnienie metalu do odkształcenia od­powiadającego maksymalnej wartości naprężenia płynięcia jest wynikiem wzrastającej szybkości zdrowienia dynamicznego, likwidującego umocnie­nie odkształceniowe. Po przekroczeniu naprężenia maksymalnego nastę­puje zmiana mechanizmu usuwającego umocnienie odkształceniowe na rekrystalizację dynamiczną, której towarzyszy zmniejszenie naprężenia płynięcia do wartości ustalonej. Zmniejszenie naprężenia płynięcia w sta­nie ustalonym przy dużych prędkościach odkształcenia, jest spowodo­wane podwyższeniem temperatury próbki przez ciepło wydzielające się w metalu odkształcanym plastycznie, natomiast falisty przebieg tego na­prężenia z małymi prędkościami oraz w wysokiej temperaturze wiąże się z cyklicznym przebiegiem rekrystalizacji dynamicznej.

Zależność między parametrami odkształcenia plastycznego a naprę­żeniem opisuje się najczęściej wzorem empirycznym

(1.141)

gdzie

e — prędkość odkształcenia,

A, a, n — stałe,

Q — energia aktywacji procesu,

R — stała gazowa,

T — temperatura,

a — naprężenie (a ~ a_m — naprężenie maksymalne lub 0 — o_s — naprężenie w stanie ustalonym).

Przy małych naprężeniach zależność (1.141) może być zastąpiona z do­brym przybliżeniem funkcją

gdzie n! = n, natomiast Ai = A aⁿ.

Zależność (1.141) wykorzystuje się w ekstrapolacji danych doświad­czalnych, gdyż wykresy odkształcenia plastycznego metalu względem sin h (a o_s) układają się w postaci rodziny prostych równoległych, odpowia­dających poszczególnym temperaturom badania. Ekstrapolacja tych da­nych, w układzie lg sin h (a o) — T^-1 przy stałej prędkości odkształcenia £ lub lg e — T^-1 przy stałej wartości a lub aa oraz wykorzystaniu zależności

d [lg sin h (aa)] _ Q dT-i 2,3nR

pozwala na wyznaczenie energii aktywacji procesu. Wyznaczona w ten sposób energia aktywacji odkształcenia plastycznego na gorąco aluminium i stali niskowęglowych jest bliska energii pełzania (samodyfuzji) wtedy, gdy procesem kontrolującym prędkość odkształcenia jest wspinanie dys­lokacji sprzyjające kształtowaniu się podziarn. W innych przypadkach, np. dla Cu lub stali austenitycznych typu 18-8, energia aktywacji Q jest zna­cznie większa od energii samodyfuzji (tabl. 1.10), co oznacza, że procesem kontrolującym przebieg odkształcenia plastycznego w tych warunkach jest rekrystalizacja dynamiczna.

Tablica 1.10

Materiał	samody- fuzja	pełzanie	odkształ­cenie pla­styczne na gorąco	zdrowie­ nie	rekrysta­ lizacja
Al	138	1384-151	1264-180	1384-155	1394-247
			1554-184	1804-226	634-126
Ni	2644-281	2794-281	297		136
Cu	184-1-234	2044-231	299		126
Fea	236-7-281	283	2484-278	281	1264-368
Stal 0,05% C . . .	2464-322	255	2814-322
Stal 0,25% C . .	246	309	2994-343
Stal typu 18-8 . .		75	4144-306

Energia aktywacji różnych procesów wysokotemperaturowych zachodzących w metalach

Energia aktywacji, kJ/mol

Równanie (1.141) korzystnie jest przedstawić w postaci parametrycznej f(a) = A sin h (a a)ⁿ = £ exp (Q/RT) = Z (1.144)

(gdzie Z jest parametrem intensywności odkształcenia Zenera-Hollomona), co pozwala na zestawienie wyników doświadczeń, prowadzonych w róż­nych warunkach, na wspólnym wykresie (rys. 1.95). Parametr Z, określany często mianem skorygowanej prędkości od­kształcenia, ma teoretycznie stałą wartość.

W rzeczywistości Z może się zmieniać wsku­tek zmian temperatury, spowodowanych np. zetknięciem się gorącego metalu z zimnym narzędziem lub zmian prędkości z, np. pod­czas płynięcia metalu przez matrycę w pro­cesie wyciskania.

Rys. 1.95. Zależność parametru Zenera-Hollomona od naprężenia płynięcia w stanie ustalonym stali zawierającej 0,25% C

Badania struktury metalu odkształconego plastycznie, o zadaną war­tość odkształcenia w danych warunkach T i e z następnym bezpośrednim oziębieniem próbek wykazały, że po niewielkich odkształceniach plasty­cznych metal zostaje nasycony dyslokacjami (fot. 1.16) podobnie jak pod­czas odkształcenia plastycznego na zimno. W miarę wzrostu odkształcenia, w ślad za zwiększeniem gęstości dyslokacji, zaczynają działać procesy anihilacji dyslokacji za pośrednictwem zdrowienia dynamicznego. O ile w temperaturze niższej od ok. 0,4T_t mechanizmem decydującym o szyb­kości przebiegu zdrowienia dynamicznego jest poślizg poprzeczny, o tyle podczas odkształcenia plastycznego metali i stopów na gorąco dominuje wspinanie dyslokacji, zależne od stężenia wakansów. Zwiększenie stężenia tych wad ponad równowagowe zależy od zdolności do ruchu uskoków, utworzonych na dyslokacjach podczas ich przecięć, bowiem np. wleczenie uskoków o orientacji krawędziowej przez dyslokacje śrubowe powoduje generowanie rzędów wakansów lub atomów międzywęzłowych. Ponieważ

9 — Metaloznawstwo

w kryształach o małej EBU na dyslokacjach powstają uskoki rozciągnięte — które mogą się poruszać dopiero po asocjacji dyslokacji częściowych, wymagającej doprowadzenia dodatkowej energii — więc metale oraz stopy

0. małej EBU silnie się umacniają podczas odkształcenia plastycznego

1. mają większą energię aktywacji Q tego procesu.

Przebieg zdrowienia dynamicznego jest przyczyną malejącego umoc­nienia zgniotowego do wartości zerowej w momencie wystąpienia naprę­żenia maksymalnego na krzywych o—£ (rys. 1.94), odpowiadającego sta­nowi równowagi dynamicznej między przyrostem gęstości dyslokacji w trakcie odkształcenia plastycznego a ich użytkiem, spowodowanym zdrowieniem dynamicznym. W tych warunkach zaczyna się wykształcać komórkowa struktura dyslokacyjna (silniej w metalach o dużej EBU). Zwiększenie odkształcenia sprzyja kształtowaniu się podziarn równoosio- wych o wielkości zależnej od T i e. Jeśli nawet początkowo powstają podziarna wydłużne w kierunku odkształcenia plastycznego (fot. 1.17) lub o większej średnicy, to w miarę zwiększania odkształcenia doznają one repoligonizacji i przyjmują postać równoosiową o wielkości właści­wej dla danych warunków T i e (fot. 1.18). Wielkość podziarn lub ziarn utworzonych w procesie zdrowienia dynamicznego zależy więc od sko­rygowanej prędkości odkształcenia

d-i = A+B lg Z (1.145)

gdzie A i B są stałymi. Natomiast naprężenie płynięcia opisuje zależność a = Oy+kj d^-<i (1.146)

gdzie

oj — temperaturowa granica plastyczności, k₁₍ q — stałe, przy czym q przyjmuje wartości 1-4-1,5.

Duży wpływ na strukturę stopów zdrowionych dynamicznie wywiera obecność dyspersyjnych cząstek faz wtórnych, np. tlenków, węglików i azotków, ograniczających ruch dyslokacji oraz stabilizujących utworzoną strukturę dyslokacyjną. Podobny wpływ wywierają dyspersyjne cząstki faz wtórnych, wydzielające się podczas odkształcenia plastycznego. Od­działywanie to może być przyczyną zmniejszenia wielkości podziarn oraz zwiększenia naprężenia płynięcia stopu.

W przypadku metali i stopów o ograniczonej skłonności do zdrowienia dynamicznego, a więc o małej EBU, po odkształceniu plastycznym o wiel­kości krytycznej £_cd rozpoczyna się rekrystalizacja dynamiczna. Polega ona na zarodkowaniu i wzroście nowych ziarn przez ruch szerokokątowej granicy ziarn, przy czym zrekrystalizowane obszary metalu (za przemiesz­czającymi się frontami rekrystalizacji) są w trakcie odkształcenia plasty­cznego ponownie nasycane dyslokacjami. Odkształcenie E_cd jest na ogół tym mniejsze, im wyższa jest temperatura i mniejsza prędkość odkształ­cenia plastycznego. Przyjmuje się, że £_cd jest w przybliżeniu równe od­kształceniu odpowiadającemu wystąpieniu maksymalnego naprężenia pły­nięcia na krzywych a—e (rys. 1.94 i 1.96), choć są także i inne poglądy.

Zarodki rekrystalizacji dynamicznej powstają najczęściej w wyniku koalescencji komórek dyslokacyjnych w otoczeniu pierwotnych granic ziarn (fot. 1.19), gdzie wskutek niejednorodnego procesu odkształcenia plastycznego odkształcenie £_cd jest osiągane w pierwszej kolejności. W mia­rę zwiększenia odkształcenia zrekrystalizowane dynamiczne ziarna powstają także wewnątrz ziarn pierwotnych. Oceny udziału frakcji metalu zrekry- stalizowanego dynamicznie w funkcji wielkości odkształcenia plastycznego

można dokonać także w metalach i stopach doznających podczas chłodze­nia przemian fazowych, np. w stalach doznających przemiany martenzy- tycznej, po ujawnieniu przez trawienie pierwotnego ziarna austenitu (fot. 1.20). Nowo utworzone ziarna nie rozrastają się aż do zetknięcia z sąsied­nimi, jak podczas rekrystalizacji statycznej, gdyż szybko osiągają wielkość zależną od warunków odkształcenia. Przyjmuje się, że rekrystalizacja dy­namiczna zachodzi raczej przez ciągłe zarodkowanie i ograniczony wzrost, a nie przez ograniczone zarodkowanie i ciągły wzrost ziarn, jak to ma miejsce w przypadku rekrystalizacji statycznej. Wielkość ziarn zrekrysta­lizowanych dynamicznie zależy wyłącznie od warunków odkształcenia, tj. T i £, natomiast nie zależy od pierwotnej wielkości ziarn oraz wielkości odkształcenia metalu w stanie płynięcia ustalonego. Po tym samym od­kształceniu plastycznym wielkość ziarn zrekrystalizowanych dynamicznie jest znacznie mniejsza niż po rekrystalizacji statycznej. Wielkość ziarn d_R zrekrystalizowanych dynamicznie jest związana z wartością naprężenia płynięcia w stanie ustalonym następującą zależnością:

o_s = Aj d_R^q (1.147)

gdzie A_t i q są stałymi.

Kinetyka rekrystalizacji dynamicznej jest podobna do statycznej i można ją opisać równaniem Avramiego

X = 1 — exp C (0 —0_c)^k (1.148)

gdzie

X — udział objętościowy metalu zrekrystalizowanego,

0_e — kąt niezbędny do utworzenia odkształcenia z_Cd w próbie skręcania,

C, k — stałe.

Metale odkształcane plastycznie na gorąco, pomimo przebiegu zdro­wienia dynamicznego bądź też rekrystalizacji dynamicznej, mają pod­wyższoną gęstość dyslokacji, a stąd dodatkową energię stanowiącą siłę pędną do przebiegu zdrowienia staty­cznego, rekrystalizacji meta- dynamicznej lub rekrystali­zacji statycznej po zakończe­niu odkształcenia plastyczne­go. Procesy te mogą zacho­dzić zarówno podczas wy­grzewania izotermicznego metalu w temperaturze od­kształcenia, jak i podczas chłodzenia z tej temperatury (rys. 1.69).

Rys. 1.96. Schemat oddziaływania mechanizmów statycznego i dy­namicznego usuwania umocnienia odkształceniowego metalu od­kształconego plastycznie na go­rąco

Po odkształceniu plastycznym mniejszym od s_CS) niezbędnym do za­początkowania rekrystalizacji statycznej, usunięcie umocnienia odkształ­ceniowego może nastąpić wyłącznie przez zdrowienie statyczne, za po­średnictwem wspinania i wzajemnego oddziaływania pól naprężeń dyslo­kacji o przeciwnych znakach. Szybkość tego procesu zwiększa się ze wzrostem parametru Z (e, T) i stopnia gniotu. Jeśli metal był odkształ­cony w zakresie e_Cs^cd, niezbędnym do zapoczątkowania rekrystalizacji dynamicznej, to zanik umocnienia zgniotowego nastąpi w wyniku rekry­stalizacji statycznej, poprzedzonej zdrowieniem statycznym, niezbędnym dla utworzenia zarodków rekrystalizacji. Proces ten wymaga okresu in­kubacji.

W zakresie odkształceń E_cd -*- e_ss po zakończeniu odkształcenia za­chodzi rekrystalizacja metadynamiczna, zdrowienie statyczne i ewentu­alnie rekrystalizacja statyczna. Funkcję zarodków rekrystalizacji meta- dynamicznej przejmują fronty rekrystalizacji dynamicznej. Proces ten nie wymaga okresu inkubacji na powstawanie zarodków. W przypadku gdy odkształcenie plastyczne zostało zakończone w zakresie odkształceń stanu ustalonego, wtedy udział rekrystalizacji statycznej w usuwaniu umocnienia odkształceniowego staje się znikomy.

