面心立方金属中非螺型晶格位错与共格孪晶界的相互作用

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Hands-on 4 面心立方金属中晶格位错的分解与层错能

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dislocation: -rw-r--r-- 1 user090 -rw-r--r-- 1 user090 -rw-r--r-- 1 user090 -rw-r--r-- 1 user090 -rw-r--r-- 1 user090 -rw-r--r-- 1 user090 -rw-r--r-- 1 user090 -rw-r--r-- 1 user090 -rw-r--r-- 1 user090 -rw-r--r-- 1 user090 -rwxr-xr-x 1 user090 stacking_fault: -rw-r--r-- 1 user090 -rw-r--r-- 1 user090 -rw-r--r-- 1 user090 -rw-r--r-- 1 user090 -rwxr-xr-x 1 user090 users users users users users users users users users users users 2019541 2022271 2019554 2019942 862 870 861 869 762360 762359 904 Nov Nov Nov Nov Nov Nov Nov Nov Nov Nov Nov 25 25 25 25 25 25 25 25 25 25 25 12:50 12:50 12:50 12:50 12:50 12:50 12:50 12:50 12:50 12:50 12:50 12:50 12:50 12:50 12:50 12:50 data.screw.highSFE data.screw.highSFE.ref data.screw.lowSFE data.screw.lowSFE.ref in.screw.highSFE in.screw.highSFE.ref in.screw.lowSFE in.screw.lowSFE.ref MCu1_MendelevM_2014.eam.fs MCu7_MendelevM_2014.eam.fs

Hands-on 4 面心立方金属中晶格位错的分解与层错能

Hands-on 4 面心立方金属中晶格位错的分解与层错能

b = ½<110>a0, a0 = 3.639 Å.
(b) MD:
/ 在本次螺位错实验中,L = 2.55 Å
终端输入:
> cp –r share/4_dislocation . > cd 4_dislocation > ll * # 拷贝本次实验文件夹到home # 切换到4_dislocation路径下 # 列出当前目录下所有文件的详细信息
> cd ../stacking_fault > cat run.sh > ./run.sh # 切换到stacking_fault目录下 # 查看run.sh # 运行run.sh
#!/bin/bash rm -rf log.* *.cfg results lmp < in.lowSFE -log log.lowSFE lmp < in.highSFE -log log.highSFE cat log.lowSFE > log.all cat log.highSFE >> log.all grep ^^ log.all > results grep ^"Created orthogonal box" log.lowSFE echo grep echo echo grep echo ^------------------------------------------------------------------^^ log.all ^ "^ simulation box info:" ^"Created orthogonal box" log.lowSFE ^-------------------------------------------------------------------

位错及界面部分第二次习题答案

位错及界面部分第二次习题答案

1、面心立方晶体中,把2个b都为[110]a/2且平行的同号螺位错从100nm推近到8nm作功多少?已知a=0.3nm,G=7×1010Pa。

解:两个同号螺位错(单位长度)间的作用力F 与它们之间的距离d 的关系为位错的柏氏矢量,两螺位错从100nm推近到8nm 作功为2、在同一滑移面上有2个互相平行的位错,其中一个位错的柏氏矢量和位错线方向的夹角为θ。

两位错的b大小相等,夹角为30°,这2个位错在滑移面上的相互作用力是否可能为零?已知常用金属材料的柏松比约为1/33、在3个平行的滑移面上有3根平行的刃型位错线A,B,C,其柏氏矢量大小相等,A,B被钉扎不能动,(1)若无其它外力,仅在A,B应力场作用下,位错C向哪个方向运动?(2)指出位错向上述方向运动时,最终在何处停下?答案见习题册P87:3-314、在Fe晶体中同一滑移面上,有3根同号且b相等的直刃型位错线A,B,C受到分剪应力τx的作用,塞积在一个障碍物前,试计算出该3根位错线的间距及障碍物受到的力(已知G=80GPa,τx=200MPa,b=0.248nm)答案见习题册P88:3-365、写出距位错中心为R1 范围内的位错弹性应变能。

如果弹性应变能为R1 范围的一倍,则所涉及的距位错中心距离R2 为多大?6、单晶体受拉伸形变,拉伸轴是[001],应力为σ,求对b=a[ -101]/2 及t 平行于[1-21 ]的位错滑移和攀移方向所受的力。

已知a=0.36nm。

解:单位长度位错线在滑移面上所受的力F 是外加应力场在滑移面滑移方向的分切应力τ与柏氏矢量b 的乘积:F g=τb。

在单向拉伸(应力为σ)的情况,τ= σcosλcosϕ。

因b=a[ -101]/2 及t 平行于[1-21 ],所以滑移面是(111),因此,λ是[001] −[-101] 的夹角,ϕ是[001] −[111] 的夹角。

根据第1 题的计算知。

而b 的模为,最后得式中σ的单位为Pa。

结晶学 第八章 面缺陷

结晶学 第八章 面缺陷
7
图8.1.2 肖克莱位错
8
图8.1.3 负弗兰克位错
9
图8.1.4 正弗兰克位错
10
全位错与不全位错的区别: 全位错:位错的滑移矢量长度等于一个原子间距 不全位错:位错的滑移矢量长度小于一个原子间距 晶格畸变程度:层错<不全位错<全位错 层错的最近邻关系没有发生变化,只是次近邻 关系发生了变化,层错部位几乎不产生弹性形 变。
21
如果交界面是任意的(h k 0) 面,称为非对称的倾斜晶界。
这种晶界可由柏氏矢量分别为 b1 = [100]和 b2 = [010]的两组平 行的刃型位错来表示。
图8.2.2 非对称的倾斜晶界
22
另外由两组正交的 螺型位错线可以形成 扭转晶界,也满足关 系式)
图8.2.3 螺型位错形成的扭转晶界
滑移区 不 层错区 全 a a [110] 位 [ 21 1 ] 6 2 错
不 全未滑移区 位 错
夹在他们之间的区域为层错区。这种形式的两条不全位错称作扩 展位错。
图8.1.7 扩展位错
15
8.1.4 金刚石结构堆垛层错及不全位错的原子排布特点
金刚石结构可以看作是由两套面心立方子格子套构而成,正 常的堆垛次序为AA ́ 、BB ́、CC ́、AA ́……
δ
29
30
总之,晶界、相界、堆垛层错等二维面状晶体缺陷称为 晶体中的面缺陷。 在讨论面缺陷的形态和性能时,常把面缺陷化为一系列 的位错来处理。 因为: ① 人们对位错的形态、性能了解的比较透彻,研究方便; ② 小角晶界等面缺陷,经观测表明,的确是由一系列位错 排列而成。
31
如果相界两侧的晶格在夹角上有差异 δ ′ = 则相界面产生螺位错的间距为 D = b sin θ

实际晶体中的位错

实际晶体中的位错

Frank分位错的特点: (a) 位于{111}晶面上,可以是直线、曲线和封闭环,但是无论
是什么形状,它总是刃型的。因为b=1/3<111>和{111}晶面 垂直。 (b) 由于b不是FCC的滑移方向,所以Frank分位错不能滑移, 只能攀移(只能通过扩散扩大或缩小)。不再是已滑移区和 未滑移区的边界,而且是有层错区和无层错区的边界。 注意与Shockley分位错的特点进行比较。
n
m
1、几何条件: ∑b' j = ∑bi
j =1
i =1
即,新位错的柏氏矢量 之和应等于反应前位错 的柏氏矢量之和。
∑ ∑ 2、能量条件:
n
m
b'2j < bi2
j =1
i =1
即,新位错的总能量应 小于反应前位错的总能 量。
前面讲过位错的弹性能Eel=αGb2
例如,FCC的全位错分解为Shockley分位错:b→b1+b2
αβ = αA + Aβ = 1 [1 1 1] + 1 [1 12] = 1 [1 1 0] = 1 BA
3
6
6
3
同理可得:
αγ
=
1 [0 1 1] =
1 CA
6
3
αδ = 1 [101] = 1 DA
6
3
希-希向量就是FCC中 压杆位错的柏氏矢量。
βγ = 1 [1 01] = 1 CB
6
3
FCC中的位错反应,即 位错的合成与分解也可
⎤2 ⎥⎦
=
1 2
∑n
反应后:
j =1
b'2j
=
b12
+
b22

面心金属中位错偶转变和钛铝中孪晶机制的原子模拟的开题报告

面心金属中位错偶转变和钛铝中孪晶机制的原子模拟的开题报告

面心金属中位错偶转变和钛铝中孪晶机制的原子模拟的开题报告1. 研究背景和意义金属中的位错结构是一种由单个原子不正常排列形成的缺陷。

在晶体中,这些位错可以是线状、面状或体状的。

位错不仅会影响晶体的力学性能,还会对化学和电子性质产生显著影响,因此通过研究位错的存在和行为可以更清楚地了解材料的微观结构和性质。

面心立方金属被广泛应用于各种工业和科学领域,包括机械、电子和材料科学等。

然而,面心立方金属中的位错行为仍然缺乏深入的理解。

钛铝(TiAl)是一种非常重要的金属,因其独特的高温性能而被广泛应用于航空航天和能源工业等领域。

钛铝中的孪晶(twin)现象在高温应力下具有重要的应用价值,如何更好地理解钛铝中位错和孪晶的形成和行为,是目前研究的热点和难点之一。

因此,本项目旨在通过分子模拟和原子模拟,深入研究面心金属中位错偶转变和钛铝中孪晶机制的原子级别行为,进一步提高对金属材料微观结构和性质的理解,并推动金属材料的研究和应用发展。

