西北工業(yè)大學《材料科學基礎》課后題答案

《西北工業(yè)大學《材料科學基礎》課后題答案》由會員分享，可在線閱讀，更多相關《西北工業(yè)大學《材料科學基礎》課后題答案（36頁珍藏版）》請在裝配圖網上搜索。

1． 有關晶面及晶向附圖2.1所示。 2． 見附圖2.2所示。 3． {100}＝(100)十(010)+(001)，共3個等價面。 {110}＝(110)十()+(101)+()+(011)+()，共6個等價面。 {111}＝(111)+()+()+()，共4個等價面。 共12個等價面。 4． 單位晶胞的體積為VCu＝0.14 nm3(或1.410-28m3) 5． (1)0.088 nm；(2)0.100 nm。 6． Cu原子的線密度為2.77106個原子/mm。 Fe原子的線密度為3.50106個原子/mm。 7． 1.6ll013個原子/mm2；1.14X1013個原子/mm2；1.861013個原子/mm2。 8． (1) 5.291028個矽原子/m3； (2) 0.33。 9． 9. 0.410-18/個原子。 10． 1.061014倍。 11． (1) 這種看法不正確。在位錯環(huán)運動移出晶體后，滑移面上、下兩部分晶體相對移動的距離是由其柏氏矢量決定的。位錯環(huán)的柏氏矢量為b，故其相對滑移了一個b的距離。 (2) AB為右螺型位錯，CD為左螺型位錯；BC為正刃型位錯，DA為負刃型位錯。位錯運動移出晶體后滑移方向及滑移量如附圖2.3所示。 12． (1)應沿滑移面上、下兩部分晶體施加一切應力τ0，的方向應與de位錯線平行。 (2)在上述切應力作用下，位錯線de將向左(或右)移動，即沿著與位錯線de垂直的方向(且在滑移面上)移動。在位錯線沿滑移面旋轉360后，在晶體表面沿柏氏矢量方向產生寬度為一個b的臺階。 13． (1)，其大小為，其方向見附圖2.4所示。 (2) 位錯線方向及指數如附圖2.4所示。 14． (1) 能。幾何條件：∑b前＝∑b后＝；能量條件：∑b前2＝>∑b后2＝ (2) 不能。能量條件：∑b前2＝∑b后2，兩邊能量相等。 (3) 不能。幾何條件：∑b前＝a/b[557]，∑b后＝a/b[111]，不能滿足。 (4) 不能。能量條件：∑b前2＝a2 < ∑b后2＝，即反應后能量升高。 15． (1) 能夠進行。因為既滿足幾何條件：∑b前＝∑b后＝，又滿足能量條件：∑b前2＝>∑b后2＝ (2) b合＝；該位錯為弗蘭克不全位錯。 16． (1)假設晶體中位錯線互相纏結、互相釘扎，則可能存在的位錯源數目個／Cm3。 (2) τNi＝1.95107 Pa。 17． 當θ＝1，D＝14 nm；θ＝10，D＝1.4 nm時，即位錯之間僅有5～6個原子間距，此時位錯密度太大，說明當θ角較大時，該模型已不適用。 18． 畸變能是原來的0.75倍 (說明形成亞晶界后，位錯能量降低)。 19． 設小角度晶界的結構由刃型位錯排列而成，位錯間距為D。晶界的能量γ由位錯的能量E構成，設l為位錯線的長度，由附圖2.5可知， 由位錯的能量計算可知， 取R＝D (超過D的地方，應力場相互抵消)，r0＝b和θ＝b/D代入上式可得： 式中 20． (1)晶體點陣也稱晶體結構，是指原子的具體排列；而空間點陣則是忽略了原子的體積，而把它們抽象為純幾何點。 (2) 密排六方結構。 (3) 原子半徑發(fā)生收縮。這是因為原子要盡量保持自己所占的體積不變或少變 [原子所占體積VA＝原子的體積(4/3πr3+間隙體積]，當晶體結構的配位數減小時，即發(fā)生間隙體積的增加，若要維持上述方程的平衡，則原子半徑必然發(fā)生收縮。 (4) 不能。因為位錯環(huán)是通過環(huán)內晶體發(fā)生滑移、環(huán)外晶體不滑移才能形成。 (5) 外力在滑移面的滑移方向上的分切應力。 (6) 始終是柏氏矢量方向。 (7) 位錯的交割。 (8) 共格界面。 (9) 否，扭轉晶界就由交叉的同號螺型位錯構成。 1． 