Omówiony przebieg oddziaływania mechanizmów statycznych znaj­duje potwierdzenie w kinetyce usuwania umocnienia odkształceniowego podczas wygrzewania izotermicznego stali poddanej uprzednio różnym odkształceniom plastycznym na gorąco (rys. 1.97). Poziome odcinki krzy­wych l-i-4 na tym rysunku odpowiadają przebiegowi zdrowienia statycz­nego. Po bardzo małych odkształceniach stan struktury spowodowany zdrowieniem ustala się, wskutek czego krzywa 1 zachowuje przebieg po­ziomy mimo upływu czasu wygrzewania. Zwiększenie odkształcenia do e = 0,098 powoduje wzrost szybkości i udziału zdrowienia oraz przebieg rekrystalizacji statycznej (krzywa 2), przy czym wielkość ziarn zrekrysta- lizowanyeh jest funkcją parametru Z (e, T), odkształcenia oraz wielkości ziarna pierwotnego, bowiem zarodki rekrystalizacji statycznej tworzą się zwykle w przygranicznych obszarach ziarn metalu odkształconego pla­stycznie. Po zakończeniu rekrystalizacji statycznej następuje rozrost ziarn, tym silniejszy, im wyższa jest temperatura wygrzewania izotermicznego. Jest to zwykle przyczyną utworzenia gruboziarnistej struktury stali po zakończeniu przeróbki plastycznej w zbyt wysokiej temperaturze. Od­kształcenia większe od £_cd stwarzają możliwość przebiegu zdrowienia sta­tycznego, rekrystalizacji metadynamicznej oraz rekrystalizacji statycznej

(krzywa 3), natomiast odkształce­

Rys. 1.97. Wpływ wielkości odkształce­nia plastycznego na udział struktury zrekrystalizowanej stali zawierające] 0,68% C podczas wygrzewania w tem­peraturze 730°C

1 — odkształcenie e=0,055<ec«, 2 — r_c ,<e= = 0,098 < Ecd, 3 — Ecd <C E = 0,24 < Ess, 4 — E — = 0,41 > Ess

Przytoczone dane oprócz wyjaśnienia mechanizmu odkształcenia pla­stycznego stanowią podstawę projektowania procesów technologicznych przeróbki plastycznej na gorąco oraz wytwarzania wyrobów i półwyrobów hutniczych, zwłaszcza ze stali konstrukcyjnych o wysokich własnościach wytrzymałościowych i odporności na pękanie w niskiej temperaturze. Uwzględniając możliwość znacznego zwiększenia własności wytrzymałoś­ciowych i obniżenia temperatury przejścia stali ze stanu ciągliwego w kru­chy, przez zmniejszenie wielkości ziarn, współczesne technologie przeróbki plastycznej projektuje się tak, aby metal uzyskał strukturę drobnoziarni­stą. Może to nastąpić przez stosowanie dużych odkształceń (większych od E_Cd) — zapewniających przebieg rekrystalizacji dynamicznej i podynami- cznej, np. podczas walcowania regulowanego, i zakończenie przeróbki pla­stycznej w dostatecznie niskiej temperaturze. W celu przeciwdziałania rozrostowi ziarn, np. austenitu, do stali konstrukcyjnych wprowadza się mikrododatki Nb, V, Ti i N wiążące się z węglem i azotem w węgliki, azotki lub węglikoazotki. Dyspersyjne cząstki tych faz, wydzielające się podczas walcowania, ograniczają rozrost ziarn austenitu pomiędzy kolej­nymi przepustami oraz podczas chłodzenia po zakończeniu przeróbki pla­stycznej. Stwarza to możliwość wytwarzania wyrobów stalowych, zwłasz­cza blach grubych na konstrukcje okrętowe i cienkich dla przemysłu samochodowego, rur do pracy w niskiej temperaturze, szyn, kształtowni­ków, odkuwek i innych o wysokich własnościach wytrzymałościowych i odporności na pękanie.

9. Nadplastyczność metali i stopów

Niektóre metale i stopy, odkształcane plastycznie z małymi prędkoś­ciami w określonym przedziale temperatury, wykazują anomalnie dużą podatność na odkształcenia plastyczne przy stosunkowo małych napręże­niach płynięcia. Zjawisko to, zwane nadplastycznością, może być związane z wewnętrzną cechą strukturalną metalu (nadplastyczność struk­turalna) lub oddziaływaniem czynników zewnętrznych (np. bombardowa­niem neutronami), a w przypadku metali i stopów doznających przemian fazowych oraz wykazujących anizotropię rozszerzalności cieplnej — z wpływem cyklicznych zmian temperatury (nadplastyczność dynamiczna).

Nadplastyczność strukturalną wykazują metale drobnoziarniste, a zwłaszcza stopy wielofazowe o dostatecznie małej wielkości ziarn, od­kształcane plastycznie w temperaturze wyższej od ok. 0,4T_t i uzyskujące przy rozciąganiu z bardzo małymi prędkościami wydłużenie równomierne (bez powstawania w próbce szyjki) ponad 1000%. Zjawisko to zostało za­obserwowane po raz pierwszy w 1934 r. przez Pearsona w stopie eutek- tycznym Sb—Bi, dającym wydłużenie ok. 2000%, a następnie w stalach odkształcanych plastycznie w zakresie A^-i-A_z oraz powyżej i poniżej tych temperatur, stopach Fe+30% Ni odkształcanych w zakresie temperatury przemiany martenzytycznej, mosiądzu (1, tytanie i jego stopach, kobalcie, cyrkonie, uranie i in. Naprężenie płynięcia nadplastycznego jest stosun­kowo małe i bardzo czułe na prędkość odkształcenia

o = Kf (1.149)

gdzie K — stała,

e — chwilowa prędkość odkształcenia, m = d lg o/d lg e — parametr zależny od prędkości odkształcenia i temperatury.

Warunkiem wystąpienia odkształcenia nadplastycznego jest dostatecz­nie duża wartość parametru m (m ^ 0,3) oraz stabilna struktura drobno­ziarnista — uzyskiwana najłatwiej w stopach eutektycznych, eutektoidal- nych oraz zawierających dyspersyjne fazy wtórne, które ograniczają roz­rost ziarn. Mechanizm odkształcenia nadplastycznego nie został dotąd w pełni zbadany. Stwierdzono jednak, że w procesie tym zostaje zacho­wana nie zmieniona wielkość ziarn równoosiowych oraz nie występują wyraźne zmiany struktury dyslokacyjnej, nawet po bardzo dużych od­kształceniach. Najważniejszymi mechanizmami uczestniczącymi w od­kształceniu nadplastycznym są: poślizg po granicach ziarn i granicach międzyfazowych z akomodującym oddziaływaniem poślizgu dyslokacyjne­go i pełzania dyfuzyjnego przeciwdziałającym powstawaniu pęknięć na granicach ziarn. Jeśli oddziaływanie mechanizmów akomodujących jest ograniczone, to ma miejsce kawitacja, czyli zarodkowanie i wzrost pęknięć na granicach ziarn. Zjawisko to jest przyczyną ograniczenia od­kształcenia nadplastycznego.

Wykorzystanie nadplastyczności stwarza dodatkowe możliwości kształ­towania wyrobów metalowych metodami przeróbki plastycznej przy ma­łych naprężeniach.

8. METODY BADAN STRUKTURY KRYSTALICZNEJ METALI

1.8.1. Promieniowanie rentgenowskie i strumień elektronów

Najczęściej w badaniach struktury krystalicznej stosuje się metody rentgenowskie, polegające na wykorzystaniu własności dyfrakcyjnych promieni X na sieci krystalicznej metali. Promienie X (Roentgen — 1895 r.) są falami elektromagnetycznymi długości 10-1- ~ 10⁴ pm (1 pm = = 10^-12 m). Promieniowanie rentgenowskie „miękkie” o stosunkowo dłu­giej fali graniczy z dalekim światłem nadfioletowym, natomiast „twarde” o małej długości fali — z promieniowaniem y, powstającym w czasie roz­padu izotopów promieniotwórczych. Zakres długości fal promieni X, sto­sowanych w rentgenograficznej analizie strukturalnej, wynosi 20-1-230 pm, co w zasadzie odpowiada odległościom między płaszczyznami sieciowymi w kryształach metali.

Promieniowanie rentgenowskie powstaje w wyniku przeskoku elek­tronów z zewnętrznych powłok elektronowych na powłoki położone blisko jądra atomu pod wpływem działania na materię strumienia szybkich elek­tronów. Do wytwarzania promieni X są stosowane lampy rentgenowskie, które — w zależności od mechanizmu wytwarzania strumienia szybkich elektronów — dzielą się na jonowe i żarzeniowe.

Lampę jonową stanowi rura zamknięta, wewnątrz której znaj­duje się rozrzedzony gaz o ciśnieniu ok. 10~² Tr oraz dwie elektrody. Pod wpływem przyłożonego do elektrod prądu stałego o wysokim napięciu jony o dużym rozrzedzeniu ulegają w polu elektrycznym przyspieszeniu i przez zderzenia z cząsteczkami gazu powodują powstanie nowych jonów. Jony dodatnie w polu elektrycznym zdążają do katody, wyzwalając tam (po zderzeniu) wolne elektrony. Emitowane przez katodę elektrony pod wpły­wem wysokiego napięcia są przyspieszane w kierunku anody i po zderzeniu z nią wzbudzają w ognisku lampy promieniowanie rentgenowskie.

Lampa żarzeniowa składa się także z rury zamkniętej, gdzie wewnątrz — w próżni (10~⁵-M0~⁸ Tr) — są zamocowane dwie elektrody. Strumień swobodnych elektronów w tej lampie wytwarza katoda w po-

staci cienkiego drutu wolframowego, nagrzewanego do wysokiej tempera­tury pod wpływem przyłożonego prądu żarzenia. Powstające wskutek termoemisji katody elektrony zostają przyspieszone w polu elektrycznym wysokiego napięcia w kierunku anody, gdzie — w wyniku zderzenia — zostają zahamowane. Procesowi temu towarzyszy emisja promieniowania rentgenowskiego.

Zależnie od prędkości strumienia elektronów, a w związku z tym od wielkości energii hamowania, powstające w wyniku zderzenia elektronów z anodą promieniowanie rentgenowskie może mieć albo widmo ciągłe o różnej długości fali, albo nałożone na siebie widmo ciągłe i charaktery­styczne — o długości fali zależnej od materiału anody. Widmo ciągłe (zwane także białym) powstaje przy małych wartościach napięcia przy­spieszającego. Natomiast po przyłożeniu do elektrod lampy napięcia więk­szego od niezbędnego do wywołania promieniowania charakterystycznego danego materiału anody powstaje widmo charakterystyczne (zwane prąż­kowym). Dalszy wzrost napięcia przyspieszającego już tylko nieznacznie zwiększa intensywność widma ciągłego, powoduje natomiast gwałtowne zwiększenie intensywności promieniowania charakterystycznego. Widmo to składa się z wielu prążków o różnych długościach fali, odpowiadających właściwym seriom promieniowania. W rentgenograficznej analizie struk­turalnej wykorzystuje się zazwyczaj serię K, składającą się z promienio­wania a i P, powstającego wskutek przeskoku elektronów z powłoki L na K (promieniowanie K_a) oraz powłok M i N na K (promieniowanie K₀). Po­włoka L, o głównej liczbie kwantowej n = 2, składa się z dwóch podpo- włok elektronowych: s i p, wskutek czego przeskokom elektronów z tych podpowłok na powłokę K towarzyszy emisja fal elektromagnetycznych o nieco zróżnicowanej długości fali. Stąd promieniowanie K_n składa się z dwóch linii, o zbliżonej długości fali: K_al i K_a2, zwanych dubletem.

Długość fali promieniowania charakterystycznego zależy od materiału anody i zmniejsza się ze wzrostem jej gęstości. Najczęściej w badaniach , struktury krystalicznej metali i stopów stosuje się lampy rentgenowskie z anodami czystych metali: od Cr o długości fali X K_a = 229,092 pm do W o X K_n = 21,065 pm, przy czym podana długość fali X K_a stanowi średnią arytmetyczną (X K_al + X K_a2)/2. Dobór właściwego rodzaju promieniowania zależy od budowy krystalicznej badanego materiału oraz od własności jego atomów. Zastosowane promieniowanie nie powinno wzbudzać do emisji promieni X naświetlanego materiału — promieniowania wtórnego, gdyż powoduje to zmniejszenie czytelności otrzymanych rentgenogramów.

Promieniowanie rentgenowskie przenikające przez materię ulega ab- sorbcji, tj. pochłanianiu i rozproszeniu, wskutek czego jego natężenie osłabia się zgodnie z zależnością

I = I₀ exp (—p D) (1.150)

gdzie

I — natężenie promieniowania po przeniknięciu materii o grubości D,

I₀ — natężenie promieniowania pierwotnego,

p — współczynnik osłabienia (p = o+t, przy czym t — współczyn-
nik absorpcji właściwej, a — współczynnik rozproszenia).

Współczynnik absorpcji właściwej t zależy od rodzaju prześwietla­nego materiału oraz długości fali, wykazując przy określonej wartości skok, zwany progiem absorpcji. Na przykład zależność tę dla Ni w stosunku do promieniowania charakterystycznego Cu przedstawiono na rys. 1.98. Jak wynika z tego rysunku, Ni ma próg absorpcji przy długości fali X = 149 pm, mieszczącej się między promieniowaniem CuK_a i CuK₀.

Odporne na korozję stale wysokochromowe obejmują kilka grup ga­tunków różniących się między sobą składem chemicznym i strukturą. Zawierają one najczęściej 12-4-13, 17-f-18 oraz 25-4-27% Cr i ewentualnie inne dodatki stopowe przy zawartości od kilku setnych do ok. 0,45% C, a w niektórych gatunkach nawet powyżej tej zawartości.

Stale zawierające maks. 0,15% C i 12-^14% Cr są najtańszymi stala­mi nierdzewnymi. Stosuje się je w stanie zmiękczonym lub ulepszonym cieplnie. W stanie zmiękczonym nadają się do głębokiego tłoczenia. Do tej grupy należą m.in. krajowe stale 0H13 i 0H13J, używane do wy­robu wykładzin zbiorników zwykłych i ciśnieniowych, kolumn rektyfika­cyjnych, rur urządzeń krakingowych w przemyśle naftowym oraz części urządzeń w przemyśle koksowniczym. Stal 1H13 jest stosowana na łopatki turbin parowych i wodnych, zawory, wentyle oraz przedmioty gospo­darstwa domowego.