2. 研究内容和思路2.1 面心金属中位错偶转变的原子模拟位错偶转变是一种非常重要的晶体缺陷现象,是由晶格中不同面积的两个不同位错融合所致。

本项目将通过分子动力学模拟的方法,研究不同尺寸的位错结构在面心立方金属中的相互作用和演变过程,探究位错偶转变机理和规律,并分析其对材料力学性质的影响。

2.2 钛铝中孪晶形成机制的原子模拟作为一种重要的金属材料,钛铝材料的性能和应用很大程度上取决于其孪晶现象。

本项目将使用原子模拟技术,对钛铝中孪晶形成的原子级别过程进行模拟和分析,深入探讨影响孪晶形成的因素,如温度、应力等,以及孪晶形成对材料性能的影响。

3. 研究方法和技术路线本项目主要采用分子动力学模拟和原子模拟技术,通过计算机模拟的方法,对面心立方金属中位错偶转变和钛铝中孪晶形成进行原子级别的分析和研究。

具体研究方法和技术路线如下:3.1 分子动力学模拟分子动力学(molecular dynamics)是一种基于牛顿运动方程和分子间相互作用力的计算模拟方法,可模拟材料的原子级别运动行为。

fcc非共格孪晶

fcc非共格孪晶

fcc非共格孪晶非共格孪晶是材料科学中一种常见的晶体结构缺陷,指的是由两个不同的晶格结构组成的孪晶。

其中,“fcc”代表“面心立方”晶格结构。

在这篇文章中,我们将详细讨论fcc非共格孪晶的性质、形成机制以及其在实际应用中的意义。

首先,让我们来了解一下面心立方(fcc)晶格结构。

fcc是一种密堆积晶格结构,其具有高度的对称性和层状堆积排列。

在fcc晶体结构中,每个原子都与12个相邻原子相连,形成一个立方形状的单元。

此外,fcc晶体结构具有较高的密度和强度,使其在许多金属和合金中广泛应用。

然而,在晶体生长过程中,由于温度、外界应力等因素的影响,晶体中的原子往往会出现错位或错配,导致晶格结构的缺陷。

其中一种晶体缺陷就是非共格孪晶。

非共格孪晶由两个不同晶格结构的晶体相接而成,其界面处原子之间的配对出现失配。

fcc非共格孪晶的形成机制通常可归结为两种情况:界面错配和扩散导致的晶格错配。

在界面错配的情况下,两个非共格晶体的界面由于晶格参数的差异而错配,导致两个晶体在交界处产生应力。

这种应力会促使原子重新排列,形成非共格晶体的孪晶结构。

而在扩散导致的晶格错配中,原子扩散过程中的不均匀性会导致晶体之间的晶格错配,进而形成非共格孪晶。

fcc非共格孪晶在材料科学中具有重要的意义。

首先,非共格孪晶的存在对材料的力学性能和电子结构有着直接影响。

孪晶界面上的晶体缺陷和失配可以引起位错和晶界强化效应,改变材料的力学行为。

同时,非共格孪晶也可能导致电子结构的改变,影响材料的导电性、磁性等性质。

此外,fcc非共格孪晶还在材料加工和材料设计中具有广泛应用。

通过控制非共格孪晶的形成和分布,可以调控材料的微观结构和性能,实现材料强度和韧性的平衡。

因此,在开发新的高性能材料和改善现有材料性能方面,fcc非共格孪晶的研究具有重要的意义。

在总结中,fcc非共格孪晶是由两个不同晶格结构组成的孪晶。

其形成机制一般可分为界面错配和扩散导致的晶格错配两种情况。

实际晶体和面心立方晶体中的位错讲解

实际晶体和面心立方晶体中的位错讲解

材料科学基础
面心立方晶体 ?111?面是按 ABCABC… 顺序堆垛
? ? 最终欲实现的滑移过程:
单位位错
a 2
???1? 10
? ??
在切应力作用下沿着 (111)
110 在A层原子面上滑移。
真实的滑移过程: 第一步: B原子移到 C位置,在 (111) 面上导致堆垛
顺序变化,由原来的 ABCABC.. 变为ABCAC…。 第二步: 从C位置再移到 B位置时,恢复正常堆垛。
材料科学基础2位错与位错之间的交互作用1单位长度两平行螺位错的交互作用设有两个平行螺型位错s1s2其柏氏矢量分别为b1b2位错线平行于z轴且位错s1位于坐标原点o处s2位于r处两个位错时间的作用力为
材料科学基础
3.2.4 位错的弹性性质 1、位错的应力场
假设: ★晶体是完全弹性体,服从虎克定律; ★晶体是各向同性的; ★晶体内部由连续介质组成,晶体中没有空隙,因此晶体中的应力、应变、位移等是 连续的,可用连续函数表示。
?
四面体各面中心为
?
(
1
,
1
,
1
),
?
(
1
,
1
,
1
),
?
(
1
,
1
,
1
),
?
(
1
,
1
,
1 )
663 636 366 333
20
西安石油大学材料科学与工程学院
材料科学基础
1) 四面体的六条棱边12个晶向是 a 110 :单位位错的柏氏矢量。
2
2)四个面中点与顶点的连线?A、?C、?B、B? 、C? 、D? 等共24个晶向:24个肖克利

名词解释

名词解释

1.阵点:晶体中的质点抽象位规则排列于空间的几何点。

2.空间点阵:阵点在空间呈周期性规则排列,并具有完全相同的周围环境,这种由它们在三维空间规则排列的阵列称为空间点阵。

3.空间格子:用来描述空间点阵的三维几何格架。

4.简单晶胞:只有在平行六面体每个顶角上有一阵点的晶胞。

5.复杂晶胞:除在顶角外,在体心、面心或底心上有阵点。

6等同点:晶体结构中物质环境和几何环境完全相同的点。

7.合金:由两种或两种以上的金属或金属与非金属经熔炼、烧结或其他方法组合而成,并具有金属特性的物质。

8.组元:组成合金的基本的、独立的物质。

9.相:合金中具有同一聚集状态、同一晶体结构和性质并以界面相互隔开的均匀组成部分。

10.单相合金:有一种相组成的合金。

11.多相合金:由几种不同的相组成的合金。

12.固溶体:以某一组元位溶剂,在其晶体点阵中融入其他组元原子(溶质原子)所形成的均匀混合的固态溶体,它保持着溶剂的晶体结构类型。

13.中间相:两组元A 和B 组成合金时,除了形成以A 为基或以B 为基的固溶体外,还可能形成晶体结构与A,B 两组元均不相同的新相。

由于它们在二元相图上的位置总是位于中间,故通常把这些相称为中间相。

14.中间相的分类:正常价化合物、电子化合物、与原子尺寸因素有关的化合物(间隙相和间隙化合物、拓扑密堆相)固溶体根据溶质原子在溶剂点阵中所处位置,分为置换固溶体和间隙固溶体。

按固溶度分类:有限固溶体和无限固溶体。

按各组元原子分布的规律性分类:无序固溶体和有序固溶体。

15.置换固溶体:溶质原子置换了溶剂点阵的部分溶剂原子的固溶体。

16.极限电子浓度:最大溶解度时的电子浓度数值接近位1.4。

17.间隙固溶体:溶质原子分布于溶剂晶格间隙而形成的固溶体。

18间隙相:当非金属X和金属M原子半径的比值r x/r M<0.59时,形成具有简单的晶体结构的相。

19.间隙化合物:当r x/r M>0.59时,形成具有复杂的晶体结构的相。

材料科学基础-张代东-习题答案

材料科学基础-张代东-习题答案

第1章 习题解答1-1 解释下列基本概念金属键,离子键,共价键,范德华力,氢键,晶体,非晶体,理想晶体,单晶体,多晶体,晶体结构,空间点阵,阵点,晶胞,7个晶系,14种布拉菲点阵,晶向指数,晶面指数,晶向族,晶面族,晶带,晶带轴,晶带定理,晶面间距,面心立方,体心立方,密排立方,多晶型性,同素异构体,点阵常数,晶胞原子数,配位数,致密度,四面体间隙,八面体间隙,点缺陷,线缺陷,面缺陷,空位,间隙原子,肖脱基缺陷,弗兰克尔缺陷,点缺陷的平衡浓度,热缺陷,过饱和点缺陷,刃型位错,螺型位错,混合位错,柏氏回路,柏氏矢量,位错的应力场,位错的应变能,位错密度,晶界,亚晶界,小角度晶界,大角度晶界,对称倾斜晶界,不对称倾斜晶界,扭转晶界,晶界能,孪晶界,相界,共格相界,半共格相界,错配度,非共格相界(略)1-2 原子间的结合键共有几种?各自特点如何? 答:原子间的键合方式及其特点见下表。