其比較如附表2.1所示。 附表2.1 間隙固溶體與間隙化合物的比較 類 別 間隙固熔體 間隙化合物 相 同 點 一般都是由過渡族金屬與原子半徑較小的C，N，H，O，B等非金屬元素所組成 不同點 晶體結構 屬于固熔體相，保持熔劑的晶格類型 屬于金屬化合物相，形成不同于其組元的新點陣 表達式 用α、β、γ等表示 用化學分子式MX，M2X等表示 機械性能 強度、硬度較低，塑性、韌性好 高硬度、高熔點，甥性、韌性差 2． 有序固熔體，其中各組元原子分別占據各自的布拉菲點陣——稱為分點陣，整個固熔體就是由各組元的分點陣組成的復雜點陣，也叫超點陣或超結構。 這種排列和原子之間的結合能(鍵)有關。結合能愈大，原子愈不容易結合。如果異類原子間結合能小于同類原子間結合能，即EAB < (EAA十EBB)/2，則熔質原子呈部分有序或完全有序排列。 有序化的推動力是混合能參量(εm＝εAB－1/2(EAA+EBB))εm < 0，而有序化的阻力則是組態(tài)熵；升溫使后者對于自由能的貢獻(-TS)增加，達到某個臨界溫度以后，則紊亂無序的固熔體更為穩(wěn)定，有序固熔體消失，而變成無序固熔體。 3． 在原子尺寸因素相近的情況下，上述元素在Ag中的固熔度(摩爾分數)受原子價因素的影響，即價電子濃度e/a是決定固熔度(摩爾分數)的一個重要因素。它們的原子價分別為2，3，4，5價，Ag為1價，相應的極限固熔度時的電子濃度可用公式c＝ZA(1一xB)＋ZBxB 計算。式中，ZA，ZB分別為A，B組元的價電子數；xB為B組元的摩爾分數。上述元素在固溶度(摩爾分數)極限時的電子濃度分別為1.43，1.42，1.39，1.31。 4． Α-Fe為體心立方點陣，致密度雖然較小，但是它的間隙數目多且分散，因而間隙半徑很?。簉四=0.291，R＝0.0361nm；r八＝0.154，R＝0.0191nm。 H，N，C，B等元素熔人。α-Fe中形成間隙固熔體，由于尺寸因素相差很大，所以固熔度(摩爾分數)都很小。例如N在α-Fe中的固熔度(摩爾分數)在590℃時達到最大值，約為WN＝0.1/l0-2，在室溫時降至WN＝0.001/l0-2；C在α-Fe中的固溶度(摩爾分數)在727℃時達最大值，僅為WC＝0.02l8/10-2，在室溫時降至WC＝0.006/10-2。所以，可以認為碳原子在室溫幾乎不熔于α-Fe中，微量碳原子僅偏聚在位錯等晶體缺陷附近。假若碳原子熔入。α-Fe中時，它的位置多在α-Fe的八面體間隙中心，因為。α-Fe中的八面體間隙是不對稱的，形為扁八面體，[100]方向上間隙半徑r＝0.154R，而在[110]方向上，r＝0.633R，當碳原子熔入時只引起一個方向上的點陣畸變。硼原子較大，熔人間隙更為困難，有時部分硼原子以置換方式熔人。氫在α-Fe中的固熔度(摩爾分數)也很小，且隨溫度下降時迅速降低。 以上元素在γ-Fe。中的固熔度(摩爾分數)較大一些。這是因為γ-Fe具有面心立方點陣，原子堆積致密，間隙數目少，故間隙半徑較大：rA＝0.414，R＝0.0522nm；r四＝0.225，R＝0.0284 nm。故上述原子熔入時均處在八面體間隙的中心。如碳在γ-Fe中最大固熔度(質量分數)為WC＝2.1l/10-2；氮在γ-Fe中的最大固熔度(質量分數)約為WN＝2.8/10-2。 5． 密度ρ＝5.97 g／cm3。 6． 兩離子的中心距離為0.234 nm。 7． 碳原子占據10.2％的八面體間隙位置；氮原子占據12.5％的八面體間隙位置。 8． 這是因為形成固熔體時，熔質原子的熔入會使熔劑結構產生點陣畸變，從而使體系能量升高。熔質與熔劑原子尺寸相差越大，點陣畸變的程度也越大，則畸變能越高，結構的穩(wěn)定性越低，熔解度越小。一般來說，間隙固熔體中熔質原子引起的點陣畸變較大，故不能無限互溶，只能有限熔解。 9． 9 (1)0.278 nm；(2)0.393 nm(3)0.482 nm；(4)0.622 nm；(5)0.393 nm。 