Wymienione stale 0H13 i 0H13J o zawartości maks. 0,08% C nie prze­chodzą podczas nagrzewania nawet do najwyższych temperatur przemia­ny a —> y> ^a zatem mają strukturę ferrytyczną; podobnie stal 1H13 za­wiera maks. 0,15% C. Są to stale spawalne.

Natomiast przy średniej zawartości 0,20-f-0,30% C stale z 13% Cr po nagrzaniu do wysokich temperatur przechodzą częściową przemianę a -* y, zaś ferryt pozostaje w nich nie zmieniony. Stale o zawartości powyżej ok. 0,35% C przechodzą po nagrzaniu całkowicie w austenit. Ze względu na dużą hartowność tych stali austenit chłodzony na powietrzu przemie­nia się w martenzyt, a stal uzyskuje strukturę martenzytyczną.

Pod względem strukturalnym można zatem stale nierdzewne z ok. 13% Cr, zależnie od zawartości C, podzielić na:

• ferrytyczne o zawartości maks. 0,15% C,

• ferrytyczno-martenzytyczne (półferrytyczne) o zawartości 0,15 do 0,35% C,

• martenzytyczne o zawartości powyżej 0,35% C.

Stale nierdzewne średniowęglowe — 2H13 i 3H14 — zahartowane z 1000-i-1050^oC mają strukturę ferrytyczno-martenzytyczną lub marten­zytyczną. Stal 2H13 jest następnie odpuszczana w 600-4-700°C, gdyż sto­suje się ją w stanie ulepszonym cieplnie. Znalazła ona zastosowanie na części maszyn o wymaganej większej wytrzymałości (np. wały, śruby, dławice, części pomp, formy dla odlewów pod ciśnieniem).

Temperatura odpuszczania stali 3H13 jest uwarunkowana jej zasto­sowaniem. Narzędzia tnące odpuszcza się w zakresie 200-4-300°C, spręży­ny — 350-4-400°C, natomiast części maszyn ze stali 3H13, od których wymaga się wysokiej wytrzymałości a zarazem i ciągliwości, ulepsza się cieplnie, stosując odpuszczanie w 600-h700°C.

Stal 4H13, zawierająca 0,35^-045% C i 12-^14% Cr, jest stosowana w stanie zahartowanym i nisko odpuszczonym — 150-^300°C. Stosuje się ją na części odporne na ścieranie i korozję, jak np. niektóre narzędzia skrawające i pomiarowe, igły do gaźników, łożyska kulkowe, matryce do mas plastycznych, zawory, przyrządy i narzędzia chirurgiczne.

Przy projektowaniu nowych gatunków stali nierdzewnych 12-4-13% Cr dąży się na ogół, by spełnione zostały następujące warunki:

• możliwie duża odporność na odpuszczanie,

• niewystępowanie w strukturze ferrytu 5,

• temperatura M_s powyżej temperatury pokojowej,

• względnie wysoka temperatura Ac^

Wzrost odporności na odpuszczanie i związaną z tym poprawę włas­ności wytrzymałościowych w temperaturach podwyższonych można uzys­kać przez wprowadzenie do stali zawierającej 12-M3% Cr pierwiastków silnie węglikotwórczych, np.: Mo i V (rys. 7.102).

Temperatura odpuszczania, °C/lh Temperatura odpuszczania , °C/1h

Rys. 7.102. Wpływ dodatków na przebieg odpuszczania stali zawie­rającej 0,1% C oraz 12% Cr a — molibdenu, b — wanadu

Oddziaływanie poszczególnych pierwiastków na występowanie ferry­tu ó w stali 0,1% C i 12% Cr ujmuje tabl. 7.13.

Tablica 7.13

Intensywność wpływu pierwiastków stopowych na występowanie ferrytu 5 w stali 0,1% C i 12% Cr

Pierwiastek	Zmiana zawartości ferrytu 8 na 1% dodatku stopowego
N	-220
C	-210
Ni	-20
Co	-7
Cu	-7
Mn	-6
Si	+ 6
Mo	4- 5
Cr	14
V	+18
Al	+ 54

Wpływ takich pierwiastków, jak Ti i Nb jest trudny do określenia, gdyż oddziaływając, same ferrytotwórczo wiążą ponadto w węgliki i azotki pierwiastki austenitotwórcze — węgiel i azot. Przyjmuje się, że oddzia­ływanie tych pierwiastków na występowanie ferrytu 5 można ocenić jako + 12% dla Nb i +14% dla Ti.

Wpływ pierwiastków stopowych na położenie punktów złej i M_s stali 12% Cr ilustruje tabl. 7.14.

Ferrytyczne stale wysokochromowe o zawartości 17-1-27% Cr z ewen­tualnymi dodatkami Al, Mo, Ni i Ti stanowią ważną i stale zyskującą na znaczeniu grupą tworzyw odpornych na korozją. Mimo że ustępują stalom austenitycznym pod względem odporności korozyjnej, ciągliwości i podatności do obróbki plastycznej, jednak górują nad nimi zdecydowa­nie niższą ceną.

Stop Fe—Cr o zawartości 17-1-27% Cr zachowuje strukturę ferry- tyczną aż db temperatury solidusu (rys. 7.40). Jednakże w stalach, z uwa­gi na zawartość węgla i ewentualnie innych pierwiastków, pole y ulega rozszerzeniu i po chłodzeniu, stali z temperatury ok. 1150°C obok ferrytu mogą pojawić się wysepki austenitu lub produktu jego przemiany — martenzytu. Wymaga to odpuszczenia stali w temperaturze ok. 780°C celem nadania jej struktury złożonej z ferrytu i węglików (rys. 7.41).

Występujący w tych stalach azot tworzy na ogół azotek Cr₂N. Za­równo węgliki, jak i azotki dysocjują już po ogrzaniu stali powyżej ok. 850°C, przy czym proces rozpuszczenia azotków następuje szybciej. W tem­peraturze ok. 1100°C uzyskuje się jednorodny roztwór stały.

Stale wysokochromowe są podatne do wydzielania fazy o. Proces ten jest często ułatwiany niejednorodnością składu chemicznego oraz od­kształceniem plastycznym na zimno. Również dodatki stopowe, takie jak Mo i Si, rozpuszczając się w fazie a rozszerzają zakres jej występowa­nia. Ponadto Mo może tworzyć z Fe i Cr fazę x, stabilną w szerszym tem­peraturowym zakresie niż faza a.

Ferrytyczne stale wysokochromowe wykazują często obniżenie ciągli­wości, które może być związane m.in. z: efektem „kruchości 475”, wystą­pieniem w strukturze bogatej w chrom fazy a', nadmiernym rozrostem ziarna lub wydzieleniem siatki węglików na granicach ziarn.

Związek przejściowej temperatury kruchości z wielkością ziarna fer­rytu tej grupy stali ilustruje rys. 7.103, a wpływ udziału w strukturze martenzytu na własności wytrzymałościowe — rys. 7.104.

Rys. 7.103. Wpływ wielkości ziarna ferry­tyczne j stali zawierającej 17% Cr na przej­ściową temperaturę kruchości

Na odporność korozyjną wysokochromowych stali ferrytycznych: wpływa zarówno zawartość węgla, jak i obecność w stali innych pier­wiastków' prócz chromu (rys. 7.105 i 7.106).

Rys. 7.105 (z lewej). Zmiana charakterystyki antykorozyjnej stali 17% Cr w zależności od zawartości węgla

Rys. 7.106 (z prawej). Wpływ molibdenu na potencjał korozji wżerowej stali 17% Cr wytopionej w próżni

Do nowoczesnych gatunków stali odpornych na korozję należy zali­czyć tzw. stale kwasoodporne z kontrolowaną przemianą. W strukturze tych stali przesycaniu dominuje austenit, co ułatwia procesy technolo­giczne. Oznacza to, że punkt M_s leży poniżej temperatury pokojowej. Ułatwiająca technologię struktura austenityczna jest przemieniana w koń­cowej fazie procesu wytwórczego na martenzyt w celu podwyższenia własności mechanicznych wyrobu. Odbywa się to przez zastosowanie ob­róbki podzerowej, odkształcenia plastycznego na zimno lub dodatkowego wyżarzania destabilizującego austenit. Przyrost własności mechanicznych uzyskuje się ponadto przez zabiegi umocnienia wydzieleniowego marten-

żytu. Stale te są oparte najczęściej na 17% Cr i 4% Ni. Ich skład che­miczny musi 'być tak dobrany, by zapewniał:, wystąpienie struktury auste­nitycznej w temperaturach przesycania (ok. 1050°C), odpowiednie obni­żenie punktu Mg oraz minimalną zawartość ferrytu 6, który obniża wy­trzymałość i utrudnia spawanie. Wpływ zawartości chromu i innych pierwiastków na ilość ferrytu 6 w tych stalach przedstawia rys. 7.107.

Rys. 7.107. Wpływ pierwiastków stopowych na zawartość ferrytu ô

•o - w siali 0,1% C po przesycaniu z 1050°C, b — w stali 0,1% C. 17% Cr i 4% Ni po przesycaniu z 1050°C

Pokrewną grupę do stali z kontrolowaną przemianą stanowią tzw. stale dwufazowe, a wśród nich krajowe gatunki 3H17M i H17N2, stoso­wane w stanie ulepszanym cieplnie (fot. 7.24).

Wysokochromowe stale ferrytyczne (np. stal H17T) odznaczają się na ogół dobrą spawalnością, jeżeli nie występują w nich przemiany fa­zowe. Są stosowane na części urządzeń w przemyśle chemicznym i spo­żywczym, a charakteryzują się odpornością na działanie kwasu azotowego oraz kwasów organicznych. Na części wymagające dużej odporności na ścieranie i korozję (np. łożyska kulkowe dla przemysłu naftowego, pa­newki, zawory i narzędzia chirurgiczne) stosuje się stal HI8 zawierającą 0,9-M,0% C i 17-1-19% Cr, hartowaną i nisko odpuszczaną. Stal ta może zawierać do 1 % Mo.

Ferrytyczne stale chromowe o zawartości ok. 25-1-27% Cr są naj­częściej używane jako materiały o wysokiej żaroodporności. Zawierają do 2,5% Si lub do 1,5% Al, co zwiększa ich odporność na utlenianie.

7.10.4. Stale kwasoodporne austenityczne

Wprowadzenie do stali zawierającej 18% Cr co najmniej 8% Ni na­daje jej strukturę austenityczną w całym zakresie temperatur (rys. 7.108). Zapewnia to stali wyższe własności mechaniczne, większą odporność na korozję i mniejszą skłonność do rozrostu ziarn. Stąd też typowymi stala­mi kwasoodpornymi są stale austenityczne o zawartości ok. 0,1% C, 18% Cr i 8% Ni, tzw. stale 18-8, stosowane we wszystkich krajach. Ze względu na to, że rozpuszczalność C w austenicie w temperaturze otoczenia nie przekracza ok. 0,04% C (rys. 7.109), nadmiar jego znajduje się w węgliku Cr23C₆. Przez nagrzanie stali powyżej 1100°C można węglik wprowadzić do roztworu, a następnie — przez przesycenie z chłodzeniem w wodzie — uzyskać w temperaturze otoczenia strukturę jednorodnego austenitu, bez wydzieleń węglików, co zapewnia stali większą odporność korozyjną.

Rys. 7.108 (z lewej). Zakres występowania struktury austenitycznej w stalach kwasoodpornych Fe—Cr—Ni

Rys. 7.109 (z prawej). Zmiana rozpuszczalności węgla w stali 18-8 w zależności od temperatury

Przesycanie zwiększa również plastyczność austenitu, ułatwiając tym sa­mym przeróbkę plastyczną na zimno. Jednorodny przesycony roztwór aus­tenitu w stalach chromowo-niklowych jest trwały do ok. 500°C. Węgliki nie wydzielają się z roztworu z powodu małej szybkości dyfuzji Cr. W temperaturach powyżej 500°C zachodzi wydzielenie się węglików chro­mu z przesyconego roztworu w postaci siatki na granicach ziam auste­nitu (fot. 7.25). Zjawisko to jest bardzo niekorzystne, gdyż sprzyja wystą­pieniu tzw. korozji między krystalicznej. Ten rodzaj ko­rozji jest bardzo niebezpieczny, bowiem proces niszczenia przebiega po granicach ziarn w głąb materiału, nie pozostawiając śladów na powierz­chni. Sprzyja mu ewentualny stan naprężeń w materiale.

Przyczyną korozji międzykrystalicznej jest m.in. różnica szybkości dyfuzji C i Cr. W temperaturach powyżej 500°C szybkość dyfuzji C jest znacznie większa od szybkości dyfuzji Cr, wobec czego C, potrzebny do budowy wydzielających się węglików, jest czerpany z całego ziarna, na­tomiast Cr tylko z obszarów przylegających do granic ziarn. W wyniku tego powierzchnia ziarn na pewnej, stosunkowo niedużej głębokości ulega zubożeniu w Cr poniżej granicy odporności na działanie kwasów (< 12% Cr). Zniszczenie korozyjne rozprzestrzenia się wzdłuż tych zubożałych w Cr granic ziarn.

Korozja międzykrystaliczna powstaje tylko po nagrzaniu przesyconej stali austenitycznej do zakresu 500-p650°C. W temperaturach niższych nie wydzielają się bowiem węgliki chromu, zaś powyżej 650°C Cr dyfun- duje ze stosunkowo dużą szybkością i nie występuje zjawisko zubożenia granic ziam w ten pierwiastek.

Zmniejszenie skłonności do korozji międzykrystalicznej stali 18-8 można uzyskać dwoma sposobami, a więc przez:

• zmniejszenie zawartości C poniżej 0,07%,

• wprowadzenie do stali dodatków Ti, Nb lub Ta w odpowiednich ilościach, a mianowicie:

%Ti>4X%C lub %Nb>8X%C

Światowe tendencje rozwoju stali zmierzają do stosowania stali aus­tenitycznych o coraz mniejszej zawartości węgla, wynoszącej 0,02-^0,06%.