类 型 特 点离子键 以离子为结合单位,无方向性和饱和性 共价键 共用电子对,有方向性键和饱和性 金属键 电子的共有化,无方向性键和饱和性分子键 借助瞬时电偶极矩的感应作用,无方向性和饱和性 氢 键依靠氢桥有方向性和饱和性1-3 问什么四方晶系中只有简单四方和体心四方两种点阵类型?答:如下图所示,底心四方点阵可取成更简单的简单四方点阵,面心四方点阵可取成更简单的体心四方点阵,故四方晶系中只有简单四方和体心四方两种点阵类型。

1-4 试证明在立方晶系中,具有相同指数的晶向和晶面必定相互垂直。

证明:根据晶面指数的确定规则并参照下图,(hkl )晶面ABC 在a 、b 、c 坐标轴上的截距分别为h a 、k b 、l c ,k h b a AB +-=,l h c a AC +-=,lk ca BC +-=;根据晶向指数的确定规则,[hkl ]晶向cb a L l k h ++=。

利用立方晶系中a=b=c , 90=γ=β=α的特点,有0))((=+-++=⋅kh l k h ba cb a AB L 0))((=+-++=⋅lh l k h ca cb a AC L 由于L 与ABC 面上相交的两条直线垂直,所以L 垂直于ABC 面,从而在立方晶系具有相同指数的晶向和晶面相互垂直。

(完整)材料科学基础-名词解释

(完整)材料科学基础-名词解释

材料科学基础名词解释(上海交大第二版)第一章原子结构结合键结合键分为化学键和物理键两大类,化学键包括金属键、离子键和共价键;物理键即范德华力。

化学键是指晶体内相邻原子(或离子)间强烈的相互作用.金属键金属中的自由电子与金属正离子相互作用所构成的键合称为金属键。

离子键阴阳离子之间通过静电作用形成的化学键叫作离子键共价键由两个或多个电负性相差不大的原子间通过共用电子对而形成的化学键。

范德华力是借助临近原子的相互作用而形成的稳定的原子结构的原子或分子结合为一体的键合。

氢键氢与电负性大的原子(氟、氧、氮等)共价结合形成的键叫氢键.近程结构高分子重复单元的化学结构和立体结构合称为高分子的近程结构。

它是构成高分子聚合物最底层、最基本的结构。

又称为高分子的一级结构远程结构由若干个重复单元组成的大分子的长度和形状称为高分子的远程结构第二章固体结构1、晶体:原子在空间中呈有规则的周期性重复排列的固体物质.晶体熔化时具固定的熔点,具有各向异性。