10． (1)WLi+＝16/10-2，WMg2+＝24/1020，WF-＝44/10-2，WO2—＝16/10-2 (2)該固熔體的密度ρ＝2.9 g／cm3。 11． 故理論強度介于之間，即4900～7000 MPa 12． 模子的尺寸l＝15.0 mm。 13． 故可能是丙酮。 14． 畫出丁醇(C4H9OH)的4種可能的異構體如下： 15． (1)單體質量為12X2+1X2+35.5X2＝97 g／mol；(2)聚合度為 n＝60000/97＝620。 16． (1)均方根據長度4.65 nm；(2)分子質量m＝7125 g。 17． 理論上的最大應變?yōu)?380％。 18． 單體的摩爾分數為:X苯烯＝20/10-2，X丁二烯＝40/10-2，X丙烯晴＝40/10-2 19． （1）和（2）如下： (3)每摩爾的水(0.6X1024)形成時，需要消去0.6X1024的C—O及N—H鍵，同時形成0．6X1024的C—N及H—O鍵。 凈能量變化為-15 kJ／mol。 20． 硅酸鹽結構的基本特點： (1)硅酸鹽的基本結構單元是[Si04]四面體，硅原子位于氧原子四面體的間隙中。硅—氧之間的結合鍵不僅是純離子鍵，還有相當的共價鍵成分。 (2)每一個氧最多只能被兩個[Si04]四面體所共有。 (3)[Si04]四面體可以是互相孤立地在結構中存在，也可以通過共頂點互相連接。 (4)Si—O--Si的結合鍵形成一折線。 硅酸鹽分成下列幾類： (1)含有有限硅氧團的硅酸鹽； (2)鏈狀硅酸鹽； (3)層狀硅酸鹽； (4)骨架狀硅酸鹽。 21． 因為大多數陶瓷主要由晶相和玻璃相組成，這兩種相的熱膨脹系數相差較大，由高溫很快冷卻時，每種相的收縮不同，所造成的內應力足以使陶瓷器件開裂或破碎。 22． 陶瓷材料中主要的結合鍵是離子鍵及共價鍵。由于離子鍵及共價鍵很強，故陶瓷的抗壓強度很高，硬度極高。因為原子以離子鍵和共價鍵結合時，外層電子處于穩(wěn)定的結構狀態(tài)，不能自由運動，故陶瓷材料的熔點很高，抗氧化性好，耐高溫，化學穩(wěn)定性高。 1． 分析結晶相變時系統自由能的變化可知，結晶的熱力學條件為?G<0；由單位體積自由能的變化可知，只有?T>0，才有?GB<0。即只有過冷，才能使?G<0。 動力學條件為液—固界面前沿液體的溫度T1010℃／s)才能獲得玻璃態(tài)。為了在較低的冷速下獲得金屬玻璃，就應增加液態(tài)的穩(wěn)定性，使其能在較寬的溫度范圍存在。實驗證明，當液相線很陡從而有較低共晶溫度時，就能增加液態(tài)的穩(wěn)定性，故選用這樣的二元系(如Fe—B，Fe—C，h—P，Fe—Si等)。為了改善性能，可以加入一些其他元 素(如Ni，Mo，Cr，Co等)。這類金屬玻璃可以在10’一10‘℃／s的冷速下獲得。 9． 實際結晶溫度與理論結晶溫度之間的溫度差，稱為過冷度(?T＝Tm一Tn)。它是相變熱力學條件所要求的，只有AT>0時，才能造成固相的自由能低于液相自由能的條件，液、固相間的自由能差便是結晶的驅動力。 過冷液體中，能夠形成等于臨界晶核半徑的晶胚時的過冷度，稱為臨界過冷度(?T*)。顯然，當實際過冷度?T?T*時，才能均勻形核。所以，臨界過冷度是形核時所要求的。 晶核長大時，要求液—固界面前沿液體中有一定的過冷，才能滿足(dN／dt)F>(dN／dt)M，這種過冷稱為動態(tài)過冷度(?Tk＝Tm一Ti)，它是晶體長大的必要條件。 10． 純金屬生長形態(tài)是指晶體宏觀長大時界面的形貌。界面形貌取決于界面前沿液體中的溫度分布。 (1) 平面狀長大：當液體具有正溫度梯度時，晶體以平直界面方式推移長大。此時，界面上任何偶然的、小的凸起伸入液體時，都會使其過冷度減小，長大速率降低或停止長大，而被周圍部分趕上，因而能保持平直界面的推移。長大中晶體沿平行溫度梯度的方向生長，或沿散熱的反方向生長，而其他方向的生長則受到抑制。 (2) 樹枝狀長大：當液體具有負溫度梯度時，在界面上若形成偶然的凸起伸入前沿液體時，由于前方液體有更大的過冷度，有利于晶體長大和凝固潛熱的散失，從而形成枝晶的一次軸。