Ponieważ ze względów metalurgicznych istnieją trudności obniżenia zawartości C w stalach 18-8 poniżej 0,08%, więc dla zabezpieczenia się przed korozją międzykrystaliczną chętniej stosuje się drugi z wymienio­nych sposobów, tj. wiązanie węgla zawartego w stali w trwałe węgliki tytanu lub niobu, nie przechodzące do roztworu podczas przesycania.

Węgliki te, rozbite w czasie przeróbki plastycznej, zostają równomier­nie rozmieszczone w materiale i nie wpływają na korozję międzykrysta­liczną. Stal z Ti i Nb nie zawiera zatem C w roztworze i przy podgrzaniu nie wydzielają się węgliki chromu. Są to tzw. stale stabilizowane, odporne na korozję międzykrystaliczną. Przykładem stali niestabilizowanej może być 1H18N9, zaś stabilizowanej 1H18N9T. Stal 0H18N9, dzięki zawartości

maks. 0,07% C, jest również w dużym stop­niu uodporniona na korozję międzykrysta­liczną (PN-71/H-86020).

Własności mechaniczne stali austenitycz­nych w stanie przesyconym wynoszą w przy­bliżeniu: R_m ^ 590 MPa, R_e 240 MPa, A_3min^40%, Z_min^55% i ok. 150 HB. Na uwagę zasługuje mały stosunek RJR_m, co ogranicza stosowanie tych materiałów na niektóre części konstrukcyjne (rys. 7.110).

Rys. 7.110. Wpływ zawartości C w stali 18-8 na gra­nicę plastyczności ł?o,2 i wytrzymałości na rozcią­ganie R_m

Własności plastyczne stali austenitycznych, w przeciwieństwie do stali perlitycznych, maleją ze wzrostem temperatury. Ilustruje to wpływ pier­wiastków stopowych na własności plastyczne dwóch stali austenitycznych różniących się składem chemicznym (rys. 7.111).

Rys. 7.111. Wpływ zawartości pierwiastków stopowych na własności plastyczne

a — stall 18-8, b — stali 16°/o Cr 1 23’/» Ni

Stale te mają również znacznie wyższą od stali perlitycznych wytrzy­małość na pełzanie. Stale austenityczne można umacniać, stosując prze­róbkę plastyczną na zimno (rys. 7.112).

Rys. 7.113 (z prawej). Zmiana parametru sieci austenitu i przyrost granicy plastycz­ności stali austenitycznej jako efekt rozpuszczenia pierwiastków stopowych

Umacnianie austenitu pierwiastkami stopowymi zależy od ich wpły­wu na zmianę parametru sieci Al Fe_Y (rys. 7.113).

W celu zwiększenia odporności stali chromowo-niklowych na działa­nie kwasu siarkowego i octowego stosuje się 1,5-1-3% Mo, np. w stalach H18N10MT i H17N13M2T.

Możliwość wystąpienia w stali austenitycznej korozji naprężeniowej i związanego z tym zjawiskiem pękania transkrystalieznego zależy od za­wartości Ni (rys. 7.114).

Dodatek ok. 3% Cu zmniejsza skłonność tych stali do korozji naprę­żeniowej, zaś 2-1-3% Si polepsza żaroodporność oraz odporność na dzia­łanie kwasu solnego i rozcieńczonego kwasu siarkowego. Wraz z obniżeniem zawartości C w stali 18-8 zmniejsza się stabilność struk­tury austenitycznej i zachodzi konieczność podwyższenia zawartości niklu do 10 do 12%.

Taka stal wykazuje zarazem wyższą odpor­ność korozyjną.

Rys. 7.114. Zakres stężenia niklu w stali austeni­tycznej, przy którym występuje korozja naprę­żeniowa

Wprowadzenie do stali 18-8 dalszych dodatków stopowych, poza Cr i Ni, przy równoczesnej zmianie zawartości C może znacznie wpłynąć na przesunięcie granic występowania faz i związaną z tym stabilność struk­tury austenitycznej. Ponieważ pierwiastki ferrytotwórcze potęgują oddzia-

ływanie Cr a austenitotwórcze — oddziaływanie Ni, więc przy analizie struktury stali 18-8 wprowadzono pojęcie tzw. równoważników chromu (Cr_e) oraz niklu (Ni_e). Wartość tych równoważników można wyznaczyć z prostych wzorów empirycznych:

Cr_e = (% Cr).+ (% Mo)+ 1,5 (% Si)+0,5 (% Nb)

Ni_e = (% Ni)+ 30 (% C) + 0,5 (% Mn)

Przydatność tych wzorów maleje ze wzrostem zawartości dodatków w stalach 18-8. W szczególności w przypadku silnie węglikotwórczych pierwiastków Ti i Nb uwzględnia się tylko ich zawartość w stali nie związaną w węgliki i azotki. Przyjmuje się przy tym, że cały N zostaje związany, natomiast ilość nie związanego C wynosi 0,03%. Prowadzi to do zmiany postaci podanych wzorów.

Opierając się na równoważnikach Cr_e i Ni_e opracowuje się wykresy umożliwiające orientacyjne określenie składu fazowego stali 18-8 dla da­nej temperatury lub szybkości chłodzenia na podstawie składu chemicz­nego. Przykładem tego może być wykres Schaefflera (rys. 7.115), poda­jący skład fazowy spoiny stali 18-8 po szybkim chłodzeniu z temperatury spawania.

Rys. 7.115. Wykres Schaefflera z poprawką na azot

Ze względu na powszechnie odczuwany deficyt Ni istnieje tendencja zastępowania stali 18-8 austenitycznymi stalami chromowo-manganowy- mi, a ściślej chromowo-niklowo-manganowymi. Zastąpienie niklu manga­nem pogarsza wprawdzie własności antykorozyjne, jednakże hamuje prze­mianę martenzytyczną pod wpływem zgniotu.

Jak wynika z rys. 7.116, dodatek Mn pozwala wydatnie obniżyć w stali 18-8 zawartość Ni, niezbędną do zapewnienia struktury jednorod­nego austenitu. Zwiększenie zawartości C ułatwia stabilizację austenitu, ale jednocześnie zwiększa skłonność do korozji międzykrystalicznej. Zado­walające rezultaty osiągnięto w stalach Cr—Mn z dodatkiem 2d-5% Ni, uzyskując strukturę czysto austenityczną o korzystnych własnościach me­chanicznych i chemicznych. Stale austenityczne Cr—Ni—Mn są najczęściej
stosowane na apaiaturę chemiczną pracującą pod ciśnieniem w niskich tem­peraturach. Są to m.in. krajowe stale 0H17N4G8, 1H17N4G9 i H13N4G9. Celem stabilizacji austenitu oraz rozdrobnienia ziarna dodaje się do nich niekiedy ok. 0,25% azotu.

Stale Fe—Cr—Mn zawierające azot wykazują jednak skłonność do występowania charakterystycznego procesu wydzieleniowego, określonego jako komorkowy rozpad przesyconego austenitu (rys. 7.117).

Rys. 7.116 (z lewej). Wpływ manganu na zakresy występowania austenitu w stali Cr—Mn—Ni przy stałej zawartości węgla (0,10-1-0,12%) i azotu (0,08-1-0,15%) po przesy­caniu z 1075°C

Rys. 7.117 (z prawej). Wpływ zawartości węgla i azotu oraz temperatury starzenia stali austenitycznej Fe—Cr—Mn na występowanie rozpadu komórkowego przesyco­nego austenitu

Stale austenityczne znajdują zastosowanie w przemysłach: kwasu azotowego, farbiarskim, węglowym, mleczarskim, papierniczym, paliw syntetycznych i in.

Obok omówionych gatunków stali odpornych na korozję są stosowane również w przemyśle staliwa nierdzewne i kwasoodporne. Można je po­dzielić na cztery główne girupy:

• Staliwa chromowe o zawartości 0,2-4-0,3% C i 14-4-17% Cr; po ob­róbce cieplnej mają one strukturę sorbityczną.

• Staliwa chromowe zawierające 1,1-4-1,3% C i 28d-30% Cr. Obrabia się je cieplnie celem uniknięcia naprężeń; ich struktura składa się z ferrytu i węglików chromu.

• Staliwa chromowo-niklowe o strukturze austenitycznej, zawiera­jące 0,l-4-0,2% C, 17,5-4-18,5% Cr i 8,04-10% Ni.

• Staliwa wysokokrzemowe zawierające 0,3-4-0,7% C i 14-4-18% Si o strukturze eutektycznej, stąd często nazywane żeliwem. Aby po­większyć odporność staliwa wysokokrzemowego na działanie kwa­su solnego, dodaje się do nich 3,5-4-4,0% M.

5. Stale żaroodporne i żarowytrzymałe

Pojęcia ogólne. Materiały na części maszyn i urządzeń przeznaczone do pracy w podwyższonych temperaturach muszą mieć dwie podstawowe

własności: , .

— dużą odporność na działanie czynników chemicznych w podwyż­szonych temperaturach, przede wszystkim gazów utleniających;

własność ta określana jest jako żaroodporność lub żaro- trwałość,

— zdolność wytrzymywania obciążeń mechanicznych w wysokich temperaturach, określaną jako żarowytrzymałość.

Często obydwie własności określa się jednym terminem — żaroodpor­ność. Zarówno jednak — gdy chodzi o odporność na działanie czynników chemicznych w podwyższonych temperaturach — żaroodporność, jak i ża­rowytrzymałość obejmują pewien zespół własności i dotychczas nie ma jeszcze ogólnie przyjętych, jednoznacznych kryteriów ich oceny.

Utlenianie metali i stopów w podwyższonych temperaturach jest zło­żonym procesem cieplno-chemicznym, polegającym nie tylko na łączeniu

się tlenu z metalem, lecz również na dyfuzji atomów tlenu i metalu przez warstwę tlen­ków. Szybkość utleniania czystego Fe oraz stali wzrasta gwałtownie powyżej ok. 560°C (rys. 7.118). W temperaturze tej zachodzi bo­wiem przemiana tlenku Fe₃0₄ na tlenek FeO (wustyt) o sieci krystalicznej typu NaCl, umożliwiającej wzrost szybkości dyfuzji tlenu.

Rys. 7.118. Szybkość utleniania Fe w zależności od temperatury

Wprowadzenie do stali Cr, Al i Si o większym powinowactwie z tle­nem aniżeli Fe wpływa na powstanie tlenków Cr₂0₃, A1₂0₃ lub Si0₂ silnie utrudniających dyfuzję tlenu, a więc chroniących metal przed dalszym utlenianiem (rys. 7.119). Wynika z tego, że podstawowymi dodatkami stali żaroodpornych są: Al, Cr i Si. Im wyższa jest temperatura pracy części, tym większa zawartość pierwiastka stopowego jest potrzebna dla zapew­nienia żaroodpcrności (rys. 7.120).

Odporność na utlenianie, bardzo zależne od Składu chemicznego stali, nie zmienia się prawie ze strukturą (rys. 7.121).

Przedstawione na rys. 7.118-4-7.121 zależności dotyczą korozji tlenowej w suchych gazach. W warunkach pracy urządzeń energetycznych wystę­puje ponadto oddziaływanie korozyjne pary wodnej oraz wodnych roztwo­rów soli. Oprócz korozji równomiernej należy zatem uwzględnić wystę­powanie korozji wżerowej, między krystalicznej i naprężeniowej.

Żarowyrzymałość jest pojęciem złożonym i polega na zachowaniu przez długi czas własności mechanicznych w podwyższonych temperatu­rach. Wielkość naprężeń roboczych można dobierać zależnie od czasu pracy.

Zdolność materiału do przenoszenia obciążeń mechanicznych w pod­wyższonych temperaturach jest wyrażona przede wszystkim wytrzymało­ścią na pełzanie i granicą pełzania oraz wytrzymałością trwałą. O trwałości części decyduje również wytrzymałość na zmęczenie mechaniczne i cie­plne. Wraz ze wzrostem stopnia umocnienia materiału wzrasta prawdopo­dobieństwo wystąpienia -kruchego złomu, zanim odkształcenie osiągnie do­puszczalną wartość.

Rys. 7.119. Wpływ składu che­micznego stali na przebieg utleniania w 1000°C

a — stale chromowe, b — stale aluminiowe, c — stale krzemowe

Rys. 7.120. Intensywność utleniania stali chromowych w różnych temperaturach

Jy

Rys. 7.121. Wpływ zawartości Cr na żarodporność stali

1 — austenitycznych, 2 — ferrytycznych

W tych warunkach czas patrzebny do zerwania próbki w próbach pełzania i odpowiadający mu czas bezpiecznej pracy części ulegają skró­ceniu. Aby uniknąć tego niekorzystnego zjawiska, skład chemiczny i struk­turę stali należy zoptymalizować. Chodzi bowiem o określenie warunków zapewniających maksymalne umocnienie stali w podwyższonych tempe­raturach przy zachowaniu wystarczającego zapasu plastyczności.

35 — Metaloznawstwo

Wzrost żarowytrzymałości stali uzyskuje się przede wszystkim przez wprowadzenie do niej pierwiastków stopowych zwiększających energię wiązania atomów w sieci roztworu stałego, a więc podwyższających tem­peraturę topnienia i rekrystalizacji, jak np.: Mo, W, V, Co oraz Ti, Cr i Si. Ponadto z czynników strukturalnych wpływających na podwyższenie żaro­wytrzymałości można wymienić:

• umocnienie przez zgniot,

• zmianę struktury roztworu stałego — stopy ferrytyczne mają mniejszą żarowytrzymałość niż austenityczne, co wynika m.in. z niższej temperatury rekrystalizacji ferrytu,

• zwiększenie nasycenia roztworu stałego pierwiastkami stopowymi,

• wzrost wielkości ziarna,

• wydzielanie się faz o dużej dyspersji (utwardzenie dyspersyjne).