2、非晶体:原子是无规则排列的固体物质。

熔化时没有固定熔点,存在一个软化温度范围,为各向同性.3、晶体结构:原子(或分子、离子)在三维空间呈周期性重复排列,即存在长程有序。

4、空间点阵:阵点在空间呈周期性规则排列,并具有完全相同的周围环境,这种由它们在三维空间规则排列的阵列称为空间点阵,简称点阵。

5、阵点:把实际晶体结构看成完整无缺的理想晶体,并将其中的每个质点抽象为规则排列于空间的几何点,称之为阵点。

6、晶胞:为了说明点阵排列的规律和特点,在点阵中取出一个具有代表性的单基本元(最小平行六面体)作为点阵的组成单元,称为晶胞。

7、晶系:根据六个点阵参数间的相互关系,将全部空间点阵归属于7中类型,即7个晶系,分别为三斜、单斜、正交、六方、菱方、四方和立方。

13、晶带轴:所有平行或相交于某一晶向直线的晶面构成一个晶带,此直线称为晶带轴。

属于此晶带的晶面称为共带面.14、晶面间距:晶面间的距离.18、点群:点群是指一个晶体中所有点对称元素的集合。

面心立方金属的基于位错密度的循环本构模型

面心立方金属的基于位错密度的循环本构模型

面心立方金属的基于位错密度的循环本构模型作者:位错密度;晶体塑性;本构模型;棘轮行为来源:《湖南大学学报·自然科学版》2020年第04期摘要:在晶体塑性理论框架下,建立适用于面心立方金属多晶材料的基于位错密度的循环本构模型. 在各向同性硬化律中总位错密度被离散为螺位错和刃位错两部分,考虑了位错增殖、湮灭和相互作用的演化机制,同时采用了修正的非线性随动硬化律,建立单晶的循环本构模型,通过显式尺度过渡准则,把该模型拓展到多晶尺度. 应用该模型模拟了典型面心立方结构材料多晶铜的棘轮行为. 数值模拟结果表明,该模型不仅可以从多晶尺度模拟材料的棘轮行为和循环硬化特征,还可以从单晶尺度预测不同晶向和不同应力水平下的棘轮行为.关键词:位错密度; 晶体塑性;本构模型;棘轮行为中图分类号:O345 文献标志码:AAbstract:Under the framework of crystal plasticity theory, a cyclic constitutive model based on dislocation density for face-centered cubic metals is proposed. The total dislocations are discretized into edge and screw components, and the multiplication, annihilation and interaction of dislocations are considered as the basic evolutionary mechanisms. At the same time, a cyclic constitutive model of single crystal is established by using the modified non-linear kinematic hardening rule. Then, the model is extended from single crystal scale to polycrystalline scale by explicit scale transition rule. The ratchetting strain of polycrystalline copper with typical face-centered cubic structure is simulated by using the proposed model. The numerical results show that the model can not only simulate the ratchetting strain and cyclic hardening characteristics of materials at polycrystalline scale, but also predict the ratchetting of materials at different orientations and stress levels from single crystal scale.Key words:dislocation density;crystal plasticity;constitutive model;ratchetting strain棘輪变形是材料或者结构在平均应力非零的应力循环下发生的塑性变形的累积. 近年来,描述棘轮行为的循环本构模型得到了众多学者的广泛研究[1-5],但是这些本构模型大多是基于实验结果建立的宏观唯象的循环本构模型. 然而Feaugas等[6]研究发现棘轮行为与非均匀位错亚结构有关,如位错墙和位错胞等. Kang和Dong等[7-8]应用透射电子显微镜对面心立方金属材料316L不锈钢棘轮变形过程中不同阶段的位错结构进行了研究,同样发现极化的位错结构是材料棘轮变形的微观机制,上述宏观唯象的本构模型未考虑材料棘轮变形的微观机制.近年来,基于材料循环变形的位错滑移机制建立的晶体塑性模型得到了发展. Xu等[9]首先建立了单晶铜的晶体塑性循环本构模型,然而该模型仅模拟了铜单晶在应变控制循环载荷作用下的响应,不涉及单晶铜的棘轮效应;Cailletaud等[10]通过引入尺度过渡准则,把单晶尺度的循环本构模型拓展到了多晶尺度,进而模拟多晶金属材料的棘轮行为. 但因其基于Armstrong 等[11]提出的非线性随动硬化模型来描述每个晶粒的棘轮运动,现已证实,该模型对材料的棘轮应变的预测值偏大;Kang等[12]和罗娟等[13]利用类似于Ohno-Abdel-Karim模型的组合随动硬化律,构造新的循环本构模型来描述多晶材料的循环变形,对棘轮变形的预测取得了较好的效果. 然而上述本构模型并未明确涉及到材料棘轮变形过程中位错结构的演化规律,为了揭示材料棘轮变形的位错演化机制,提高模型的预测能力,有必要建立包含更多位错机制的循环本构模型.因此本文在各向同性硬化中,将位错分为刃位错和螺位错两部分,以刃位错和螺位错的增殖和湮灭作为基本的演化机制,同时考虑了位错之间的交互作用,引入经典修正的Armstrong-Frederick非线性随动硬化律,建立了适用于面心立方结构金属材料的基于位错密度的循环多晶粘塑性本构模型. 应用提出的模型对典型面心立方结构多晶铜,在应变控制下的循环硬化行为和非对称应力控制循环下的棘轮行为进行模拟,将模拟结果和现有的实验数据[13-14]进行对比,验证了所提模型的合理性.1 基于位错密度的循环本构模型1.1 晶体塑性理论基础在晶体塑性小变形理论框架下,总应变张量ε可以分解为弹性应变张量εe和粘塑性应变张量εvp两个部分.1.2 滑移阻力的演化律研究表明,在循环变形过程中,随着位错密度的增大,位错之间的交互作用越来越强,位错的滑移变得越来越难,导致晶体材料的硬化. 本文基于广义泰勒定律,总滑移阻力Sα1.3 位错密度的演化1.4 随动硬化律经典的Armstrong-Frederick随动硬化模型由于动态恢复项过强的缘故,在非对称应力循环下对棘轮应变的预测值偏大[11],因此本文在该模型的基础上,对动态回复系数进行修正,修正后的演化律如下:1.5 尺度过渡准则式(1)~式(13)构成了单晶基于位错密度的循环本构模型,该模型可以描述面心立方单晶的循环变形行为,为了获得多晶材料的循环变形行为,需要引入一个有效的尺度过渡准则. 本文采用由Cailletaud等[17]提出的显式尺度过渡准则,命名为β准则. 使用该过渡准则,单晶体中的局部应力张量σ可由施加在多晶的均匀宏观应力张量∑通过下式計算获得.2 模拟结果参考已完成的面心立方结构材料多晶铜的宏观实验结果,应用上述建立的基于位错密度的循环本构模型对多晶铜的单拉曲线、应变循环实验和非对称应力下的棘轮行为分别进行了模拟和预测,以检验所提出模型的预测能力.2.1 材料参数的确定E和v可由多晶铜的单轴拉伸曲线获得. 流动准则中的参考滑移率[γ] 0一般设置为0.001 s-1,m反映材料粘性的参数,值较大时,模型描述的变形与接近率无关,考虑加载速率的影响,因此取值较小. 总位错密度的初始值ραT设置为大多数退火FCC单晶的典型值,即ραT = 1.6 × 1010 m-2 . 初始位错总体被认为是由等比例的刃位错和螺位错组成的,因此ρe = ρs = 0.5ραT. 式(6)中的统计系数λ基于Kuhlmann-Wilsdorf的工作[18]被赋值为0.3.考虑到不同滑移系之间的潜硬化和自硬化效应,位错交互作用矩阵hα β的ω1和ω2分别为1.5和1.2[19]. 为反映刃位错和螺位错对滑动的贡献相同,式(9)(10)中的参数Ce和Cs 设置为0.5. 此外,之前对紫铜[19]的滑动线测量结果表明,刃位错的移动距离大约是螺位错的两倍. 参数Ks为Ke的两倍,即Ks = 2Ke,ds=5de. C和D可以参考文献[20]给出的取值范围. 与随动硬化律相关的参数c、b0、bsat和γ0,可以由试错法通过非对称应力循环下的一条棘轮应变的演化曲线确定. 所得到的多晶铜的材料参数如表1所示.2.2 多晶铜的模拟结果由图2可见,提出的模型能够对材料响应的应力幅值随循环周次逐渐增加的现象给出合理的模拟,也能模拟出循环硬化速率随循环周次逐渐降低的特性. 但是模拟的循环应力应变曲线在弹性到塑性过渡段没有实验的应力应变曲线光滑,可能是由以下原因造成:一是本文应用只包含一项修正的Armstrong-Frederick非线性随动硬化模型来模拟背应力的演化,而非Chaboche模型[21]、Ohno-Wang模型[22]或者Ohno-Abdel-Karim模型[23]包含了3项甚至更多项的非线性随动硬化律来模拟材料的应力应变循环曲线,因此造成了模拟的循环应力应变曲线形状不够光滑;二是本文通过显式尺度过渡准则把单晶的本构模型拓展到多晶尺度,该尺度过渡准则不能准确地反映晶粒之间变形协调性. 后面的研究可以把本构方程编成ABAQUS用户子程序Umat,通过晶体塑性本构模型和有限元结合,更加合理地考虑晶粒之间的相互作用,来模拟材料的循环变形行为.图3(a)和图3(b)给出了应力工况为(40±80) MPa的应力应变滞回环的实验和模拟结果. 文中分别提取了应力应变滞回环的第5圈、第10圈、第20圈、第50圈和第100圈,其中c表示循环的圈数. 由于多晶铜为循环硬化材料,应力应变滞回环曲线随着循环周次的增加逐渐变窄,在经过一定的循环周次后,滞回环的大小基本保持不变. 与本文提出的模型(模拟应力应变滞回环的演化规律和实验的规律)是一致的,体现出多晶铜的循环硬化特征. 图3(c)和图3(d)给出了多晶铜在不同平均应力和应力幅值下棘轮应变的演化曲线,新提出的模型能够对棘轮应变和棘轮应变率的演化给出合理的预测,即棘轮应变会随着循环周次的增加而增大,而棘轮应变率会逐渐降低,最后保持为一个接近于零的常数. 同时新模型也能够合理地预测应力幅值和平均应力对棘轮变形的影响,即棘轮应变会随着应力幅值和平均应力的增加而增大.2.3 单晶铜的预测结果提出的本构模型是在单晶水平上建立的,利用显式尺度过渡准则,即β准则拓展到多晶尺度. 本文应用表1中的材料参数,对单晶铜在平均应力非零的应力循环下的棘轮变形的演化曲线进行了预测,给出的定性的预测结果如图4所示.图4(a)为单晶铜在不同晶体学位向的棘轮应变的预测结果. 由图可见,新提出的模型可以对不同晶体学位向的棘轮行为进行预测. 