一個枝晶的形成，其潛熱使鄰近液體溫度升高，過冷度降低，因此，類似的枝晶只在相鄰一定間距的界面上形成，相互平行分布。在一次枝晶處的溫度比枝晶間溫度要高，如附圖2．7(a)中所示的AA斷面上丁A>丁n，這種負溫度梯度使一次軸上又長出二次軸分枝，如附圖2.7(b)所示。同樣，還會產生多次分枝。枝晶生長的最后階段，由于凝固潛熱放出，使枝晶周圍的液體溫度升高至熔點以上，液體中出現正溫度梯度，此時晶體長大依靠平界面方式推進，直至枝晶間隙全部被填滿為止。 11． 根據自由能與晶胚半徑的變化關系，可以知道半徑rrk的晶胚才有可能成核；而r＝rk的晶胚既可能消失，也可能穩(wěn)定長大。因此，半徑為“的晶胚稱為臨界晶核。其物理意義是，過冷液體中涌現出來的短程有序的原子團，當其尺寸r≥rk時，這樣的原子團便可成為晶核而長大。 臨界晶核半徑rk，其大小與過冷度有關，則有 12． 晶體長大機制是指晶體微觀長大方式，它與液—固界面結構有關。 具有粗糙界面的物質，因界面上約有50％的原子位置空著，這些空位都可接受原子，故液體原子可以單個進入空位，與晶體相連接，界面沿其法線方向垂直推移，呈連續(xù)式長大。 具有光滑界面的晶體長大，不是單個原子的附著，而是以均勻形核的方式，在晶體學小平面界面上形成一個原子層厚的二維晶核與原界面間形成臺階，單個原子可以在臺階上填充，使二維晶核側向長大，在該層填滿后，則在新的界面上形成新的二維晶核，繼續(xù)填滿，如此反復進行。 若晶體的光滑界面存在有螺型位錯的露頭，則該界面成為螺旋面，并形成永不消失的臺階，原子附著到臺階上使晶體長大。 13． 形成單晶體的基本條件是使液體金屬結晶時只產生一個核心(或只有一個核心能夠長大)并長大成單晶體。 14． (1)……在冷卻曲線上出現的實際結晶溫度與熔點之差……液-固界面前沿液態(tài)中的溫度與熔點之差。 (2)……使體系自由能減小…… (3)在過冷液體中，液態(tài)金屬中出現的…… (4)在一定過冷度(>厶了’)下…… (5)……就是體系自由能的減少能夠補償2／3表面自由能…… (6)……不能成核，即便是有足夠的能量起伏提供，還是不能成核。 (7)測定某純金屬均勻形核時的有效過冷度…… (8)……那么總的形核率N＝N2。 (9)……則結晶后就可以形成數萬顆晶粒。 (10)……非均勻形核的形核功最小。 (11)……則只要在工藝上采取對厚處加快冷卻(如加冷鐵)就可以滿足。 (12)……因為前者是以外加質點為基底，形核功小…… (13)……主要尋找那些熔點高，且…… (14)……若液—固界面呈粗糙型，則其液相原子…… (15)只有在負溫度梯度條件下，常用純金屬…… (16)……結晶終了時的組織形態(tài)不同，前者呈樹枝晶(枝間是水)，后者呈一個個(塊狀)晶粒。 (17)……生長過程，但可以通．過實驗方法，如把正在結晶的金屬剩余液體倒掉，或者整體淬火等進行觀察，所以關于樹枝狀生長形態(tài)不是一種推理。 (18)……其生長形態(tài)不會發(fā)生改變。 (19)……其界面是粗糙型的。 (20)……平直的稱為粗糙界面結構……鋸齒形的稱為平滑界面結構。 (21)……因還與液—固界面的結構有關，即與該金屬的熔化熵有關。 (22)……增加，但因金屬的過冷能力小，故不會超過某一極大值…… (23)……動態(tài)過冷度比形核所需要的臨界過冷度小。 1. wMg=0.0456。 2. 。 3. 設純溶劑組元A的熔點為TA，液相線與固相線近似為直線，則離界面距離x處液相線溫度TL為： 但在x處液相的實際溫度T如附圖2.8所示，應為： 因為溶質分布而產生的成分過冷為： 令，得： 將（4）代入（3）得： 4. C1合金成分為wMg＝0.873，wNi＝0.127； C2合金成分為wMg＝0.66，wNi＝0.368 5. (1)高溫區(qū)水平線為包晶線，包晶反應：Lj+δk→αn 中溫區(qū)水平線為共晶線，共晶反應：Ld′→αg+βh (2)各區(qū)域組織組成物如圖4—30中所示。 (3)I合金的冷卻曲線和結晶過程如附圖2.9所示。 1～2，均勻的液相L。 2～3勻晶轉變，L→δ不斷結晶出δ相。 3～3′，發(fā)生包品反應L+δ→α。 3′～4，剩余液相繼續(xù)結晶為α。 4，凝固完成，全部為α。 4～5，為單一α相，無變化。 5～6，發(fā)生脫溶轉變α→βII。室溫下的組織為α+βII。 II合金的冷卻曲線和結晶過程如附圖2.10所示。 1～2，均勻的液相L。 2～3，結晶出α初，隨溫度下降α相不斷析出，液相不斷減少。 3～3′，剩余液相發(fā)生共晶轉變L→α+β。 3′～4，α→βII，β→αII，室溫下的組織為。α初+（α+β）共+βII (4)室溫時，合金I、II組織組成物的相對量可由杠桿定律求得。 合金I： 合金II： 9． 此說法不正確。固體中的宏觀擴散流不是單個原子定向跳動的結果，擴散激活能也不是單個原子遷：移時每一次跳動需越過的能壘，固體中原子的跳動具有隨機性質，擴散流是固體中擴散物質質點(如原子，離子)隨機跳動的統計結果的宏觀體現，當晶體中的擴散以空位機制進行時，晶體中任何一個原子在兩個平衡位置之間發(fā)生跳動必須同時滿足兩個條件： (2) 該原子具有的能量必須高于某一臨界值?Gf，即原子跳動激活能，以克服阻礙跳動的阻力； (3) 該原子相鄰平衡位置上存在空位。 根據統計熱力學理論，在給定溫度T下，晶體中任一原子的能量高于?Gf 的幾率Pf，即晶體中能量高于?Gf的原子所占原子百分數為 而晶體中的平衡空位濃度Cv，即任一原子平衡位置出現空位的幾率Pv，為 顯然，某一瞬間晶體中原子發(fā)生一次跳動的幾率為 P也等于該瞬間發(fā)生跳動原子所占的原子百分數。其中Q＝?Gf＋?Gv，就是空位擴散機制的擴散激活能。 11． 因α-Fe中的最大碳熔解度(質量分數)只有0.0218％，對于含碳質量分數大于0.0218％的鋼鐵在滲碳時零件中的碳濃度梯度為零，滲碳無法進行，即使是純鐵，在α相區(qū)滲碳時鐵中濃度梯度很小，在表也不能獲得高含碳層；另外，由于溫度低，擴散系數也很小，滲碳過程極慢，沒有實際意義。γ-Fe中的碳固溶度高，滲碳時在表層可獲得較高的碳濃度梯度使?jié)B碳順利進行。 12． 原因是。α-Fe中的擴散系數較γ-Fe中的擴散系數高。 13． 轉折點向低溫方向移動。 14． 三元系擴散層內不可能存在三相共存區(qū)，但可以存在兩相共存區(qū)。原因如下：三元系中若出現三相平衡共存，其二相中成分一定且不同相中同一組分的化學位相等，化學位梯度為零，擴散不可能發(fā)生。三元系在兩相共存時，由于自由度數為2，在溫度一定時，其組成相的成分可以發(fā)生變化，使兩相中相同組元的原子化學位平衡受到破壞，引起擴散。 15． (1) 固體中即使不存在宏觀擴散流，但由于原子熱振動的遷移跳躍，擴散仍然存在。純物質中的自擴散即是一個典型例證。 (2) 原子每次跳動方向是隨機的。只有當系統處于熱平衡狀態(tài)，原子在任一跳動方向上的跳動幾率才是相等的。此時雖存在原子的遷移(即擴散)，但沒有宏觀擴散流。如果系統處于非平衡狀態(tài)，系統中必然存在熱力學勢的梯度(具體可表示為濃度梯度、化學位梯度、應變能梯度等)。原子在熱力學勢減少的方向上的跳動幾率將大于在熱力學勢增大方向上的跳動幾率。于是就出現了宏觀擴散流。 (3) 晶界上原子排列混亂，與非晶體相類似，其原子堆積密集程度遠不及晶粒內部，因而對原子的約束能力較弱，晶界原子的能量及振動頻率ν明顯高于晶內原子。所以晶界處原子具有更高的遷移能力。晶界擴散系數也罷明顯鬲于晶內擴散系數。 (4) 事實上這種情況不可能出現。間隙固熔體的熔質原子固熔度十分有限。即使是達到過飽合狀態(tài)，溶質原子數目要比晶體中的間隙總數要小幾個數量級，因此，在間隙原子周圍的間隙位置可看成都是空的。即對于給定晶體結構，z為一個常數。 (5) 雖然體心立方晶體的配位數小，但其屬于非密堆結構。