Do procesów strukturalnych wpływających na obniżenie żarowytrzy­małości należą:

• poligonizacja i rekrystalizacja obszarów odkształconych,

• koagulacja wydzieleń faz,

• wydzielanie się faz o mniejszej wytrzymałości niż faza macierzy­sta, jak np. grafitu w procesie rozpadu cementytu.

Dobór składu chemicznego i struktury stali żarotrwałych jest podyk­towany dążnością do uzyskania optymalnego zespołu cech wytrzymałoś­ciowych, ciągliwych i antykorozyjnych. W każdym jednak przypadku pewnym ograniczeniem w tym zakresie jest konieczność zachowania okre­ślonych własności technologicznych — w tym głównie odkształcalności oraz spawalności.

Podział i charakterystyka stali i stopów żaroodpornych. Na części kon­strukcji pracujące w podwyższonych temperaturach stosuje się wiele róż­norakich stopów, jednakże stale stanowią wśród nich grupę podstawową, chociaż nie wykazują bynajmniej najwyższych własności (rys. 7.122).

Rys. 7.122. Wytrzymałość na pełzanie (1000 h) różnych stopów

546

Miarą zdolności metalu czy stopu do przenoszenia obciążeń w pod­wyższonych temperaturach jest stosunek najwyższej możliwej tempera­tury pracy do temperatury topnienia, wynoszący np. dla stopów Ti, Co i Mo 0,7-s-0,8, zaś dla Cu odznaczającej się niską żarowytrzymałością — poniżej 0,5. Określane w danej temperaturze własności mechaniczne dwóch różnych stopów najczęściej nie pozostają w tym samym stosunku w innych temperaturach. Konstruktor dobierając materiał powinien pa­miętać, że dany stop ma optymalne własności wytrzymałościowe tylko w określonym, dość wąskim zakresie temperatur.

Stosowane obecnie stale żaroodporne i żarowytrzymałe można podzie­lić na trzy grupy, a mianowicie: stale ulepszane cieplnie, ferrytyczne (chromowe) i austenityczne (chromowo-niklowe).

Stale ulepszane cieplnie mogą mieć ipo chłodzeniu w powietrzu struk­turę ferrytyczno-perlityczną, perlityczną, bainityczną lub nawet marten- zytyczną. Są to na ogół stale niskostopowe o zawartości 0,15-1-0,45% C. Są stosowane jako żarowytrzymałe w temperaturach 350-^575°C.

Badając zależność R_m od temperatury dla czystego Fe lub stali kon­strukcyjnych węglowych stwierdza się, że powyżej 350°C wytrzymałość zależy od czasu działania przyłożonego naprężenia (rys. 7.123). Oznacza to, że miarodajną charakterystyką tych materiałów w temperaturach po­wyżej 350°C staje się wytrzymałość na pełzanie. Własność tę zapewnia wprowadzenie do stali dodatków Mo, V, Cr, Si oraz W. Podstawowe zna­czenie mają Mo i V, podnoszące żarowytrzymałość zarówno przez rozpusz­czanie się w ferrycie, jak i tworzenie dyspersyjnych wydzieleń węglików. Chrom i krzem wpływają głównie na żaroodporność, a zarazem potęgują działanie Mó i V. Chrom zwiększa ponadto hartowność stali ulepszanych cieplnie. Do zawartości ok. 1,5% Cr pierwiastek ten podwyższa wytrzyma­łość na pełzanie i zmęczenie. Przy za­wartościach większych może nawet wy­stąpić obniżenie tych własności w wy­niku przemian węglików stopowych.

Zastosowanie W w omawianej grupie stali jest niewielkie.

Rys. 7.123. Wytrzymałość żelaza na rozciąganie w zależności od temperatury badania; naprę­żenia w obszarze zakreskowanym powodują pełzanie

Niskostopowe stale żarowytrzymałe znajdują zastosowanie na części kotłów i turbin, urządzeń krakingowych oraz zawory silników cieplnych. Jakkolwiek najczęściej stosuje się je w stanie ulepszonym cieplnie, jednak niektóre stale niskowęglowe, np. na blachy lub rury kotłowe, są stosowane w stanie normalizowanym bądź wyżarzonym. Charakterystyczne struktury tej grupy stali przedstawiają fot. 7.26 i 7.27.

Na blachy kotłowe są stosowane głównie stale K22M o zawartości ok. 0,2% C, 1,0% Mn i 0,25-1-0,40% Mo oraz 18CuNMT o średnim składzie che­micznym: 0,18% C, 1,0% Mn, 1,0% Ni, 1,0% Cu, 0,3% Mo i 0,05% Ti. Mate­riały te o wysokich własnościach wytrzymałościowych zarówno w tempe­raturach otoczenia, jak i podwyższonych są głównie używane na blachy do budowy kotłów wysokoprężnych.

35*

Na rury do podgrzewaczy i przewody pary kotłów stosuje się stale o zawartości 0,08-7-0,20% C, 0,8-1-2,5% Cr i 0,44-1,1% Mo. Są to min. stale 16M, 15HM i 10H2M o zróżnicowanym składzie chemicznym, pracujące w temperaturach 4504-575°C zależnie od gatunku. Stosuje się je po nor­malizowaniu lub ulepszaniu cieplnym.

Stale molibdenowe i chromowo-molibdenowe, do niedawna podsta­wowe materiały do wyrobu rur na przewody pary, są wypierane przez stale Cr—Mo—V o wyższych własnościach. W kraju stosuje się do tych celów m.in. stal 12HMF (tabl. 7.15).

Tablica 7.15

Skład chemiczny i zastosowanie krajowych stali Cr—Mo—V dla energetyki *)

Znak stali	Zawartość, %	Przykłady zastosowania	Maksy­ malna tempera-
	C	Mn	Si
12HMF	0,08 0,15	0,40 0,70	0,17 0,37
13HMF	0,10 0,18	0,30 0,60	0,15 0,35
15HMF	0,12 0,19	0,40 0,70	0,17 0,37
j 21HMF	0,17 0,25	0,30 0,60	0,30 1.60
24HMF	0,20 0,30	0,50 0,80	0,17 0,37
24HMF	0,22 0,30	0,30 0,60	0,30 0,50

*) Warunki techniczne ujmują normy: BN-65/0631-06 ł BN-67/0648-02; MWT — 102/104 oraz PN-60/H-9415, PN-60/H-93015 i PN-61/H-94009.

Zarowytrzymałe stale Cr—Mo—V stały się w ostatnich latach waż­nym tworzywem konstrukcyjnym w przemyśle energetycznym. Produkuje się je jako niskowęglowe o zawartości 0,10-4-0,20% C z przeznaczeniem na armaturę kotłów, rurociągi parowe i łopatki turbin oraz jako średnio- węglowe 0,204-0,30% C stosowane głównie na wirniki i części turbin. Do pierwszej grupy można zaliczyć krajowe stale 12HMF, 13HMF i 15HMF. a ponadto niektóre staliwa na korpusy turbin dużej mocy. Druga grupa obejmuje m.in. 21HMF, 24H2MF i 26H2MF. Stale Cr—Mo—V zawierają najczęściej 0,54-1,5% Cr, 0,54-1,0% Mo i 0,254-0,75% V. Aby poprawić włas­ności w temperaturach podwyższonych stali niskowęglowych, przeznaczo­nych na rury przegrzewaczy kotłów, wprowadza się ostatnio dodatek W. Przykładem może być belgijska stal TY stosowana do temperatur 575°C i zawierająca średnio 0,12% C, 1,1% Cr, 0,55% Mo, 0,50% W oraz 0,4% V. W stalach średniowęglowych dla poprawy własności ciągliwych w tempe­raturach otoczenia stosuje się dodatki Ni i Si.

Stale Cr—Mo—V są bardzo ekonomiczne i zapewniają najkorzystniej­szy stosunek wytrzymałości na pełzanie do zawartości dodatków stopo­wych z wszystkich znanych stali o osnowie ferrytycznej. Są to typowe stale bainityczne (rys. 7.124). Po chłodzeniu z zakresu austenitycznego z szybkością powyżej ok. 300°C/min mają strukturę martenzytu samo- odpuszczonego, ponieważ punkt M_s tych stali mieści się w zakresie 400 do 440°C, aM_tw zakresie 200-r-220°C. Przy szybkościach chłodzenia 10 do 300°C/min, obejmujących również chłodzenie w powietrzu, stale Cr—Mo—V wykazują strukturę bainitu górnego (fot. 7.28).

Bainitowi tych stali towarzyszy zawsze austenit szczątkowy (co naj­mniej kilkanaście procent). Po ulepszaniu cieplnym struktura składa się głównie z ferrytu i węglików wanadu VC. W stalach średniowęglowych mogą ponadto wystąpić większe ilości węglików M_SC (fot. 7.29, 7.30). Wpływ średniej odległości wydzieleń V₄C₃ w osnowie ferrytu ulepszonej cieplnie stali o zawartości ok. 0,25% C, 1,1% Cr, 0,75% Mo i 0,25% V na wytrzymałość na pełzanie przedstawiono na rys. 7.125.

Rys. 7.125. Krzywe pełzania w temperatu­rze 550°C stali Fe—Cr—Mo—V (0,25% C, 1,1% Cr, 0,75% Mo i 0,25% V) ulepszanej cieplnie, o różnej odległości wydzieleń V₄C₃ w osnowie ferrytu 1 — odległość wydzieleń ok. 55,0 nm, 2 — ok. 60,0 nm, 3 — ok. 68,0 nm, 4 — ok. 83,0 nm

W porównaniu z omówionymi stalami kotłowymi i turbinowymi więk­szą zawartość Cr wykazują stale dla przemysłu chemicznego, a wśród nich krajowe stale H5M i H6S2 (PN-71/H-36022 Stal żaroodporna. Gatunki). Stale te, należące do grupy ferrytyczno-perlitycznych, są stosowane w sta­nie wyżarzonym m.in. na urządzenia krakingowe w syntezie amoniaku, w przemyśle naftowym na części rekuperatorów, kotłów parowych itp.

Do stali żarowytrzymałych ulepszanych cieplnie zalicza się również stale zaworowe chromowo-krzemowe, używane na zawory silników spalino­wych. Są to tzw. silchromy zawierające 0,4-r-0,5% C, 8,0-^12,0 Cr, 2,0 do 3,0% Si i ewentualnie do ok. 0,8% Mo. Należą do nich m.in. krajowe stale H9S2 i H10S2M (PN-71/H-86022). Duża zawartość Cr i Si zapewnia im wysoką żar o odporność i żarowytrzymałość. Ponieważ części zaworów są narażone na działanie wysokich temperatur jedynie okresowo, górna temperatura ich eksploatacji może sięgnąć 600-f-800°C. Molibden w tych stalach podwyższa temperaturę rekrystalizacji oraz polepsza hartowność i udamość w stanie ulepszonym cieplnie. Stosunkowo duża zawartość C nadaje stali zaworowej dużą twardość oraz odporność na ścieranie i zuży­cie, własności nader istotne dla zaworów. Po obróbce cieplnej struktura tych stali składa się z fazy u oraz węglików stopowych (fot. 7.31).

Wysokostopowe stale żarowytrzymale ulepszane cieplnie, używane głównie w budowie urządzeń energetycznych, zawierają najczęściej ok. 12% Cr oraz alternatywnie dodatki Mo, V, Ti, Nb i Co. W tej grupie w kraju są produkowane stale 15H11MF, 15H12WMF i 17HllMFNb z prze­znaczeniem na łopatki i części turbin parowych oraz stal 2GH12M1F na rury przegrzewaczy w blokach energetycznych dużej mocy (PN-75/H- -84024). Ten ostatni gatunek stali jest szeroko rozpowszechniony, gdyż jego własności pod wieloma względami są porównywalne z własnościami żarowytrzymałych stali austenitycznych, wywodzących się z grupy 18-8.

Ponieważ wysokostopowa stal 20H12M1F wymaga od producentów kotłów stosowania nader starannej technologii spawania, są czynione próby wprowadzenia w kraju do produkcji rur przegrzewaczowych stali 20H2M2B

0. lepszej od stali 20M12MF spawalnoścL Stal ta ma wystarczającą żaro- odpomość do 650°C, podobnie jak stal H9M stosowana w petrochemii, jednak wyższą od niej żarowytrzymałość.

Stole jerry tyczne wysokochromowe są najczęściej używane jako żaro­odporne. Wykazują bowiem stosunkowo niską wytrzymałość ^ 490 MPa

0. żarowytrzymałość przy wysokiej odporności na utlenianie w podwyż­szonych temperaturach, szczególnie gatunki zawierające 23-^27% Cr (rys. 7.126). Celem polepszenia żarooapomości stosuje się oprócz Cr dodatki 0,8-f-1,1% Al i 0,8-i-2,5% Si. Dla poprawy własności mechanicznych nie­które stale mają podwyższoną zawartość do ok. 1,0% Mn (PN-71/H-86022). Natomiast dodatek do 0,8% Ti (4X% C) służy do stabilizacji C, a tym sa­mym poprawy spawa!naści.

Wszystkie wysok ochro mowę stale ferrytyczne są szczególnie odporne na korozyjne działanie związków siarki Gatunki H1.3JS. H1SJS i H24JS stosuje się na armaturę pieców przemysłowych, części żaroodporne kotłów parowych, podpory podgrzewaczy itp. Stal 2H17 jest stosowana na garnki do wyżarzania i skrzynki do nawęglania, natomiast H25T znalazła zasto­sowanie na małe obciążone części mechaniczne pieców grzewczych, na ru­szty, kosze, mufle i osłony do ternnoelementów. Stal H26N4 jest mniej odporna na gazy zawierające związki siarki ze wrzględu na podwyższona zawartość Ni (4.0-=-5.0%). Jest to stal ferrytyczno-perlityczna o Rrr. S590 MPa i może być stosowana na części o zwiększonym obciążeniu, jak np. części przenośników oraz części pieców prażalniczych i przemysłowydhL

Rys. 7.126. Charakterystyka żarodpor-

nośei różnych stali

i — wolowej, 2 — nl*ko*topowej, 3 — chromowe} t% Cr, 4 — chromowej 12-M7% Cr, i — zaworowej 8-4-12% Cr 1 2-ł-2% Si, 8 — austenitycznej 18-*, 7 — wysokoehromowej **•/. Cr

Stale austenityczne żar ©wytrzymałe zapewniają zarówno wysoką ża­roodpornej, jak i żarowytrzymałość (rys. 7.127 i 7.128). Stosuje się je głównie na części aparatury chemicznej, łopatki turbin, silników spali­nowych i odrzutowych, w tym głównie zawory silników lotniczych i no­woczesnych samochodów oraz inne części silników lotniczych i nowoczes­nych samochodów, jak również inne części pracujące w zakresie 500-f-650°C, a w niektórych przypadkach również i wyższych. Dobrą żaroodpomość zapewnia tym stalom zawartość 12-5-25% Cr (rys. 7,127).

