奥氏体的形成

Qm σ V = K exp RT R K 常数 Qm 晶界移动激活能
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(2 8)
随加热温度升 高,奥氏体晶粒长大 速度成指数关系迅速 增大. 加热温度升高 时,保温时间应相应 缩短,这样才能获得 细小的奥氏体晶粒.
图2-21 奥氏体晶粒大小与加热 温度,保温时间的关系
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(2)加热速度的影响
加热速度越大,奥氏体的实际形成温度 越高,形核率与长大速度之比(N/G)随 之增大,可以获得细小的起始晶粒度. 快速加热并且短时间保温可以获得细小 的奥氏体晶粒度. 如果此时长时间保温,由于起始晶粒细 小,加上实际形成温度高,奥氏体晶粒很 容易长大.
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公式(2-6)的推导:
面积为A的晶界如果移动dx 距离时,体系总的Gibbs自由 能变化为dGt ,则沿x方向有力 P作用于晶界上,构成晶界移 动的驱动力. 图2-13中A,B晶粒间的晶界 构成一曲率半径为R的球面.
图2-13 双晶体中的A,B 两晶粒,其中B晶粒呈球 状存在于A晶粒中.
图2-2 Fe-C 相图
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2.1.2 奥氏体的性能 奥氏体的比容最小,线膨胀系数最大,且为顺 磁性(无磁性).利用这一特性可以定量分析奥 氏体含量,测定相变开始点,制作要求热膨胀灵 敏的仪表元件. 奥氏体的导热系数较小,仅比渗碳体大.为避 免工件的变形,不宜采用过大的加热速度. 奥氏体塑性很好,σS 较低,易于塑性变形. 故工件的加工常常加热到奥氏体单相区进行.
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2.1.3 奥氏体形成的热力学条件
G = Gv + Gs+ Gve - Gd ---- 在晶体缺陷处形核 引起的自由能降低 相 变 必 须在一定的过热 度T下,使得GV <0,才 能得到G<0.所以相变必 须在高于 A1 的某一温度下 才能发生,奥氏体才能开 始形核. 图2-3 自由能和温度关系图
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(1)
(2)
(3)
(4)
图2-5 奥氏体形成的四个阶段
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(1)奥氏体的形核 形核的成分,结构条件
在A1温度(727℃): α C% 结构 + Fe3C 6.69 复杂斜方 γ 0.77 FCC
0.0218 BCC
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形核位置 鉴于相变对成分,结构以及能量的要求,晶核将在 α/Fe3C相界面上优先形成,这是由于: ①相界面形核,可以消除部分晶体缺陷而使体系的 自由能降低,有利于相变对能量的要求. ②相界面两边的碳浓度差大,较易获得与新相奥氏 体相适配的碳浓度,况且碳原子沿界面扩散较晶内 为快,从而加速了奥氏体的形核. ③相界面处,原子排列较不规则,易于产生结构起 伏,从而由BCC改组成FCC.
图2-10 X100倍 晶粒度
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奥氏体晶粒度有三种: ① 初始晶粒度 ---- 奥氏体形成刚结束, 其晶粒边界刚刚相互接触时的晶粒大 小.初始晶粒一般很细小,大小不 均,晶界弯曲. ② 实际晶粒度 ---- 钢经热处理后所获得 的实际奥氏体晶粒大小.
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③ 本质晶粒度 ---- 表示钢在一定加热条件下奥 氏体晶粒长大的倾向性. 在 930±10℃,保温3~8小时后测定: 1~4级----本质粗晶粒钢,晶粒容易长大. 5~8级----本质细晶粒钢,晶粒不容易长大.
d ( 4πR 2σ ) 2σ 1 dG t 1 P= = = 2 A dx dR R 4πR
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图2-14 大晶粒吃掉小晶粒示 意图(箭头表示晶界迁移方向)
图2-15 晶粒大小均匀一致 时稳定的二维结构
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图2-16 顶角均为1200 的多边形晶粒
图2-17 三维晶粒的稳定形 状 -- Kelvin正十四面体
图2-9 珠光体向奥氏体转变动力学曲线
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奥氏体形成是在一个温度范围内完成的. 随加热速度增大,转变趋向高温,且转变温度 范围扩大,而转变速度则增大. 随加热速度增大,C,Fe原子来不及扩散,所 形成的奥氏体成分不均匀性增大. 快速加热时,奥氏体形成温度升高,可引起奥 氏体起始晶粒细化;同时,剩余渗碳体量也增 多,形成奥氏体的平均碳含量降低.
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2.2.3 奥氏体等温形成动力学曲线
设新形成的奥氏体为球状,则由约翰逊-迈尔方 程(Johnson-Mehl方程):
Vt = 1 exp(
π
3
NG 3t 4 )
( 2 4)
Vt ---- 新形成奥氏体的体积分数 转变量达50%左右时,转变速度最大. 转变温度越高,奥氏体形成的孕育期越短. 转变温度越高,完成转变所需的时间越短.
Fmax 3 fσ = 2r ( 2 7)
f 第二相微粒的体积分数 r 第二相微粒的半径
图 2-19 Zener微 粒 钉 扎晶界模型
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由式(2-7)可知: 当第二相微粒所占的体积分数 f 一 定 时 , 第 二 相 粒 子 越 细 小 ( r越 小),提供的对晶界迁移的总阻力 越大. 反之,当第二相微粒粗化时,对 晶界迁移的总阻力将会变小.