與密堆結構的面心立方晶體相比較，公式中的相關系數f值相差不大(0.72和0.78)，但原子間距大，原子因約束力小而振動頻率ν高，其作用遠大于配位數的影響。而且原子遷移所要克服的阻力也小，具體表現為擴散激活能低，擴散常數較大，實際情況是在同一溫度下α-Fe有更高的自擴散系數，而且熔質原子在。α-Fe中的擴散系數要比γ-Fe高。 1． (1)臨界分切應力n及取向因子數據如附表2.3所示。 以上數據表明，實驗結果符合臨界分切應力定律τk＝σm。 (2)屈服應力σs與取向因子，m之間的關系如附圖2.17所示。 6． 單滑移是指只有一個滑移系進行滑移?；凭€呈一系列彼此平行的直線。這是因為單滑移僅有一組多滑移是指有兩組或兩組以上的不同滑移系同時或交替地進行滑移。它們的滑移線或者平行，或者相交成一定角度。這是因為一定的晶體結構中具有一定的滑移系，而這些滑移系的滑移面之間及滑移方向之間都交滑移是指兩個或兩個以上的滑移面沿共同的滑移方向同時或交替地滑移。它們的滑移線通常為折線或波紋狀。只是螺位錯在不同的滑移面上反復“擴展”的結果。 10． 滑移帶一般不穿越晶界。如果沒有多滑移時，以平行直線和波紋線出現，如附圖2.19(a)，它可以通過拋光而去除。 機械孿晶也在晶粒內，因為它在滑移難以進行時發(fā)生，而當孿生使晶體轉動后，又可使晶體滑移。所以一般孿晶區(qū)域不大，如附圖2．19(b)所示。孿晶與基體位向不同，不能通過拋光去除。 退火孿晶以大條塊形態(tài)分布于晶內，孿晶界面平直，一般在金相磨面上分布比較均勻，如附圖2。19(c)所示，且不能通過拋光去除。 11． 低碳鋼的屈服現象可用位錯理論說明。由于低碳鋼是以鐵素體為基的合金，鐵素體中的碳(氮)原子與位錯交互作用，總是趨于聚集在位錯線受拉應力的部位以降低體系的畸變能，形成柯氏氣團對位錯起“釘扎”作用，致使σs升高。而位錯一旦掙脫氣團的釘扎，便可在較小的應力下繼續(xù)運動，這時拉伸曲線上又會出現下屈服點。已經屈服的試樣，卸載后立即重新加載拉伸時，由于位錯已脫出氣團的釘扎，故不出現屈服點。但若卸載后，放置較長時間或稍經加熱后，再進行拉伸時，由于熔質原子已通過熱擴散又重新聚集到位錯線周圍形成氣團，故屈服現象又會重新出現。 呂德斯帶會使低碳薄鋼板在沖壓成型時使工件表面粗糙不平。其解決辦法，可根據應變時效原理，將鋼板在沖壓之前先進行一道微量冷軋(如1％～2％的壓下量)工序，使屈服點消除，隨后進行沖壓成型，也可向鋼中加入少量Ti，A1及C，N等形成化合物，以消除屈服點。 12． 材料經冷加工后，除使紊亂取向的多晶材料變成有擇優(yōu)取向的材料外，還使材料中的不熔雜質、第二相和各種缺陷發(fā)生變形。由于晶粒、雜質、第二相、缺陷等都沿著金屬的主變形方向被拉長成纖維狀，故稱為纖維組織。一般來說，纖維組織使金屬縱向(纖維方向)強度高于橫向強度。這是因為在橫斷面上雜質、第二相、缺陷等脆性、低強度“組元”的截面面積小，而在縱斷面上截面面積大。當零件承受較大載荷或承受沖擊和交變載荷時，這種各向異性就可能引起很大的危險。 金屬在冷加工以后，各晶粒的位向就有一定的關系。如某些晶面或晶向彼此平行，且都平行于零件的某一外部參考方向，這樣一種位向分布就稱為擇優(yōu)取向或簡稱為織構。 形成織構的原因并不限于冷加工，而這里主要是指形變織構。無論從位向還是從性能看，有織構的多晶材料都介于單晶體和完全紊亂取向的多晶體之間。由于織構引起金屬各向異性，在很多情況下給金屬加工帶來不便，如冷軋鎂板會產生(0001)<1120>織構，若進一步加工很容易開裂；深沖金屬杯的制耳，金屬的熱循環(huán)生長等。但有些情況下也有其有利的一面。 13． 加工硬化是由于位錯塞積、纏結及其相互作用，阻止了位錯的進一步運動，流變應力。 細晶強化是由于晶界上的原子排列不規(guī)則，且雜質和缺陷多，能量較高，阻礙位錯的通過，；且晶粒細小時，變形均勻，應力集中小，裂紋不易萌生和傳播。 固熔強化是由于位錯與熔質原子交互作用，即柯氏氣團阻礙位錯運動。 