图4(b)和图4(c)为单晶铜在晶向上不同应力工况下的单轴棘轮行为的预测结果,可以看出新模型能够合理预测棘轮行为对应力幅值和平均应力的依赖性.3 结论本文通过把刃位错和螺位错的演化规律引入到各向同性硬化律,采用修正的Armstrong-Frederick非线性随动硬化模型和显式的尺度过渡准则,建立了基于位错密度的循环多晶粘塑性本构模型,并应用该模型对面心立方结构多晶铜的循环变形行为进行模拟. 结果显示,新发展的模型不仅可以模拟紫铜在对称应变循环下的循环硬化特性,还可以模拟紫铜在不同应力水平下的棘轮行为. 同时单晶形式的本构模型也能够对不同晶向和不同应力水平下的棘轮行为进行合理的预测.1.1 晶体塑性理论基础在晶体塑性小变形理论框架下,总应变张量ε可以分解为弹性应变张量εe和粘塑性应变张量εvp两个部分.1.2 滑移阻力的演化律研究表明,在循环变形过程中,随着位错密度的增大,位错之间的交互作用越来越强,位错的滑移变得越来越难,导致晶体材料的硬化. 本文基于广义泰勒定律,总滑移阻力Sα1.3 位错密度的演化1.4 随动硬化律经典的Armstrong-Frederick随动硬化模型由于动态恢复项过强的缘故,在非对称应力循环下对棘轮应变的预测值偏大[11],因此本文在该模型的基础上,对动态回复系数进行修正,修正后的演化律如下:1.5 尺度过渡准则式(1)~式(13)构成了单晶基于位错密度的循环本构模型,该模型可以描述面心立方单晶的循环变形行为,为了获得多晶材料的循环变形行为,需要引入一个有效的尺度过渡准则. 本文采用由Cailletaud等[17]提出的显式尺度过渡准则,命名为β准则. 使用该过渡准则,单晶体中的局部应力张量σ可由施加在多晶的均匀宏观应力张量∑通过下式计算获得.2 模拟结果参考已完成的面心立方结构材料多晶铜的宏观实验结果,应用上述建立的基于位错密度的循环本构模型对多晶铜的单拉曲线、应变循环实验和非对称应力下的棘轮行为分别进行了模拟和预测,以检验所提出模型的预测能力.2.1 材料參数的确定E和v可由多晶铜的单轴拉伸曲线获得. 流动准则中的参考滑移率[γ] 0一般设置为0.001 s-1,m反映材料粘性的参数,值较大时,模型描述的变形与接近率无关,考虑加载速率的影响,因此取值较小. 总位错密度的初始值ραT设置为大多数退火FCC单晶的典型值,即ραT = 1.6 × 1010 m-2 . 初始位错总体被认为是由等比例的刃位错和螺位错组成的,因此ρe = ρs =0.5ραT. 式(6)中的统计系数λ基于Kuhlmann-Wilsdorf的工作[18]被赋值为0.3.考虑到不同滑移系之间的潜硬化和自硬化效应,位错交互作用矩阵hα β的ω1和ω2分别为1.5和1.2[19]. 为反映刃位错和螺位错对滑动的贡献相同,式(9)(10)中的参数Ce和Cs 设置为0.5. 此外,之前对紫铜[19]的滑动线测量结果表明,刃位错的移动距离大约是螺位错的两倍. 参数Ks为Ke的两倍,即Ks = 2Ke,ds=5de. C和D可以参考文献[20]给出的取值范围.与随动硬化律相关的参数c、b0、bsat和γ0,可以由试错法通过非对称应力循环下的一条棘轮应变的演化曲线确定. 所得到的多晶铜的材料参数如表1所示.2.2 多晶铜的模拟结果由图2可见,提出的模型能够对材料响应的应力幅值随循环周次逐渐增加的现象给出合理的模拟,也能模拟出循环硬化速率随循环周次逐渐降低的特性. 但是模拟的循环应力应变曲线在弹性到塑性过渡段没有实验的应力应变曲线光滑,可能是由以下原因造成:一是本文应用只包含一项修正的Armstrong-Frederick非线性随动硬化模型来模拟背应力的演化,而非Chaboche模型[21]、Ohno-Wang模型[22]或者Ohno-Abdel-Karim模型[23]包含了3项甚至更多项的非线性随动硬化律来模拟材料的应力应变循环曲线,因此造成了模拟的循环应力应变曲线形状不够光滑;二是本文通过显式尺度过渡准则把单晶的本构模型拓展到多晶尺度,该尺度过渡准则不能准确地反映晶粒之间变形协调性. 后面的研究可以把本构方程编成ABAQUS用户子程序Umat,通过晶体塑性本构模型和有限元结合,更加合理地考虑晶粒之间的相互作用,来模拟材料的循环变形行为.图3(a)和图3(b)给出了应力工况为(40±80) MPa的应力应变滞回环的实验和模拟结果. 文中分别提取了应力应变滞回环的第5圈、第10圈、第20圈、第50圈和第100圈,其中c表示循环的圈数. 由于多晶铜为循环硬化材料,应力应变滞回环曲线随着循环周次的增加逐渐变窄,在经过一定的循环周次后,滞回环的大小基本保持不变. 与本文提出的模型(模拟应力应变滞回环的演化规律和实验的规律)是一致的,体现出多晶铜的循环硬化特征. 图3(c)和图3(d)给出了多晶铜在不同平均应力和应力幅值下棘轮应变的演化曲线,新提出的模型能够对棘轮应变和棘轮应变率的演化给出合理的预测,即棘轮应变会随着循环周次的增加而增大,而棘轮应变率会逐渐降低,最后保持为一个接近于零的常数. 同时新模型也能够合理地预测应力幅值和平均应力对棘轮变形的影响,即棘轮应变会随着应力幅值和平均应力的增加而增大.2.3 单晶铜的预测结果提出的本构模型是在单晶水平上建立的,利用显式尺度过渡准则,即β准则拓展到多晶尺度. 本文应用表1中的材料参数,对单晶铜在平均应力非零的应力循环下的棘轮变形的演化曲线进行了预测,给出的定性的预测结果如图4所示.图4(a)为单晶铜在不同晶体学位向的棘轮应变的预测结果. 由图可见,新提出的模型可以对不同晶体学位向的棘轮行为进行预测. 图4(b)和图4(c)为单晶铜在晶向上不同应力工况下的单轴棘轮行为的预测结果,可以看出新模型能够合理预测棘轮行为对应力幅值和平均应力的依赖性.3 结论本文通过把刃位错和螺位错的演化规律引入到各向同性硬化律,采用修正的Armstrong-Frederick非线性随动硬化模型和显式的尺度过渡准则,建立了基于位错密度的循环多晶粘塑性本构模型,并应用该模型对面心立方结构多晶铜的循环变形行为进行模拟. 结果显示,新发展的模型不仅可以模拟紫铜在对称应变循环下的循环硬化特性,还可以模拟紫铜在不同应力水平下的棘轮行为. 同时单晶形式的本构模型也能够对不同晶向和不同应力水平下的棘轮行为进行合理的预测.1.1 晶体塑性理论基础在晶体塑性小变形理论框架下,总应变张量ε可以分解为弹性应变张量εe和粘塑性应变张量εvp两个部分.1.2 滑移阻力的演化律研究表明,在循环变形过程中,随着位错密度的增大,位错之间的交互作用越来越强,位错的滑移变得越来越难,导致晶体材料的硬化. 本文基于广义泰勒定律,总滑移阻力Sα1.3 位错密度的演化1.4 随动硬化律经典的Armstrong-Frederick随动硬化模型由于动态恢复项过强的缘故,在非对称应力循环下对棘轮应变的预测值偏大[11],因此本文在该模型的基础上,对动态回复系数进行修正,修正后的演化律如下:1.5 尺度过渡准则式(1)~式(13)构成了单晶基于位错密度的循環本构模型,该模型可以描述面心立方单晶的循环变形行为,为了获得多晶材料的循环变形行为,需要引入一个有效的尺度过渡准则. 本文采用由Cailletaud等[17]提出的显式尺度过渡准则,命名为β准则. 使用该过渡准则,单晶体中的局部应力张量σ可由施加在多晶的均匀宏观应力张量∑通过下式计算获得.2 模拟结果参考已完成的面心立方结构材料多晶铜的宏观实验结果,应用上述建立的基于位错密度的循环本构模型对多晶铜的单拉曲线、应变循环实验和非对称应力下的棘轮行为分别进行了模拟和预测,以检验所提出模型的预测能力.2.1 材料参数的确定E和v可由多晶铜的单轴拉伸曲线获得. 流动准则中的参考滑移率[γ] 0一般设置为0.001 s-1,m反映材料粘性的参数,值较大时,模型描述的变形与接近率无关,考虑加载速率的影响,因此取值较小. 总位错密度的初始值ραT设置为大多数退火FCC单晶的典型值,即ραT = 1.6 × 1010 m-2 . 初始位错总体被认为是由等比例的刃位错和螺位错组成的,因此ρe = ρs =0.5ραT. 式(6)中的统计系数λ基于Kuhlmann-Wilsdorf的工作[18]被赋值为0.3.考虑到不同滑移系之间的潜硬化和自硬化效应,位错交互作用矩阵hα β的ω1和ω2分别为1.5和1.2[19]. 为反映刃位错和螺位错对滑动的贡献相同,式(9)(10)中的参数Ce和Cs 设置为0.5. 此外,之前对紫铜[19]的滑动线测量结果表明,刃位错的移动距离大约是螺位错的两倍. 参数Ks为Ke的两倍,即Ks = 2Ke,ds=5de. C和D可以参考文献[20]给出的取值范围. 与随动硬化律相关的参数c、b0、bsat和γ0,可以由试错法通过非对称应力循环下的一条棘轮应变的演化曲线确定. 所得到的多晶铜的材料参数如表1所示.2.2 多晶铜的模拟结果由图2可见,提出的模型能够对材料响应的应力幅值随循环周次逐渐增加的现象给出合理的模拟,也能模拟出循环硬化速率随循环周次逐渐降低的特性. 但是模拟的循环应力应变曲线在弹性到塑性过渡段没有实验的应力应变曲线光滑,可能是由以下原因造成:一是本文应用只包含一项修正的Armstrong-Frederick非线性随动硬化模型来模拟背应力的演化,而非Chaboche模型[21]、Ohno-Wang模型[22]或者Ohno-Abdel-Karim模型[23]包含了3项甚至更多项的非线性随动硬化律来模拟材料的应力应变循环曲线,因此造成了模拟的循环应力应变曲线形状不够光滑;二是本文通过显式尺度过渡准则把单晶的本构模型拓展到多晶尺度,该尺度过渡准则不能准确地反映晶粒之间变形协调性. 后面的研究可以把本构方程编成ABAQUS用户子程序Umat,通过晶体塑性本构模型和有限元结合,更加合理地考虑晶粒之间的相互作用,来模拟材料的循环变形行为.图3(a)和图3(b)给出了应力工况为(40±80) MPa的应力应变滞回环的实验和模拟结果. 文中分别提取了应力应变滞回环的第5圈、第10圈、第20圈、第50圈和第100圈,其中c表示循环的圈数. 由于多晶铜为循环硬化材料,应力应变滞回环曲线随着循环周次的增加逐渐变窄,在经过一定的循环周次后,滞回环的大小基本保持不变. 与本文提出的模型(模拟应力应变滞回环的演化规律和实验的规律)是一致的,体现出多晶铜的循环硬化特征. 图3(c)和图3(d)给出了多晶铜在不同平均应力和应力幅值下棘轮应变的演化曲线,新提出的模型能够对棘轮应变和棘轮应变率的演化给出合理的预测,即棘轮应变会随着循环周次的增加而增大,而棘轮应变率会逐渐降低,最后保持为一个接近于零的常数. 同时新模型也能够合理地预测应力幅值和平均应力对棘轮变形的影响,即棘轮应变会随着应力幅值和平均应力的增加而增大.2.3 单晶铜的预测结果提出的本构模型是在单晶水平上建立的,利用显式尺度过渡准则,即β准则拓展到多晶尺度. 本文应用表1中的材料参数,对单晶铜在平均应力非零的应力循环下的棘轮变形的演化曲线进行了预测,给出的定性的预测结果如图4所示.图4(a)为单晶铜在不同晶体学位向的棘轮应变的预测结果. 由图可见,新提出的模型可以对不同晶体学位向的棘轮行为进行预测. 图4(b)和图4(c)为单晶铜在晶向上不同应力工况下的单轴棘轮行为的预测结果,可以看出新模型能够合理预测棘轮行为对应力幅值和平均应力的依赖性.3 结论本文通过把刃位错和螺位错的演化规律引入到各向同性硬化律,采用修正的Armstrong-Frederick非线性随动硬化模型和显式的尺度过渡准则,建立了基于位错密度的循环多晶粘塑性本构模型,并应用该模型对面心立方结构多晶铜的循环变形行为进行模拟. 结果显示,新发展的模型不仅可以模拟紫铜在对称应变循环下的循环硬化特性,还可以模拟紫铜在不同应力水平下的棘轮行为. 同时单晶形式的本构模型也能够对不同晶向和不同应力水平下的棘轮行为进行合理的预测.。