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由式(2-2)可知,奥氏体晶核的长大速度 与碳在奥氏体中的浓度梯度成正比,而与相 界面上的碳浓度差成反比. 由于 γ/Fe3C相界面的碳浓度差 Cγk 较 大,Fe3C本身复杂的晶体结构,使得奥氏体 向渗碳体方向的长大速度远比向铁素体方向 为小,所以铁素体向奥氏体的转变比渗碳体 的溶解要快得多,铁素体先消失,而渗碳体 有剩余.
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2.3 奥氏体晶粒长大及其控制
2.3.1 奥氏体晶粒度 奥氏体晶粒大小用晶粒度表示,通常分为8 级,1级最粗,8级最细,8级以上为超细晶粒. 晶粒度级别与晶粒大小的关系 n = 2N-1 n ---- X100倍时,晶粒数 / in2 N ---- 晶粒度级别
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(2-5)
N d (μm) 1 250 2 177 3 125 4 88 5 6 7 8 9 10 62 44 31 22 15.6 11
第二章 奥氏体的形成
2.1 奥氏体及其形成机理
2.1.1 奥氏体的结构及其存在范围
奥氏体是碳溶于γ-Fe 中的间 隙固溶体 碳原子位于八面体间隙中心, 即FCC晶胞的中心或棱边的中点 八面体间隙半径 0.52 碳原子半径 0.77 →点阵畸变 图2-1 奥氏体的单胞
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奥 氏 体 相 区 : NJESGN包围的区域 GS线 ---- A3线 ES线 ---- Acm线 PSK线 ---- A1线 碳在奥氏体中的最大 溶 解 度 为 2.11wt% (10at%) 碳 原 子 的 溶 入 使 γFe的点阵畸变,点阵常 数随碳含量的增加而增 大
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(2)奥氏体的长大
dC Crα Crk
dx
图2-6 相界面上的碳浓度及扩散
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C% dC
dx
图2-7 相界面上的碳浓度及扩散
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① 奥氏体在α/Fe3C相界面上形核后,将产生三相平衡, 产生 γ/Fe3C 和 r/α两个相界面. ② Cr-k > Cr-α ,浓度差 dC = Cr-k - Cr-α 将在奥氏体内产生扩散 Cr-α↑ → Cr-α' ; Cr-k ↓→ Cr-k'
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Ac1
930℃
图2-11 加热温度对奥氏体晶粒大小的影响
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2.3.2 奥氏体晶粒长大机制 (1) 晶粒长大的驱动力 驱动力来自总的晶界能的下降. 对于球面晶界,有一指向曲率中 P R 心的驱动力P作用于晶界. 2σ P= ( 2 6) R 图2-12 球面晶界长 σ 比界面能 大驱动力示意图 R 球面曲率半径,如为平 直晶界, R = ∞,P = 0.
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(3)剩余渗碳体的溶解 剩余渗碳体借助于Fe,C原子的扩散进 一步溶解. (4)奥氏体成分的均匀化 原渗碳体部位的碳浓度高,原铁素体部 位的碳浓度低. 通过Fe,C原子在新形成奥氏体中的扩 散,实现奥氏体成分的均匀化.
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2.2 奥氏体形成的动力学 2.2.1 形核率
为了满足形核的热力学条件,需依靠能量起 伏,补偿临界晶核形核功,所以形核率应与获 得能量涨落的几率因子 exp(-G*/kT) 成正比. 为了达到奥氏体晶核对成分的要求,需要原 子越过能垒,经扩散富集到形核区,所以应与 原子扩散的几率因子 exp(-Q/kT) 成正比.
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2.2.2 奥氏体线长大速度
1 1 dC ( + ) G=D dx ΔCγ α ΔCγ K (2 2)
碳在奥氏体中的扩散系数 D=D0exp(-Q/RT) 阿累尼乌斯方程(Arrhenius) G ---- 长大线速度,单位 mm/s 温度升高时,D ↑, dC ↑, Cγα ↓, Cγk ↓ 从而线长大速度G增大.
dC 1 1 =D ( + ) dx ΔCγ α ΔCγ K (2 2)
其中:D 碳在 γ 中的扩散系数 dC 碳在 γ 中的浓度梯度 dx dC = Cr K Cr α ; dx为生成的 γ 小晶粒厚度 ΔCγ α = Cγ α Cα γ γ / α界面上的碳浓度差 ΔCγ K = C K γ Cγ K γ / Fe3C界面上的碳浓度差
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N = C' exp(-G*/kT)exp(-Q/kT) 式中: C' ---- 常数 G* ---- 临界形核功 Q ---- 扩散激活能
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k ---- 玻尔兹曼常数,= 1.38X10-23 J/K T ---- 绝对温度 N ---- 形核率,单位 1/(mm3 s) 与结晶不同的是,P→A的相变,是在升高温度下进 行的相变. 温度升高时, G* ↓,Q ↓,从而形核率 N 增大.
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形成温度升高,N的 增长速率高于G的增长 速 率 , N/G 增 大 , 可 获 得细小的起始晶粒度. 形 成 温 度 升 高 , Gγ→α/Gγ→k 增 大 , 铁 素体消失时,剩余渗碳 体量增大,形成奥氏体 的平均碳含量降低.