Na żaroodporność wpływa także Ni, którego określona zawartość na­daje stali strukturę austenitu o dużej odporności na utlenianie. W celu uzyskania stabilnej struktury austenitycznej o dużej żaroodporności jest ściśle wymagany określony stosunek zawartości Cr i Ni.

W stosowanych obecnie austenitycznych stalach żarowytrzymałych zawartość głównych dodatków stopowych — Cr i Ni mieści się w szero­kich granicach i najczęściej odpowiada relacji: Cr/Ni = 18/8, 18/10, 18/12, 17/13, 14/14, 16,5/16,5, 23/18, 20/20, 25/20 i 20/23 Ponadto do specjalnych zastosowań ¡produkuje się stale typu 14-14 (Cr—Ni) oraz inne wieloskład­nikowe (PN-71/H-86022).

Rys. 7.128. Własności żarowytrzymałe stali austenitycznych 18-8

a — schematyczne porównanie wytrzymałości na pełzanie stali austenitycznych i ferrytycznych, b — wpływ gniotu na wytrzymałość na pełzanie stali 18-8 z do­datkiem 1,07* W i 0,7-i- Ti

W celu uzyskania wysokiej żarowytrzymałości tych stali wprowadza się do nich dodatki trudno topliwych pierwiastków węglikotwórczych (Mo, Nb, Ti, V, W), których zawartość wynosi od kilku dziesiątych do kilku procent.

Pierwsza grupa wspomnianych stali o składzie chemicznym zbliżonym do typu 18-8 jest najczęściej stosowana do pracy w ośrodkach ciekłych i wykazuje zadowalającą żaroodporność w atmosferze utleniającej do ok. 900°C, zaś redukującej i zawierającej związki siarki do 700°C. Stale te często zawierają dodatek W, Ti lub Mb celem podwyższenia żarowytrzy­małości oraz Al lub Si dla zwiększenia żaroodporności. Znaczna plastycz­ność stali grupy 18-8, dobre własności mechaniczne i duża odporność na korozję uzasadniają szerokie stosowanie tych stali, pomimo nieco mniej­szej żarowytrzymałości. Wprowadzenie do nich dodatków W, Mo, Al i Si wpływa na pojawienie się w strukturze ferrytu 5 po pewnych zabiegach obróbki cieplnej, co obniża w pewnym stopniu wytrzymałość na pełzanie. Do tej grupy stali można zaliczyć krajową stal H18N9S oraz 1H18N9T i H18N10MT; dwie ostatnie są stosowane przede wszystkim jako kwaso- odpome. Natomiast gatunki H23N13 o podobnym przeznaczeniu jak po­przednie cechuje się dobrą żaroodpomością w atmosferze utleniającej do ok. 1100°C, natomiast redukującej —do ok. 900°C.

W świecie powszechnie jest stosowana żarowytrzymała stal austeni­tyczna AISI 316, której odpowiada krajowa stal H17N13M2. Jest to obec­
nie podstawowe tworzywo na rury przegrzewaczy bloków energetycznych najwyższej mocy. W zakresie 550-f-650°C z przesyconego austenitu tej stali wydzielają się węgliki M₂₃C₆, a następnie po dłuższych czasach wy­żarzania lub pracy — faza a. W temperaturach powyżej 650°C pojawiają się już fazy międzymetaliczne (rys. 7.129). Obecność w stali H17N12M2 molibdenu wpływa wydatnie na rozdrobnienie wydzieleń węglika M₂₃C₆, a tym samym na wzrost umocnienia w podwyższonych temperaturach. Zjawisko to intensyfikuje się pod wpływem' mikrododatku B.

Rys. 7.129. Wpływ temperatury oraz czasu wyżarzania na wydzielanie węglików i faz międzymetalicznych w stali AISI 316 (H17N13M2)

Stale austenityczne Cr—Ni, w odróżnieniu od stali ferrytycznych chromowych, nie wykazują tzw. „kruchości 475”, tj. występującej po uprzednim nagrzaniu do 475°C, jak również niemal nie są narażone na obniżenie ciągliwości, związane z wydzielaniem kruchej fazy o. Zjawisko to występuje częściej w stalach 18-8 z dodatkiem Si, Mo lub Ti, zawiera­jących — oprócz austenitu — ferryt rozpadający się powyżej 550°C na fazy y+of.

Stale grupy 14-14 (ok. 14% Cr i 14% Ni) wykazują znacznie większą stabilność struktury austenitycznej aniżeli stale 18-8 i odznaczają się większą żarowy trzy małością. Stale te zawierają oprócz podstawowych pierwiastków stopowych, — Cr i, Ni — dodatek ok. 2% W¹ i 0,5% Mo. Stale 14-14 produkuje się jako niskowęglowe (ok. 0,1% C) oraz wysokowęglowe (ok. 0,45% C). Są stosowane na łopatki turbin gazowych, armaturę wysokoprężną oraz inne części o wymaganej dużej żarowytrzymałości. Zalicza się do nich stal 4H14N14W2M o zawartości 0,4-e0,5% C uży­waną na zawory silników lotniczych i wykazującą własności żarowy- trzymałe do ok. 900°C. Uzyskanie w tych stalach jednorodnej struktury austenitycznej bez węglików wymaga przesycenia w 1150-h1200°C, co prowadzi do nadmiernego wzrostu ziarn i kruchości materiału. Stosowany po przesyceniu zabieg starzenia dla stabilizacji struktury sprzyja nieko­rzystnemu wydzielaniu węglików na granicach ziarn i bliźniaków (fot. 7.32). Dlatego też stale 14-14 stosuje się częściej po przeróbce plastycznej* kuciu w zakresie 1150d-900°C i ewentualnym późniejszym wyżarzeniu zmiękczającym w ok. 850°C (fot. 7.33). Dla zapewnienia stabilności auste­nitu przy przeróbce plastycznej na zimno niektóre stale 14-14 przezna­czone do tłoczenia zawierają jako dodatek stopowy azot utrwalający auste­nit. Omawiane stale, głównie o wyższej zawartości C, są bardzo wrażliwe na odwęglanie i utlenianie powierzchniowe.

Największą zawartość dodatków stopowych wśród stali żarowytrzy- małych austenitycznych wykazują grupy: 23-18 (ok. 23% Cr i 18% Ni) oraz 25-20 (ok. 25% Cr i 20% Ni), odznaczające się również najwyższą żarood- pornością i żarowytrzymałością. Częstym dodatkiem w tych stalach jest do ok. 1,5% Si dla zwiększenia żaroodporności oraz 2% Mn dodawany w celu utwardzenia austenitu i polepszenia spawalności. Do grupy tej na­
leżą m.in.: H23N18, H25N20S2 d H18N25S2 używane na części aparatury pracującej pod bardzo dużym obciążeniem i w wysokich temperaturach. Stale te są bowiem żaroodporne do ak. 1100°C.

Nieco odmienny skład mają stale na części turbin gazowych, jak ło­patki, tarcze, elementy mocujące, korpusy. Są to gatunki 4H15N7G7F2MS oraz 4H12N8G8MFN6. Stale te stosuje się po utwardzeniu dyspersyjnym. Cechuje je przede wszystkim wysoka żarowytrzymałość oraz żarood- porność do ok. 900°C. Na części kompresorów pracujące w temperatu­rach do 600°C stosuje się stal 1H12N2WMF.

Jak wynika z przytoczonego zestawienia, niektóre stale austenityczne żarowytrzymałe wykazują zawartość pierwiastków stopowych dochodzącą do 50%. Stanowią one zatem materiały przejściowe między typowymi sta­lami austenitycznymi a tzw. nadstopami o strukturze austenitycznej. Przy­kładem tego mogą być szwedzkie stale stosowane do budowy reaktorów jądrowych. Są to stale typu 15/15 lub 20/35 z dodatkami Mn, Mo, Ti oraz B i N, wykazujące zadowalającą wytrzymałość na pełzanie do 700°C.

Nadstopy. Terminem tym określa się ogólne stopy przeznaczone do pracy w temperaturach powyżej 650°C. Stopy te są używane głównie na łopatki, wirniki i dysze nowoczesnych turbin oraz silników odrzutowych, nagrzewające się podczas pracy do 700-r-900°C, przy czym ze względu na stałą dążność do podwyższania wydajności urządzeń energetycznych istnie­je tendencją podwyższenia tej temperatury. Najczęściej stosowanymi nad­stopami są stopy w osnowie Ni i Co.

Ze stopów Ni największe znaczenie uzyskał stop nimonik, zawierający 0,1% C, do 20% Ni i ok. 20% Cr oraz dodatki ok. 3% Ti i 1,5% Al. Te ostat­nie pierwiastki, tworzące z Ni fazy międzymetaliczne Ni₃Al, N₃Ti bądź Ni₃(TiAl), umożliwiają utwardzenie dyspersyjne stopu, co zapewnia znacz­ny wzrost wytrzymałości na pełzanie (rys. 7.130). Ewentualne dodatki Mo

i Co oraz C rozpuszczające się w niklu podnoszą żarowytrzymałość. Inny stop, tzw. inconel, zawiera ok. 0,1% C, 75% Ni, 15% Cr i 10% Fe.

Rys. 7.130. Wpływ czasu starzenia na twardość stopu nimonic w podwyższonych temperaturach

Stopy Co — do których należą min. szeroko stosowane vitalium o za­wartości ok. 0,15% C, 65% Co, 27% Cr, 3% Ni oraz do| 5% Mo' i¹ ewentual­nie V, Ni i Ta — podlegają w temperaturach pracy samorzutnemu proce­sowi utwardzania dyspersyjnego dzięki złożonym procesom przemian wę­glików stopowych. Pozwala to na zatrzymanie pewnej ilości C w roztworze stałym oraz zahamowanie procesów koagulacji węglików, co zapewnia utrzymanie wysokiej żarowytrzymałośti. w podwyższonych temperaturach.

Do stopów Co należy zaliczyć również tzw. stellity o wysokiej twar­dości (60-^65 HRC), prawie niezmiennej do 700°C. Stosuje się je w stanie lanym jako materiał narzędziowy, a czasem żarowytrzymały. Zawierają •do 4,0% C, 60% Co, 35% Cr oraz dodatki Fe, W, Si. W zasadzie nie pod­
legają obróbce cieplnej. Wysoką wytrzymałość nadaje im roztwór stały bogaty w Co, twardość zaś zawdzięczają eutektyce węglików chromu i wolframu z roztworem stałym na osnowie Co.

Do pracy w temperaturach powyżej 650°C stosuje się również czyste metale (Mo, W i Ta) o wysokiej temperaturze topnienia i rekrystalizacji, w wyniku czego można je utwardzać przez gniot na zimno (rys. 7.131). W temperaturze 980'C stopy Mo zawierające ok. 0,5% Ti lub Zr wyka­zują wytrzymałość trwałą — R^ po 100 h ok. 410 MPa; ze względu na dużą zdolność do sublimacji tlenków Mo0₃, a tym samym małą żarood- pomość, stosuje się je z pokryciami ochronnymi.

Rys. 7.131. Wpływ temperatury na wytrzymałość na rozciąganie a — W 1 Mo, b — stopów metali trudno topliwych

7.10.6. Stale o specjalnych własnościach mechanicznych

Do tej grupy zalicza się stale austenityczne i martenzytyczne odpor­ne na ścieranie, o bardzo wysokiej wytrzymałości oraz do pracy w niskich temperaturach. Własnościom tym towarzyszy wysoka ciągliwość cha­rakterystyczna dla struktury austenitu oraz wysoko odpuszczonego, stopo­wego martenzytu.

Stale odporne na ścieranie. Ze wszystkich znanych gatunków stali najwyższą odporność na ścieranie wykazuje stal manganowa, zwana od nazwiska wynalazcy stalą Hadfielda. Zawiera ona 1,0-5-1,3% C oraz 11,0-1-14,0% Mn, a zatem stosunek C i Mn wynosi 1 : 10. Po nagrzaniu do 950~M000°C i chłodzeniu w powietrzu stal Hadfielda ma strukturę austenitu z wydzieleniami węglików. Po przesyceniu z tych temperatur w wodzie powstaje struktura czysto austenityczna, o następujących włas­nościach mechanicznych (po przesyceniu z 950-f-1000°C): R_m = 880 do 1080 MPa, R_e = 340-1-440 MPa, A = 50%, Z = 60%, 200-1-250 HB, K = 290 J/cm*.

Na uwagę zasługuje wysoka wytrzymałość i udamość oraz dobre własności plastyczne stali przy stosunkowo niskiej granicy plastyczności i twardości.

Istota wysokiej odporności na ścieranie stali Hadfielda tkwi w tym, że pod działaniem nacisków zewnętrznych stal bardzo znacznie się umac­nia, gdyż jej struktura austenityczna ma wiele kierunków łatwego po­ślizgu (fot. 7.34 i 7.35). Gniot na zimno powoduje ponadto rozdrobnienie ziam oraz częściową przemianę martenzytyczną austenitu.