面心立方金属简单剪切织构的发展遵循连续晶格转动原则-概述说明以及解释

面心立方金属简单剪切织构的发展遵循连续晶格转动原则-概述说明以及解释

面心立方金属简单剪切织构的发展遵循连续晶格转动原则-概述说明以及解释1.引言1.1 概述概述部分的内容:面心立方金属简单剪切织构是一种重要的晶体结构,在材料科学和工程领域广泛应用。

简单剪切织构是指由于外界作用力引起的晶格畸变,使晶体结构产生相应的变形现象。

连续晶格转动原则是指晶格在变形过程中会连续旋转一定角度,从而实现晶体结构的畸变。

本文旨在探讨面心立方金属简单剪切织构的发展过程,并研究连续晶格转动原则在该过程中的应用。

文章将以介绍面心立方金属的背景和相关概念为起点,包括面心立方结构的特点、简单剪切织构的定义和原理。

接着将详细阐述连续晶格转动原则的概念和作用机制,解释其在面心立方金属简单剪切织构中的重要性。

在结论部分,将回顾面心立方金属简单剪切织构的发展历程,包括相关研究成果和应用案例的介绍。

同时,将探讨连续晶格转动原则在该领域所取得的成就,并展望未来发展方向,探讨可能的研究方向和应用前景。

总结部分将对本文的核心内容进行概括,并强调面心立方金属简单剪切织构发展遵循连续晶格转动原则的重要性。

通过本文的研究和分析,相信能够对面心立方金属简单剪切织构及其应用中的连续晶格转动原则有更深入的了解,为相关领域的深入研究提供参考和指导。

1.2文章结构文章结构部分的内容可以从以下几个方面进行编写:文章结构的目的是为了清晰地呈现出整篇文章的组织框架,使读者在阅读过程中能够理解文章的逻辑结构和内容安排。

首先,文章的结构可以分为引言、正文和结论三个部分。

引言部分主要是对文章的背景、研究目的以及方法进行介绍,帮助读者了解文章的研究背景和意义。

正文部分是文章的核心部分,包含了对面心立方金属的简介、简单剪切织构的概念以及连续晶格转动原则的介绍。

结论部分是对整篇文章的总结和未来发展方向的展望。

其次,引言部分包括概述、文章结构、目的和总结四个子部分。

概述部分可以简要介绍面心立方金属在材料科学领域的重要性和研究现状。

文章结构部分描述了整篇文章的组织框架,向读者展示了文章的主要内容和章节安排。

(北京工业大学)材料科学基础真题2004年

(北京工业大学)材料科学基础真题2004年

(北京工业大学)材料科学基础真题2004年(总分:150.00,做题时间:90分钟)一、名词解释(总题数:10,分数:20.00)1.惯习面(分数:2.00)__________________________________________________________________________________________ 正确答案:(固态相变时,新相往往沿母相特定原子面形成,这个与新相主平面平行的母相晶面称惯习面。

) 解析:2.索氏体(分数:2.00)__________________________________________________________________________________________ 正确答案:(中温段珠光体转变产物,由片状铁素体渗碳体组成,层片间距较小,片层较薄。

)解析:3.伪共析转变(分数:2.00)__________________________________________________________________________________________ 正确答案:(伪共析转变:非平衡转变过程中,处在共析成分点附近的亚共析、过共析合金,转变终了组织全部呈共析组织形态。

)解析:4.交滑移(分数:2.00)__________________________________________________________________________________________ 正确答案:(沿着相同的滑移方向,滑移过程由一个滑移面过渡到另一个滑移面上进行。

)解析:5.螺位错(分数:2.00)__________________________________________________________________________________________ 正确答案:(位错线与柏氏矢量平行的位错。

面心立方金属的基于位错密度的循环本构模型

面心立方金属的基于位错密度的循环本构模型

面心立方金属的基于位错密度的循环本构模型面心立方金属是一类常见的金属结构,具有良好的机械性能和热电性能,被广泛应用于工程领域。

循环变形是金属在使用过程中不可避免的现象,对于面心立方金属而言,其循环本构模型是研究循环变形行为的重要手段之一。

位错密度在金属的循环变形中起着至关重要的作用,因此基于位错密度的循环本构模型成为了研究的热点之一。

一、面心立方金属的微观结构与位错密度面心立方金属的微观结构主要由由密排和基面的层间滑移所决定。

在外力作用下,金属晶体内部的位错会发生滑移,从而引起晶体的变形。

位错是晶格的缺陷,其密度决定了金属的塑性变形能力。

随着位错密度的增加,金属的塑性变形能力也会增加,但过高的位错密度同时也会导致金属的疲劳失效。

面心立方金属的位错密度通常是通过电子显微镜、透射电子显微镜等微观技术进行观测和测量的。

位错密度的大小与金属的加工方式、应力状态、温度等因素有关。

位错密度还可以通过金属的塑性应变来间接反映,这也成为研究位错密度的重要手段之一。

二、基于位错密度的循环本构模型循环本构模型是用来描述金属在循环加载下的变形行为的数学模型。

基于位错密度的循环本构模型是将金属塑性变形的微观机制和位错密度的变化联系起来,从而揭示金属在循环加载下的变形规律和寿命预测。

1. 位错密度与循环变形位错密度对金属的循环变形具有重要影响。

在金属循环加载的过程中,位错会逐渐聚集并堆积,形成微观裂纹和晶界滑移带,从而导致金属的疲劳失效。

位错密度的变化是影响金属循环寿命的重要因素之一。

通过对位错密度的变化进行研究和监测,可以更好地理解金属的循环变形行为。

2. 循环本构模型的建立基于位错密度的循环本构模型需要考虑位错密度的动态变化和裂纹的扩展过程。

一般的建模思路是利用位错密度的动力学方程描述位错的产生、运动和聚集过程,结合裂纹扩展动力学方程描述裂纹的形成和扩展过程,从而得到金属循环变形的数学模型。

3. 模型参数的确定基于位错密度的循环本构模型需要考虑一系列的材料参数,如位错密度的增长速率、裂纹扩展速率等。

面心立方金属中形变位错结构的研究

面心立方金属中形变位错结构的研究

面心立方金属中形变位错结构的研究【全文摘要】本文通过深入研究面心立方金属中形变位错结构,探讨了其在金属力学性能和材料科学领域中的重要意义。

首先介绍了面心立方结构和位错的基本概念,然后详细分析了形变位错的类型和性质。

探讨了形变位错对金属的塑性变形和力学性质的影响,并阐明了其在金属加工过程中的重要作用。

我们还讨论了形变位错结构对材料力学行为的调控机制,并探究了形变位错结构在材料科学中的应用前景。

通过回顾性总结,我们对面心立方金属中形变位错结构的研究进行了全面评估,并分享了个人对该主题的观点和理解。

【正文】一、引言形变位错结构是材料科学和金属力学领域中一个极具研究价值和应用潜力的课题,特别是在面心立方金属中。

面心立方金属作为一类重要的结构材料,其力学性能和应用领域广泛,因此对其位错结构的深入研究具有重要的理论和实践意义。

二、面心立方结构和位错基本概念让我们来了解一下面心立方结构和位错的基本概念。

面心立方结构是最密堆积结构之一,其中每个原子周围有12个最近邻原子。

而位错则是材料中晶格排列存在断裂或错位的局域区域。

位错可以分为线性位错和面状位错。

线性位错是晶格排列中沿某一方向出现错位,而面状位错则是晶格面上出现断裂或错位。

三、形变位错的类型和性质形变位错是材料中因外力作用而引入的位错,其出现与材料的塑性变形密切相关。

常见的形变位错类型包括位错螺旋、位错线和位错环等。

位错螺旋是位错线围绕某一轴线而形成的螺旋形结构,位错线是位错点在空间中的线状排列,位错环则是位错线形成闭合回路。

这些形变位错的性质决定了金属在应力场中的变形行为和力学性能。

四、形变位错对金属的塑性变形和力学性质的影响形变位错对金属的塑性变形和力学性质有着重要的影响。

形变位错可以促进金属的塑性变形,使其具有更好的可塑性和韧性。

形变位错可以增加金属的晶界能量,并导致材料的强度和硬度增加。

形变位错还可以增加金属材料的断裂韧性,改善其抗拉强度和抗蠕变性能。

孪晶对Cu的力学和电学性能影响的研究进展

孪晶对Cu的力学和电学性能影响的研究进展

孪晶对Cu的力学和电学性能影响的研究进展陈先华【摘要】Much attention is paid on the twins in pure Cu. The classification and crystallographic structure of twins are introduced. The effect of twins on strength, ductility, strain hardening, strain rate sensitivity, plastic deformation mechanism and electrical resistivity (or conductivity) is summarized, and the mechanisms underlying these phenomena are discussed. At the same time, it is discussed what should be studied further in the Cu with twins. It is eventually pointed out that introducing high density of twins in grains by using proper preparation technique could obtain high strength, improved ductility as well as good conductivity, and it should be also a noteworthy research direction for developing high performance engineering Cu and its alloys in the future.%金属Cu中孪晶的作用已受到广泛关注.介绍了孪晶的分类及晶体学结构,综述了孪晶对Cu强度、塑性、加工硬化、应变速率敏感性、变形机制和电阻率(或电导率)等方面的影响规律及内在机理,讨论了孪晶Cu研究的不足之处及需要加强的方面,并指出通过适当的工艺技术,在晶粒中引入高密度的孪晶同时获得高强度、高塑性和良好电导性能,将是未来发展高性能工程用Cu及其合会的重要方向.【期刊名称】《材料工程》【年(卷),期】2011(000)009【总页数】5页(P87-91)【关键词】Cu;孪晶;力学性能;电学性能;位错【作者】陈先华【作者单位】重庆大学材料科学与工程学院,重庆400044;重庆大学国家镁合金材料工程技术研究中心,重庆400044【正文语种】中文【中图分类】TG174.4工业应用中的金属材料往往要求其具有较高强度的同时具有较高的导电性。