彌散強化是由于位錯繞過、切過第二相粒子，需要增加額外的能量(如表面能或錯排能)；同時，粒子周圍的彈性應力場與位錯產生交互作用，阻礙位錯運動。 14． 氣泡阻礙位錯運動的機制是由于位錯通過氣泡時，切割氣泡，增加了氣泡—金屬間界面的面積，因此需要增加外切應力做功，即提高了金屬鎢的強度。 設位錯的柏氏矢量為b，氣泡半徑為r，則位錯切割氣泡后增加的氣泡—金屬間界面面積為A＝2rb。 設氣泡—金屬的比界面能為σ，則界面能增值為2rbσ。 若位錯切割一個氣泡的切應力增值為?τ’，，則應力所做功為?τ’b。 所以2rbσ=?τ’b，即：2rσ=?τ’ 當氣泡密度為n時，則切應力總增值：?τ=n?τ’=2nrσ 可見，切應力增值與氣泡密度成正比。 15． 作為一類材料，陶瓷是比較脆的。晶態(tài)陶瓷缺乏塑性是由于其離子鍵和共價鍵造成的。在共價鍵鍵合的陶瓷中，原子之間的鍵合是特定的并具有方向性，如附圖2.20(a)所示。當位錯以水平方向運動時，必須破壞這種特殊的原子鍵合，而共價鍵的結合力是很強的，位錯運動有很高的點陣阻力(即派—納力)。因此，以共價鍵鍵合的陶瓷，不論是單晶體還是多晶體，都是脆的。 基本上是離子鍵鍵合的陶瓷，它的變形就不一樣。具有離子鍵的單晶體，如氧化鐵和氯化鈉，在室溫受壓應力作用時可以進行相當多的塑性變形，但是具有離子鍵的多晶陶瓷則是脆的，并在晶界形成裂紋。這是因為可以進行變形的離子晶體，如附圖2.20(b)所示，當位錯運動一個原子間距時，同號離子的巨大斥力，使位錯難以運動；但位錯如果沿45方向而不是水平方向運動，則在滑移過程中相鄰晶面始終由庫侖力保持相吸，因而具有相當好的塑性。但是多晶陶瓷變形時，相鄰晶粒必須協調地改變形狀，由于滑移系統較少而難以實現，結果在晶界產生開裂，最終導致脆性斷裂。 16． 這是由于陶瓷粉末燒結時存在難以避免的顯微空隙。在冷卻或熱循環(huán)時由熱應力產生了顯微裂紋，由于腐蝕所造成的表面裂紋，使得陶瓷晶體與金屬不同，具有先天性微裂紋。在裂紋尖端，會產生嚴重的應力集中，按照彈性力學估算，裂紋尖端的最大應力已達到理論斷裂強度或理論屈服強度(因為陶瓷晶體中可動位錯很少，而位錯運動又很困難，故一旦達到屈服強度就斷裂了)。反過來，也可以計算當裂紋尖端的最大應力等于理論屈服強度時，晶體斷裂的名義應力，它和實際得出的抗拉強度極為接近。陶瓷的壓縮強度一般為抗拉強度的15倍左右。這是因為在拉伸時當裂紋一達到臨界尺寸就失穩(wěn)擴展而斷裂；而壓縮時裂紋或者閉合或者呈穩(wěn)態(tài)地緩慢擴展，并轉向平行于壓縮軸。即在拉伸時，陶瓷的抗拉強度是由晶體中的最大裂紋尺寸決定的，而壓縮強度是由裂紋的平均尺寸決定的。 18． 玻璃態(tài)高聚物在Tb～Tg之間或部分結晶高聚物在Tg～Tm之間的典型拉伸應力—應變曲線表明，過了屈服點之后，材料開始在局部地區(qū)(如應力集中處)出現頸縮，再繼續(xù)變形時，其變形不是集中在原頸縮處，使得該處愈拉愈細，而是頸縮區(qū)擴大，不斷沿著試樣長度方向延伸，直到整個試樣的截面尺寸都均勻減小。在這一段變形過程中應力幾乎不變，如附圖2.21所示。 在開始出現頸縮后，繼續(xù)變形時頸縮沿整個試樣擴大，這說明原頸縮處出現了加工硬化。X射線證明，高聚物中的大分子無論是呈無定形態(tài)還是呈結晶態(tài)，隨著變形程度的增加，都逐漸發(fā)生了沿外力方向的定向排列。由于鍵的方向性(主要是共價鍵)在產生定向排列之后，產生了應變硬化。 把已冷拉高聚物的試樣加熱到Tg以上，形變基本上全能回復。這說明非晶態(tài)高聚物冷拉中產生的形變屬高彈性形變范疇。部分結晶高聚物冷拉后殘留的形變中大部分必須升溫至丁-附近時才能回復。這是因為部分結晶高聚物的冷拉中伴隨著晶片的排列與取向，而取向的晶片在Tm以下是熱力學穩(wěn)定的。 19． 銀紋不同于裂紋。裂紋的兩個張開面之間完全是空的，而銀紋面之間由高度取向的纖維束和空穴組成，仍具有一定的強度。銀紋的形成是由于材料在張應力作用下局部屈服和冷拉造成。 1. 可用金相法求再結晶形核率N和長大線速度G。