Stal Hadfielda jest niezastąpionym materiałem wtedy, gdy chodzi jednocześnie o dużą odporność na ścieranie i dużą udamość. Nieodzow­nym warunkiem dużej odporności na ścieranie jest wystąpienie dużych nacisków i towarzyszącego im gniotu. W innych warunkach, np. pod dzia­łaniem strumienia piasku, proces ścierania przebiega podobnie i nie jest powolniejszy niż w innych stalach o zbliżonej twardości. Ze względu na umocnienie oraz przemianę martenzytyczną (zjawiska możliwe do wywo­łania naciskiem noża) stal Hadfielda jest praktycznie nieobrabialna.

Przy podgrzewaniu stali przesyconej, na granicach ziarn oraz bliź­niaków austenitu wydzielają się węgliki. W zakresie temperatur 300 do 450°C następuje przemiana austenitu w martenzyt zaś powyżej 500°C — odpuszczanie martenzytu. Procesom tym towarzyszą zmiany własności mechanicznych.

Rozpad austenitu na martenzyt i jego odpuszczanie w temperaturach powyżej 500-4-550°C powodują, że po nagrzaniu i następnym oziębieniu w wodzie stal Hadfielda daje się obrabiać spiekami.

Przytoczone własności ma krajowa stal 11G12 stosowana na trzpie­nie, sworznie i tulejki do łańcuchów gąsienicowych, szczęki do kruszarek, krzyżownice i rozjazdy kolejowe oraz kule i płyty do młynów.

Stale o bardzo wysokiej wytrzymałości. W nowoczesnej technice coraz częściej znajdują zastosowanie ultrawytrzymałe stale i stopy o granicy plastyczności powyżej 1500 MPa, a często powyżej 2000 MPa. W stopach

żelaza mechaniczne własności tego rzędu uzyskuje się jedynie w stalach martenzytycznych o odpowiednio dobranym składzie chemicznym i tech­nologii. Chodzi o wykorzystnie jak największego zakresu potencjalnych możliwości umocnienia struktury martenzytycznej, które zależą od:

• ¡przesycenia węglem,

• rozdrobnienia płytek (listw) martenzytu,

• gęstości dyslokacji w martenzycie listwowym lub płytek bliźnia­ków w martenzycie wewnętrznie zbliźniaczonym,

• oddziaływania atomów węgla z dyslokacjami,

• morfologii wydzieleń węglików.

Uzyskanie w stali martenzytu o morfologii zapewniającej maksymal­ny stopień umocnienia uzyskuje się przez odpowiedni dobór składu che­micznego oraz zabiegi technologiczne wykorzystujące m.in. obróbkę ciepl- no-plastyczną, austenityzowanie stali przy dużych szybkościach nagrze­wania, odkształcenia na zimno stali o strukturze martenzytycznej lub starzenie pozgniotowe. Końcowy efekt umocnienia jest zapewniony w wy­niku niskiego odpuszczania (do 350°C) lub starzenia martenzytu.

Do nowoczesnych stopów o bardzo wysokiej wytrzymałości zalicza się przede wszystkim martenzytyczne stale typu maraging utwardzane dys­persyjnie w wyniku wydzielania z martenzytu związków międzymeta­licznych. Klasyczną już poniekąd stalą tego typu jest stal zawierająca poniżej 0,03% C, 18% Ni, 7-4-9% Coi, 5% Mo oraz 0,2-4-0,8% Ti. Cykl obróbki cieplnej tej stali ilustruje rys. 7.132.

Rys. 7.132 (z lewej). Cykl obróbki cieplnej stali typu maraging

Rys. 7.133 (z prawej). Współzależność granicy plastyczności i udarności stali typu maraging o zróżnicowanej zawartości pierwiastków stopowych

W stalach typu maraging muszą zawsze występować pewne pierwia­stki tworzące związki międzymetaliczne — Al, Be, Nb, Cu, Mo, Mn, Si, Ta, Ti i W. Stale te przy chłodzeniu z zakresu austenitycznego hartują się w powietrzu na martenzyt. Ponieważ zawartość C w stali jest mała, więc twardość martenzytu nie przekracza 300 HV. W stali o podanym składzie chemicznym optymalne własności uzyskuje się po starzeniu mar­tenzytu w zakresie 450-t-500°C i wydzieleniu związku Ni₃Mo. Uzyskuje się w tych warunkach wytrzymałość otk. 1960 MPa przy równomiernym wydłużeniu ok. 10% i przewężeniu 45-1-60%. W stalach z dodatkiem Cr można uzyskać R_m Si 2260 MPa.

Ze wzrostem umocnienia stali maraging, wywołanym wprowadze­niem nowych pierwiastków, spada znacznie udarność (rys. 7.133).

Stale typu maraging odznaczają się nie tylko bardzo wysoką wytrzy­małością w temperaturach otoczenia i podwyższonych, lecz wykazują rów­nież nader korzystną relację własności wytrzymałościowych i ciągliwych. Te cechy, jak również bardzo duża hartowność, stabilność wymiarowa oraz odporność na udary cieplne i zmęczenie cieplno-mechaniczne, czynią ze stali maraging tworzywo szczególnie przydatne na narzędzia do pracy na gorąco. W stali o podanym już składzie chemicznym uzyskuje się bowiem bardzo wysokie wartości udarności i twardości w podwyższonych temperaturach (rys. 7.134 i 7.135).

Rys. 7.134 (z lewej). Zmiana udarności stali typu maraging o twardości 48 HRC w funkcji temperatury

Rys. 7.135 (z prawej). Zmiana twardości stali typu maraging w funkcji czasu i temperatury

Skład chemiczny omawianych stali został dobrany na podstawie grun­townej znajomości wpływu poszczególnych pierwiastków na strukturę. Kobalt zapewnia uzyskanie dużej gęstości dyslokacji martenzytu i tym samym wpływa na zarodkowanie wydzieleń Ni₃Mo. Tytan wiąże C w sieci austenitu i przeciwdziała wydzieleniu węglika M₆C, przez co Mo łączy się z Co. Dodatkowe umocnienie można uzyskać przez wydzielenie związ­ków Ni₃Ti.

Duża wytrzymałość i ciągliwość stali maraging jest efektem znacz­nego rozdrobnienia ziarn martenzytu bez wydzieleń węglików na ich gra­nicach. Wzrost zawartości C powyżej 0,03% i wydzielanie węglików po­woduje szybki spadek własności plastycznych.

Pewną odmianę stali typu maraging stanowią niektóre gatunki wspomnianych już stali o kontrolowanej przemianie. Skład stali jest tak dobrany, że po chłodzeniu w powietrzu z ok. 1050°C uzyskuje się struk­turę austenityczną podatną na przeróbkę plastyczną na zimno. Przykła­dowo stal taka zawiera 0,05-r-0,07% C, 15-Pl7% Cr, 5-^7% Ni oraz do­datki Al, Cu i Mo. Po wygrzaniu w 750°C i wydzieleniu węglików chro­mu austenit zmienia skład chemiczny i przy następnym chłodzeniu ulega przemianie na martenzyt. W wyniku starzenia w zakresie 450-i-500^oC i wydzielenia związków międzymetalicznych uzyskuje się wymagany wzrost wytrzymałości.

Stale do pracy w niskich temperaturach. Ta grupa stali obejmuje szeroki zakres składów chemicznych — od stali węglowych, aż po wy- sokostopowe austenityczne.

Do pracy w temperaturach powyżej — 40°C są na ogół stosowane stale węglowe (rys. 7.136). Przydatność stali do pracy w niskich tempe­raturach jest określona położeniem przejściowej temperatury kruchości. W drobnoziarnistych stalach węglowych odtlenionych całkowicie Si i Al,

przy zawartości <0,15% C oraz sto­sunku Mn/C > 6, udaje się obniżyć tem­peraturę progu kruchości poniżej —60°C. Dodatkowy wzrost własności plastycznych w niskich temperaturach uzyskuje się przez ulepszanie cieplne.

Rys. 7.136. Charakterystyka stali niskostopo- wych do pracy w obniżonych temperaturach

W większości przypadków do pracy w temperaturach poniżej — 40°C stosuje się stale zawierające Ni (rys. 7.136) lub wieloskładnikowe stale Cr—Ni—Mo i Cr—Mn—Mo ulepszane cieplnie, zapewniające możliwość pracy w temperaturach do ok. — 90°C.

Podstawowym tworzywem na części konstrukcji urządzeń pracują­cych w zakresie do — 200°C są jednak obecnie stale martenzytyczne ni­klowe, zawierające ok. 0,13% C i 9% Ni. Stale te po ochłodzeniu w po­wietrzu z 900°C wykazują drobnoziarnistą strukturę martenzytyczną. Ze względu na znaczną zawartość Ni temperatura ulega obniżeniu i przy wysokim odpuszczaniu następuje częściowa przemiana a -> y. Po­wstały austenit jest bardzo trwały i można go zatrzymać w strukturze do ok. —200°C. Zapewnia to podwyższoną udarność w niskich tempera­turach, przez co omawiane stale zna­lazły szerokie zastosowanie w tech­nice kriogenicznej.

W temperaturach od —200°C, aż do zera bezwzględnego, są stoso­wane stale austenityczne wysokoni- klowe, wykazujące ze spadkiem tem­peratury stosunkowo nieznaczny spa­dek udarności i własności plastycz­nych (rys. 7.137).

Rys. 7.137. Własności mechaniczne stali aus­tenitycznej 18-8 (18,8% Cr i 8,1% Ni) w nis­kich temperaturach

7.10.7. Stale i stopy z żelazem o specjalnych własnościach magnetycznych

Ze wszystkich metali o znaczeniu technicznym tylko Fe, Co i Ni oraz ich stopy są ferromagnetyczne. Podstawową charakterystyką materiałów magnetycznych jest krzywa magnesowania, zwana pętlą histerezy. Na jej podstawie można określić najważniejsze charakterystyki magnetyczne me­talu lub stopu, a w szczególności:

• pozostałość magnetyczną B_r (mierzoną w gausach), czyli indukcję pozostającą w materiale po jego namagnesowaniu i usunięciu dzia­łania pola magnetycznego,

• koercję H_c (mierzoną w erstedach), wyrażającą wielkość pola ma­gnetycznego przeciwnego znaku, potrzebnego do odmagnesowania materiału.

Pole ograniczone krzywą magnesowania przedstawia wielkość strat na histerezę — czyli energię zużytą do namagnesowania i odmagnesowa­nia. Stale i stopy magnetyczne dzielą się na dwie grupy różniące się kształtem pętli histerezy.

Do pierwszej grupy należą stale i stopy magnetycznie twar­de, używane na magnesy trwałe. Cechuje je duża wartość H_c i B_r, a tym samym znaczne straty na histerezę (rys. 7.138a).

Do drugiej grupy zalicza się stale i stopy magnetycznie miękkie o bardzo małej wartości H_c i stromej pętli histerezy (rys. 7.138b), a więc małych stratach na przemagnesowanie. Do tej grupy na­leżą również stopy o dużej początkowej przenikalności magnetycznej, magnesujące się intensywnie w słabych polach.

Ryn 7.1.2* ?V-ie hiiTerezy do materiałów fgrr y ^.g-^-tjcmych

« — tuwir^. * — zattiKii

Stale i stopy magnetyczne twarde na magnesy trwałe, ilateriały te charakteryzuje znaczna pozostałość magnetyczna i duża koerc-ja oraz nie­zmienność tych wielkości w czasie. Ponadto powinny one być odporne na -izjśłar-ie czynników odmagnesowujących, jak wstrząsy, podwyższone tem­peratury. działanie przeciwnego pola magnetycznego itp. Utwardzenie magnetyczne stali oraz stopów uzyskuje się przede wszystkim przez do­bór składu chemicznego oraz zastosowanie odpowiednich zabiegów obrób- .<: cieplnej. Wzrostowi kcercji sprzyja wystąpienie naprężeń w sieci krys­talicznej. które mogą być wywołane przeróbką plastyczną na zimno lub przemianą martenzytyczną. Podobnie wpływają procesy starzenia, roz­drobnienia ziarn, rozpad roztworu stałego na mieszaninę faz lub jego uporządkowanie.

Używane obecnie materiały na magnesy trwałe dzieli się na dwie

zasadnicze grupy:

• stale (głównie stopowe) o strukturze martenzytycznej uzyskanej przez hartowanie,

• stopy zawierające Al, Ni, Co i Fe, bezwęglowe lub o bardzo małej zawartości C, utwardzone dyspersyjnie.

Materiały pierwszej z wymienionych grup, tzw. stale magnetycznie twarde, zawierają najczęściej jako pierwiastki stopowe Cr. W. Co i Mo. Znak tych stali ¿łada się z litery E, określającej ich przeznaczenie, oraz grupy ii ter, określających główne pierwiastki stopowe z liczbami poda­jącymi przybliżoną zawartość procentową tych dodatków (tabL 7.16).

Tablica 7.16

Skład chemiczny stali na magnesy trwałe (wg PN-57 H-S4&3S)

Stal	Zawartość, %
	^C
EH4 EW6 EH6K6 .... EH5K1SM . . .	0,95 1.10 0,68 0,78 90 « 0,90 1,05

Obróbka cieplna stali na magnesy trwale powinna zapewniać struk­turą jednorodnego martenzytu możliwie o najmniejszej zawartości wą­glików i austenitu szczątkowego. W tym celu stosuje się najczęściej dwu­krotne hartowanie: najpierw z temperatur wysokich — od 1050 (dla stali EH4) do 1250°C (dla stali EH9K15M) celem przeprowadzenia wąglików do roztworu stałego, a następnie z temperatur niższych — od 810 do 1000°C, zależnie od gatunku stali, dla uzyskania drobnoiglastego marten­zytu.

Temperatura odpuszczania stali magnetycznie twardych nie może przekroczyć 100-1-120°C, gdyż prowadzi to już do spadku koercji przy równoczesnym nieznacznym wzroście magnetyzmu szczątkowego.