共格孪晶界与非共格孪晶界的区别

共格孪晶界与非共格孪晶界的区别

共格孪晶界与非共格孪晶界的区别共格孪晶界与非共格孪晶界是固定颗粒晶界的两种主要类型。

共格孪晶界是指晶体颗粒之间的晶格匹配良好,晶粒边界上晶格参数以及晶向几何关系完全相同的晶界。

在共格孪晶界中,晶体颗粒之间的晶格结构没有断裂,形成相对完整的结构。

这使得在共格孪晶界处,晶界的物理性质与晶体内部的物理性质非常相似。

相比之下,非共格孪晶界则是指晶体颗粒之间晶格参数不匹配,晶粒边界上晶格参数以及晶向几何关系不完全相同的晶界。

在非共格孪晶界中,晶粒边界上会出现晶格畸变、错位位错等缺陷,且晶格结构会发生改变。

这使得非共格孪晶界的物理性质与晶体内部的物理性质存在明显差异。

以下将从晶格匹配度、晶界能、位错密度以及晶界迁移等方面详细讨论共格孪晶界与非共格孪晶界的区别。

首先,晶格匹配度是描述晶体颗粒之间晶格匹配程度的重要指标。

共格孪晶界的晶格匹配度高,晶界处的晶格结构与晶体内部几乎一致,从而使得共格孪晶界的物理性质与晶体内部的物理性质相近。

而非共格孪晶界的晶格匹配度较低,晶界处的晶格结构与晶体内部有较大差异,因此非共格孪晶界的物理性质与晶体内部的物理性质存在明显差异。

其次,晶界能是描述晶界稳定性的重要参数。

晶界能越低,晶界的稳定性越高,晶界的活动性越低。

在共格孪晶界中,晶界能相对较低,晶界的稳定性较高,因此共格孪晶界发生迁移的能力较弱。

而非共格孪晶界的晶界能相对较高,晶界的稳定性较低,因此非共格孪晶界更容易发生迁移。

第三,位错密度是描述晶界结构的重要指标。

在共格孪晶界中,晶界结构完整,位错密度较低。

而非共格孪晶界中晶格结构发生畸变,因此位错密度较高。

位错密度的增加会导致晶体的力学性能下降,因此共格孪晶界相对于非共格孪晶界具有更好的力学性能。

最后,晶界迁移是晶界运动的重要方式。

共格孪晶界由于晶格匹配良好,晶界处的原子迁移较为困难,因此共格孪晶界处晶粒的稳定性较高。

而非共格孪晶界由于晶格参数不匹配,晶界处的原子迁移相对容易发生,因此非共格孪晶界处晶粒的稳定性较低。

面心立方合金中的螺位错和刃位错

面心立方合金中的螺位错和刃位错

面心立方合金中的螺位错和刃位错
首先,让我们来看螺位错。

螺位错是晶格中的一种位错,它是由于晶格平面上的原子位置相对于理想位置的偏移而产生的。

螺位错的形成通常是由于晶格平面上的原子在沿着晶体的某个方向滑移时发生了位移,这种位移会导致晶格平面上出现额外的原子层,从而形成螺旋状的位错线。

螺位错可以导致材料的塑性变形和强化效应,对材料的力学性能有显著影响。

接下来是刃位错。

刃位错是另一种晶格中常见的位错类型,它是由于晶格中的原子位置出现偏移而产生的。

刃位错通常是由于晶体中某个晶面上的原子位置相对于理想位置的错位而形成的。

刃位错可以导致材料的断裂和塑性变形,对材料的韧性和断裂行为有重要影响。

总的来说,螺位错和刃位错都是晶体中常见的位错类型,它们对材料的性能和行为都有重要影响。

研究和理解这些位错对于设计和改进材料的性能具有重要意义。

共格孪晶面 -回复

共格孪晶面 -回复

共格孪晶面-回复研究材料的结构是材料科学和固态物理学的重要方向之一。

在这个领域中,共格孪晶面是一个引人注目的话题。

共格孪晶面是指在晶体中存在的两个或多个平行面,在一个平面内可以找到相同的晶格常数和晶胞参数。

本文将介绍共格孪晶面的定义、形成机制以及它们在材料科学中的应用。

首先,我们先来解释什么是共格孪晶面。

共格孪晶面是指在晶体中存在的两个或多个平行面,其晶格常数和晶胞参数相同。

这意味着这些平行面上具有相同的原子排列、原子间距和结构。

由于这些平行面具有相同的晶格常数,它们在结构上是相互匹配的。

这种匹配使得平行面上的原子可以无缝地连接,形成一个界面。

那么,共格孪晶面是如何形成的呢?共格孪晶面的形成可以由晶格扭转、晶格错配或者孪晶生长等机制引起。

在晶格扭转中,晶体中的晶格常数保持不变,但是晶体的晶格方向发生了旋转。

这种扭转使得晶体中的平行面保持共格。

而在晶格错配中,晶体的晶格常数和晶格方向都发生了变化。

这种变化导致了平行面的错配,但是在一些情况下,这种错配可以由晶格中的位错来弥补。

最后,孪晶生长是一种类似于晶体生长的过程,通过添加一定的条件,可以使两个晶体的共格平行面持续生长,并在界面上形成孪晶晶体。

共格孪晶面在材料科学中具有重要的应用价值。

首先,它们可以用来改善材料的性能。

共格孪晶界面可以强化材料的力学性能,并提高其强度和硬度。

这是因为孪晶界面的存在可以阻挡位错的传播,从而增加材料的韧性。

其次,共格孪晶面对材料的导电性和磁性也具有重要影响。

共格孪晶界面可以影响电子的传输和磁矩的排列,从而改变材料的导电性和磁性。

因此,通过控制共格孪晶面的存在和分布,可以调控材料的电学和磁学性质。

除了以上提到的应用外,共格孪晶面在材料科学中还有其他许多重要的应用。

例如,在材料的界面设计中,共格孪晶面可以用来制备具有特定界面结构和性能的材料。

这种制备方法可以通过控制材料的生长条件和界面能量来实现。

此外,共格孪晶面还可以用于制备纳米结构材料和表面修饰材料。

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面心立方金属中非螺型晶格位错与共格孪晶界的相互作用---Usher 译摘要在之前发表的[Jin ZH, Gumbsch P, Ma E, Albe K, Lu K, Hahn H, et al. Scripta Mater 2006;54:1163]文章中,通过分子动力学模拟,已经对三种面心立方(fcc)金属Cu, Ni和Al中螺型位错和共格孪晶界的相互作用做了研究。

为了完备之前的结果,在本篇文章中,我们考虑了纯应力驱动下60o非螺型晶格位错和CTB的相互作用。

依据材料种类和施加的应变,我们观察到了与晶界作用的不同的滑移方式。

如果一个60o位错在外力驱动下进入CTB,它会分解成不同的不全位错进入孪晶和孪晶界。

如果滑移传递不完全,就好在CTB上留下一个不动位错。

这种相互作用的机理是由与材料有关的能量势垒控制的,这些能量势垒在晶格位错撞击晶界的地方用来形成肖克利不全位错。

1.简介晶体材料的强度和延展性取决于由晶格位错的运动相互作用和增殖形成的滑移和塑性流动。

虽然已经确定,多晶中的滑移主要是由一般的晶界和特殊晶界如孪晶界影响,但是目前位错和晶界的相互作用还有很多方面不是非常清楚[2-9]。

最近,实验结果表明,低固有堆叠层错能的材料,如Cu[10-12]和不锈钢[13],它们内部大量的纳米级的孪晶在提手强度的同时,提高其材料的延展性。

有人提出,在这些试样中,共格孪晶界(CTBs)提供临界能量势垒,阻止了从一个孪晶到其它孪晶的滑移传递,这导致产生了高屈服应力值。

我们知道,可以通过联合计算仿真实验以及以滑移传递[14-17] 交滑移[18-20] 和变形孪晶[7,21-23]形式的连续介质理论提升对位错—孪晶界相互作用的进一步认识。