Koercja H_c stali magnetycznie twardych mieści się od ok. 60 Oe dla stali EH4 i EW6 do 95 i 170 Oe odpowiednio dla gatunków EH6K6 i EH9K15M. Pozostałość magnetyczna B_r jest największa w stalach: EH4 — 9500 Gs i EW6 — 10 000 Gs. Odpowiednie wartości dla stali EH6K6 i EH9K15M wynoszą 8500 i 8000 Gs.

Stal EH4 stosuje się na magnesy dla elektroniki prądów silnych i sła­bych, a zwłaszcza magnesy licznikowe, induktorowe, profilowe itp. pra­cujące w temperaturach otoczenia. Magnesy ze stali EW6 znalazły po­nadto zastosowanie w radiotechnice i teletechnice, zegarach i licznikach elektrycznych oraz innych przyrządach wymagających magnesów o ma­łym współczynniku odmagnesowania.

Stale EH6K6 i EH9K15M o znacznej odporności na starzenie są sto­sowane na magnesy do aparatów pomiarowych, urządzeń przeciwiskro- wych oraz w warunkach działania silnych pól odmagnesowujących lub wahania temperatury.

Najkorzystniejszy zespół własności magnetycznych osiąga się w sto­pach Fe—Al—Ni (11-1-14% Al, 22-^34% Ni, reszta Fe). Jeszcze wyższe własności uzyskuje się po wprowadzeniu do tych stopów dodatku Co oraz ewentualnie Cu i Ti. Na przykład w stopie Al—Ni—Co—Fe, znanym pod nazwą alnico, osiąga się koercję do ok. 700 Oe przy pozostałości mag­netycznej dochodzącej do 12 000 Gs. Pozwala to na wykonywanie bardzo silnych magnesów o małych wymiarach. Własności te zapewnia odpo­wiednie kierowanie rozpadem roztworu stałego podczas obróbki cieplnej, polegającej najczęścej na przesyceniu z temperatury ok. 1200°C i na­stępnym starzeniu w 700-l-750^oC. Stosuje się również chłodzenie z tem­peratury przesycania ze ściśle określoną szybkością (ok. 10°C/s) do ok. 600°C. Stopom tym można nadać teksturę magnetyczną prowadząc chło­dzenie w polu magnetycznym.

Ze względu na dużą kruchość i trudności obróbki skrawaniem mag­nesy trwałe wykonuje się zazwyczaj przez odlewanie lub spiekanie.

Stale i stopy magnetycznie miękkie. Żelazo techniczne i stale nisko- węglowe, jako najpospolitsze materiały magnetyczne miękkie, odznaczają się małą koercją i dużą przenikalnością magnetyczną; stosuje się je naj­częściej na rdzenie elektromagnesów. Jednakże ze względu na dość dobrą przewodność elektryczną powstają w nich duże straty na prądy wirowe. Po dodaniu do Fe rozpuszczających się w nim pierwiastków jego prze­wodność elektryczna maleje i zmniejszają się straty na prądy wirowe przy zachowaniu prawie niezmiennej koercji.

Własności magnetyczne wszystkich materiałów magnetycznie mięk­kich pogarszają się ze wzrostem ilości zanieczyszczeń — C, S, P, O i N. Dlatego też wymaga się, by zawartość ich była jak najmniejsza: C<0,02%, P< 0,015% i S< 0,015%.

36 — Metaloznawstwo

Podstawowym materiałem na rdzenie transformatorów jest stal krze­mowa o zawartości ok. 4,0% Si oraz minimalnej ilości węgla (0,01 -i-0,02%), odznaczająca się dużą czystością składu chemicznego. Stal ta ma struk­turę ferrytyczną nie podlegającą przemianie a^y oraz odznacza się gru- boziarnistością, co sprzyja osiąganiu dużej przenikalności magnetycznej. Obróbka ciepina tej stali polega na wyżarzaniu w temperaturze ok. 1000°C i wyżej, po uprzednim 5-r-10% gniocie na zimno. Rekrystalizacja w tak wysokich temperaturach prowadzi do żądanego rozrostu ziarn, wy­kazujących często określoną orientację krystalograficzną w stosunku do powierzchni blachy.

Atmosfera wodoru w czasie wyżarzania ułatwia wypalanie się resz­tek węgla, którego zawartość w procesie metalurgicznym udaje się ob­niżyć co najwyżej do ok. 0,06%>.

Wysoka zawartość Si oraz gruboziarnistość stali transformatorowej sprzyja jej kruchości. Dlatego też, jeśli od materiału magnetycznego mięk­kiego wymaga się podwyższonych własności mechanicznych, to stosuje się tzw. stal prądnicową zawierającą l-f-3% Si i 0,1% C. Stal ta ma gorsze własności magnetyczne aniżeli stal transformatorowa, lecz wyższe włas­ności wytrzymałościowe i plastyczne. W strukturze oprócz ferrytu wy­stępują wydzielenia perlitu.

W żelazie technicznym i w stopach Fe z Si można odpowiednią ob­róbką cieplną uzyskać przenikalność magnetyczną p₀ ⁼ 1000-4-1050 Gs/Oe. Nie jest ona jednak wystarczająca dla wielu zastosowań technicznych. Istnieją jednak stopy o ściśle określonym składzie chemicznym, w któ­rych przenikalność magnetyczna początkowa dochodzi do 10 000 Gs/Oe (rys. 7.139). Jest to tzw. permalloy, zawierający 78,5% Ni oraz 21,5% Fe.

Uzyskanie tych własności wymaga stosowania złożonych zabiegów obróbki cieplnej. Koercja tych stopów jest bardzo mała i wynosi od 0,03 do 0,06 Oe.

Rys. 7.139. Przenikalność magnetyczna początkowa stopów Fe—Ni

Oprócz stali oraz stopów magnetycznie twardych i miękkich do omawianej grupy materiałów należy również zaliczyć stale niemagnetycz­ne austenityczne o dużej zawartości Mn i Ni z dodatkiem Cr oraz Si. Są one używane na pierścienie wirników generatorów, sworzenie do ścią­gania rdzeni transformatorów, osłony kompasów itp. Są to m.in. G18H3, N13G5II2, N13G51I5, H19N9G6S i II12N11G6 (wg BN-68/0631-04).

8. Stale oporowe

Materiały o dużym oporze elektrycznym właściwym stosuje się głów­nie na oporniki oraz elementy grzejne pieców przemysłowych i labora­toryjnych, urządzeń codziennego użytku itp.

Z tego względu wymaga się cd nich:

• dużego oporu elektrycznego właściwego,

• małego współczynnika cieplnego oporu,

• dużej podatności na przeróbkę plastyczną,

• dużej żaroodporncści, wytrzymałości i ciągliwości,

• wysokiej temperatury topnienia,

• małego współczynnika rozszerzalności cieplnej.

Według zastosowania rozróżnia się materiały:

• na oporniki pracujące w zakresie temperatur 300-ł-450°C,

• na przyrządy laboratoryjne i urządzenia codziennego użytku pra­cujące w temperaturach 500-r-750°C,

• do pieców laboratoryjnych i przemysłowych o zakresie pracy 700-H.300°C.

Duży opór elektryczny właściwy stali i stopów oporowych zapewnia struktura roztworu stałego o dużej zawartości pierwiastków stopowych.

Do niedawna jedynymi stopami stosowanymi na oporniki były stopy Cu—Ni—Mn, znane pod firmowymi nazwami: nikdelina, konstantan i man- ganin (tabl. 7.17). Najwyższa temperatura tych stopów wynosi 450-F500°C.

Tablica 7.17

Stopy oporowe na oporniki

Nazwa stopu	Skład chemiczny %	Opór elektry­czny właściwy ii Q • cm	Najwyższa tem­peratura °C	Współczynnik cieplny oporu elektrycznego właściwego
	Cu	Ni	Mn
Nikielir.a . .	55	45		52
Konstantan	59	40	1	50
Manganin	84	4	12	42

Deficytowe stepy Cu—Ni—Mn zastępuje się coraz częściej stalami Mn—Si—Cu, Cr—Mn—Si oraz Cr—Si—Cu—Al, stosowanymi do pracy w temperaturach 500-r-800°C, o oporze właściwym od 60 do 85 (xQ-cm.

Stopy chromowo-niklowe. Są one używane na opory urządzeń grzej­nych, zawierają średnio 80% Ni i 20% Cr z dodatkiem ok. 1,5% Mn. Są znane pod nazwami: nichrom, chromin, chromel itp. Są to stopy austeni­tyczne o większym oporze właściwym (110-F120 • cm), większej wy­

trzymałości oraz odporności korozyjnej niż stopy Cu. Odpowiednikiem tych materiałów jest krajowy stop H20N80. Nieco wyższy opór właściwy (ok. 115 uQ-cm) oraz niższą dopuszczalną temperaturę stosowania (ok. 1050°C) wykazują stopy Cr—Fe—Ni o zawartości ok. 60% Ni, 20% Fe i 20% Cr. Należy do nich produkowany w kraju stop H15N60 (wg BN-65/0652-01).

Wobec deficytu pierwiastków stopowych istnieje ogólna tendencja za­stępowania wymienionych stopów stalami chromowo-niklowymi, a szcze­gólnie chromowo-aluminiowymi.

Oporowe stale chromowo-niklowe. Zawierają one średnio 20% Ni, 20% Cr, 60% Fe, często z dodatkiem 1-4-2% Mn i Si. W świecie są również znane jako cronifer, pyrotherm itp. Opór właściwy tych materiałów wy­nosi ok. 95 pQ-cm, a temperatura pracy nie powinna przekraczać ok. 1000°C.

563

Stale chromowo-aluminiowe. Należą one do najbardziej ekonomicz­nych materiałów oporowych i stanowią zdobycz ostatnich lat. Niektóre gatunki tych stali pod względem oporu właściwego, żaroodporności oraz długotrwałości pracy przewyższają nawet stale Cr—Ni. Ustępują im jedy­nie, gdy chodzi o własności mechaniczne podczas długotrwałej pracy w wy­sokich temperaturach. Są to stale ferrytyczne zawierające 124-27% Cr, 34-7% Al oraz niekiedy dodatek 2-^-3% Co. W handlu są znane pod na­zwami: megapyr, kanthal, chromał, fechral, baidonal. W kraju są znane stale H13J4, H17J5, H25J5 i 0H25J5 (wg BN-65/0652-01). Stal H13J4 jest żaroodporna do 850°C, a H17J5 — do 1000°C.

Ze wzrostem zawartości Cr do 25% odporność na utlenianie inten­sywnie się zwiększa. Górne temperatury stosowania stali H25J5 i 0H25J5 wynoszą odpowiednio 1150 i 1200°C.

Po prawidłowym wyżarzeniu stale chromowo-aluminiowe można łatwo nawijać, lecz po pewnym okresie pracy kruszają i pękają przy wszelkich próbach zginania. Stale te, ze względu na małą wytrzymałość w wysokich temperaturach, wymagają specjalnej obudowy, przystosowanej kształtem do formy elementu grzejnego.

8. Stopy z żelazem o specjalnej rozszerzalności cieplnej

Do budowy znormalizowanych wzorców wymiarowych oraz przyrzą­dów precyzyjnych i pomiarowych stosuje się często materiały o określo­nym lub bardzo małym współczynniku rozszerzalności cieplnej, niezależ­nym od wahań temperatury otaczającego ośrodka. Własności te mają stopy Fe—Ni i Fe—Pt o strukturze roztworu stałego y. Ze względu na wysoki koszt praktyczne znaczenie zyskały stopy Fe—Ni.

Rys. 7.140. Wpływ zawartości Ni na współczynnik rozszerzalności cieplnej stopów Fe—Ni

Ni, %

Na rysunku 7.140 podano zmianę współczynnika rozszerzalności cie­plnej stopów Fe—Ni. Zależnie od zawartości Ni wartość a-10^_® zmienia się od 1,2 do 20,0 1/°C. Przy zawartości ok. 18% Ni występuje przerwa ciągłości krzywej związana z przejściem roztworu stałego a w roztwór y. Stop o zawartości ok. 36% Ni ma najmniejszy ze wszystkich znanych sto­pów współczynnik rozszerzalności cieplnej, wynoszący w temperaturze otoczenia ok. 1,2-10^—® 1/°C, czyli 10-krotnie mniej od Fe. Stop o tym składzie nosi nazwę inwaru i zawiera 35-4-37% Ni oraz ok. 0,25% C. Współ­czynnik a-10^-6 tego stopu zależy w znacznym stopniu od obróbki cieplnej i gniotu na zimno. Przy znacznych gniotach może przyjąć wartość równą zeru lub nawet wartości ujemne. Stop inwar niemal nie rozszerza się, lecz tylko do temperatur ok. 100°C. Aby zapewnić stabilizację współczynnika rozszerzalności cieplnej inwaru, poddaje się go złożonym zabiegom obróbki cieplnej.

Stopy Fe—Ni odznaczają się tym, że ich moduł sprężystości podczas nagrzewania zmienia się tym więcej, im mniejszy jest współczynnik roz­szerzalności cieplnej. Własność ta stanowi wadę np. sprężyn metalowych. Na zmniejszenie współczynnika cieplnego modułu sprężystości inwaru wpływa dodatek 6-M2% Cr. Jest to tzw. stop elinwar o stałej sprężystości, niezmiennej z temperaturą, używany m.in. na sprężyny do dokładnych przyrządów oraz na kamertony.

Do produkcji lamp elektronowych są potrzebne przewody elektryczne, wtapiane w szkło o zbliżonym do niego współczynniku rozszerzalności cieplnej. Można do tego celu stosować platynę, lecz ze względu na zbyt duży koszt stosuje się raczej stop zwany platynitem, zawierający 47-i-49% Ni oraz 0,25% C, o współczynniku rozszerzalności cieplnej a =6-4-8,0 • 10^—6 1/°C w zakresie temperatur 0-M00^oC.

Do wtapiania w szkła specjalne używa się stopu fernico o zawartości 54% Fe, 28% Ni i 18% Co. Jest również stosowany stop fernichrom, za­wierający 37% Fe, 30% Ni, 25% Co oraz 8% Cr.