另外,已经基于分子动力学(MD)仿真手段,研究了螺型位错(位错的柏氏矢量与位错线平行)与共格孪晶界的相互作用[1]。

在原子水平上,展示了两种相互作用形式。

当一个螺型位错从孪晶界的一边进入共格孪晶界时,会发生:(1)切过孪晶界,进入孪晶;(2)在孪晶界面上分解为两个肖克利不全位错,在CTB上沿相反的方向传播。

在Al中只出现地二种形式的机制,相比之下,Cu和Ni材料中两种机制都有可能产生。

在倾斜晶界的Al中,多尺度螺型位错和CTBs的相互作用的模拟也能得到相似结论[24]。

Path技术和MD模拟联合用于Cu和Al,可以用于准确测定其的相互作用力[25,26] 。

结果显示,弹性各向异性性质和位错场内的CTB响应是位错和晶界相互作用力的核心。

在之前的模拟[27,28]和试验[21-23,29]表明,由于长程斥力的作用,当两个分离的不全位错向发射到CTB时,它们会重组成为一个全位错。

然而在Al中,主要是短程作用力,使得滑移被CTB自发的吸收,产生沿着晶界的交滑移(孪晶形核)[1,25]。

当晶格位错不是纯螺型位错时,模拟会变得更加复杂。

如之前所提到的,对非螺型位错而言,在CTB 上会出现许多可能的反应[30]。

例如,一个60o 全位错(位错的柏氏矢量相对位错线倾斜60o ),如果没有反弹回到初始晶粒就可能直接穿过晶界进入相邻孪晶同时沿孪晶界发射一个额外的部分位错[7]。

然而,具有争议的是,也有其它可能,因为孪晶/孪晶界可能充当不全位错和全位错源[31-34]。

另外,人们认为,在几种纳米结构中例如Cu ,Ni ,Al ,位错滑移是通过孪晶发射和/或形变孪晶传递的[9,35 - 40]。

特别是,人们会提问一下有趣的问题,例如:滑移传递能只有部分穿过孪晶界么?如果回答可以,他还想知道在变形过程中,剩余部分柏氏矢量是否能形成不动晶界位错,在什么条件下会形成这种不动位错锁和/或非锁位错。

为了释放应变能,有利方式是在一个晶粒中沿外滑移系反射入射位错进入相邻晶粒。

然而,实际上向外滑移的结果依赖很多因素,如柏氏矢量,切应力分量,晶界结构,晶粒尺寸和是否存在其它位错。

为了详细具体机制,在这个研究中, 我们分析了不同fcc 金属中60o 完全晶格位错和共格孪晶界的相互作用。

2.手段双晶体的MD 模拟能充分说明位错-晶界的相互作用细节[27,28,41-44]。

在我们的模拟中MD 几何模型(Fig.1)基于fcc 晶格基底--孪晶取向关系,本质上时与参考文献【1】相同的。

在fcc 金属中,1/2<1 1 0>型完全晶格位错是由两个1/6<1 1 2>型肖克利不全位错组成。

例如螺型位错BA(γ)依据BA =B γ+γA 分解,位错头(γA )和位错尾(B γ)都是30o 不全混合位错,具有相等长度,1/2b s ,方向相反(b s =66a 0 ,肖克利不全位错的柏氏矢量用长度测量)。

Fig.1. 模拟fcc 金属中全位错和共格孪晶界相互作用的孪晶双晶体示意结构。

在研究中,考虑滑移面(K 2)上两个60o 位错DA 和AD ,他们的柏氏矢量相反,均相对位错线倾斜60o (ζ ,平行于Z 轴方向)。

对比起见,也画出了螺型位错BA 和AB (查看参考文献[1])。

在(1 0 1)剪切面施加了一个为位错提供恒定拽力的均匀剪切应变(εappl ),使位错在X 方向运动。

有关拽力,晶体取向和位错响应的详细信息可以在附录里面查找。

在这个研究中,我们考虑了名为DA (γ)柏氏矢量为b =[]10121和AD (γ)柏氏矢量为b=[]10121•的两个非螺型位错。

根据定义,DA 和AD 都是60°完全混合位错。

在M D 模拟中对DA 依据[][][]112612116110121+=分解,或DA =D γ+γA ,γA (1/6[2 -1 1])是肖克利混合不全位错头(30o ),D γ(1/6[1 1 2])是纯边位错尾(90o )。

通常,两个肖克利不全位错是被与材料有关的堆叠层错带和滑移宽度分开的。

柏氏矢量紧紧从DA 反向成AD ,本质上认为它们是同样的晶格位错。

但是一旦一个位错向相反方向移动,考虑到一个是位错头一个是位错尾,两个肖克利不全位错也要反向,这使得它们的性质大不一样了。

尤其,DA 的肖克利不全位错头是30o γA ,而AD 的肖克利不全位错头是90o D γ(参看附录Fig.A2)。

这种原子尺度的差异在位错冲击CTB 时可能导致不同的位错响应,这将在下一段讨论。

我们的模拟中所有位错都是直线并且在与位错线同向的周期边界条件下“无限”长。

同理,在同一方向上,孪晶面也是无限的。

通常,位错是弯曲的且取向任意方向的。

相互作用包括短弯曲位错段,并且相关的肖克利不全位错可能显示所有可能特性。

在我们的模拟中忽略曲率效应的影响,因为依据弹性位错理论,位错段可以看作直线处理[4],并且对于肖克利不全位错其它可能结合的情况下的相互作用本质上和我们这里要讨论的是一致的。

为了阐明材料对位错--CTB 相互作用的依赖性,我们选择了三种不同材料模型fcc 金属Al ,Cu 和Ni ,它们的堆叠层错能和弹性性质是不同的。

在我们的模拟中,滑移总被看作是应力驱动的。

所有的模拟在0K 温度下开始,温度函数是不起重要作用的。

应变率效应是不相干的。

有关晶体学,汤普森符合位错响应,驱动力和MD 模拟的相细信息可以在附录中看到。

3.结果在我们的位错和CTB 的相互作用的MD 模拟中,滑移仍然是守恒的。

为使位错撞击CTB ,外加拽力要足够大能用于克服CTB 对位错的斥力[1,25]。

因此位错向CTB 运动受到限制,两个分离的位错在晶界上会重新结合成为一个全位错。

为了预测滑移传递通过CTB ,把K 1和K 3面作为一个60o 入射位错的外滑移面(Fig.1)。

根据孪晶的对称性,有关柏氏矢量或DA 从K 2到K 3完全传递的相应位错响应被描述为(参看Fig.2和Fig.A2):DA A'D'+C δ 或[][][]211211012110121T += 同样, 对AD 可写作:AD D'A'+δC 或[][][]211211012110121T += 也就是,两种情况下都需要发射一个沿着孪晶面(K 1)的90o 形核孪晶不全位错(C δ或δC )。

另外依据孪晶的对称性,位错头和位错尾在穿过晶界后交换顺序。

Fig.2.柏氏矢量DA 完全穿过CTB 。

只有柏氏矢量的边缘部分(用不同颜色显示)被画出,因为柏氏矢量的纯螺型部分穿过CTB 是不变的。

对于AD ,这幅图中的矢量是相反的。

(为了解释给这幅图涂色的参考文献,我们在网站上提到了这篇文章的读者)DA (εappl =3.5%) AD (εappl =3.5%)Fig.3.MD 快照说明Cu 中入射60o 位错和CTB 的不同相互作用。

观察角沿X-Y 平面的法线(cg.Fig.1)。

原子的颜色依据每个原子的势能校准(在Fig4和Fig.5中也如此)。

为了激活位错响应(附录中cf.Fig.A2),要求εappl ≥3%或者σxy ~1.2GPa ,σyz ~0.7GPa (附录A 中cg.Eq.(A2))这种情况的确在Cu 中对DA 位错出现。

如Fig.3A 中的MD 快照所示,观察到位错响应确实是Fig.2的方式。

分解的位错在CTB 上重新结合成为一个全位错然后切过晶界分裂成为三个肖克利不全位错。

其中两个位错沿孪晶滑移面(K3)滑移,它们原属于同一个全位错(A 'D '),第三个位错是形核孪晶不全位错(C δ),沿着孪晶面滑移。

这种现象在早期实验中也观察的到[14-17,21-23]。

然而,依据Eq.(1b ),这种现象对AD 位错并没有出现。

对比DA ,在Cu 中位错AD 只有部分穿过CTB (Fig. 3B )。

这种情况下,在CTB 上释放一个30o 肖克利不全位错头。

继续进行时,留下一个长的堆叠层错带。

剩余不全位错被钉在并且优先留在晶界上,根据孪晶的对称性,形成一个错配为1/9[1 1 1]的Hirth 固定(1/3[0 0 1]不动位错。

这个固定位错形式是一排的“额外”原子或者“嵌入原子”,因此也被称为“i -type ”孪晶固定,或者“i -lock ”。

在位错上施加的拽力由Eq.(A2)给定。

在Cu 中为了激发可观察的位错响应,在两种情况下施加的剪切应变是等量级的,即εappl ≈3%。

换成分切应力,相应值是σxy ≈1.2GPa ,σyz ≈0.7GPa 。

其它材料像Al 和Ni ,我们的模拟中还观察到其它几种位错响应。

依据柏氏矢量和施加应变,CTB 可能允许完全滑移传递,也可能充当一个位错汇或者位错阱。

Fig.4展示了Al 中的观察,入射位错DA 不能完全切过CTB 。

而是在1.5%<εappl <3.5%时,沿着CTB 释放一个30o 形核孪晶位错(δA )。

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