具體操作： (1) 測定N：把一批經大變形量變形后的試樣加熱到一定溫度(丁)后保溫，每隔一定時間t，取出一個試樣淬火，把做成的金相樣品在顯微鏡下觀察，數得再結晶核心的個數N，得到一組數據(數個)后作N—t圖，在N—t曲線上每點的斜率便為此材料在溫度丁下保溫不同時間時的再結晶形核率N。 (2) 測定G：將(1)中淬火后的一組試樣進行金相觀察，量每個試樣(代表不同保溫時間)中最大晶核的線尺寸D，作D—t圖，在D—t曲線上每點的斜率便為了溫度下保溫不同時間時的長大線速度G。 2. 再結晶退火必須用于經冷塑性變形加工的材料，其目的是改善冷變形后材料的組織和性能。再結晶退火的溫度較低，一般都在臨界點以下。若對鑄件采用再結晶退火，其組織不會發(fā)生相變，也沒有形成新晶核的驅動力(如冷變形儲存能等)，所以不會形成新晶粒，也就不能細化晶粒。 3. 能?？山涍^冷變形而后進行再結晶退火的方法。 4. 答案如附表2.5所示。 附表2.5 冷變形金屬加熱時晶體缺陷的行為 缺陷表現、物理變化 晶體缺陷的行為 缺陷運動驅動力 冷加工變形時主要的形變方式是滑移，由于滑移，晶體中空位和位錯密度增加，位錯分布不均勻 切應力作用 回復 空位擴散、集聚或消失；位錯密度降低，位錯相互作用重新分布(多邊化) 彈性畸變能 再結晶 毗鄰低位錯密度區(qū)晶界向高位錯密度的晶粒擴張。位錯密度減少，能量降低，成為低畸變或無畸變區(qū) 形變儲存能 晶粒長大 彎曲界面向其曲率中心方向移動。微量雜質原子偏聚在晶界區(qū)域，對晶界移動起拖曳作用。這與雜質吸附在位錯中組成柯氏氣團阻礙位錯運動相似，影響了晶界的活動性 晶粒長大前后總的界面能差，而界面移動的驅動力是界面曲率 5. (1)銅片經完全再結晶后晶粒大小沿片長方向變化示意圖如附圖2.22所示。由于銅片寬度不同，退火后晶粒大小也不同。最窄的一端基本無變形，退火后仍保持原始晶粒尺寸；在較寬處，處于臨界變形范圍，再結晶后晶粒粗大；隨寬度增大，變形度增大，退火后晶粒變細，最后達到穩(wěn)定值。在最寬處，變形量很大，在局部地區(qū)形成變形織構，退火后形成異常大晶粒。 (2)變形越大，冷變形儲存能越高，越容易再結晶。因此，在較低溫度退火，在較寬處先發(fā)生再結晶。 6. 再結晶終了的晶粒尺寸是指再結晶剛完成但未發(fā)生長大時的晶粒尺寸。若以再結晶晶粒中心點之間的平均距離d表征再結晶的晶粒大小，則d與再結晶形核率N及長大線速度之間有如下近似關系： 且 由于Qn與Qg幾乎相等，故退火溫度對G／N比值的影響微弱，即晶粒大小是退火溫度的弱函數。故圖中曲線中再結晶終了的晶粒尺寸與退火溫度關系不大。 再結晶完成以后，若繼續(xù)保溫，會發(fā)生晶粒長大的過程。對這一過程而言，退火溫度越高，(保溫時間相同時)退火后晶粒越大。這是因為晶粒長大過程是通過大角度晶界的移動來進行的。溫度越高，晶界移動的激活能就越低，晶界平均遷移率就越高，晶粒長大速率就越快，在相同保溫時間下，退火后的晶粒越粗大，這與前段的分析并不矛盾。 8. 前種工藝，由于鋁件變形處于臨界變形度下，故退火時可形成個別再結晶核心，最終晶粒極為粗大，而后種工藝，是由于進行再結晶退火時的溫度選擇不合理（溫度過高），若按T再＝0.4T熔估算，則T再＝100℃，故再結晶溫度不超過200℃為宜。由于采用630℃退火1 h，故晶粒仍然粗大。 綜上分析，在80％變形量條件下，采用150℃退火1 h，則可使其晶粒細化。 9. 前者采用去應力退火(低溫退火)；后者采用再結晶退火(高溫退火)。 10. 去應力退火過程中，位錯通過攀移和滑移重新排列，從高能態(tài)轉變?yōu)榈湍軕B(tài)；動態(tài)回復過程中，則是通過螺位錯的交滑移和刃位錯的攀移，使異號位錯相互抵消，保持位錯增殖率與位錯消失率之間的動態(tài)平衡。 從顯微組織上觀察，靜態(tài)回復時可見到清晰的亞晶界，靜態(tài)再結晶時形成等軸晶粒；而動態(tài)回復時形成胞狀亞結構，動態(tài)再結晶時等軸晶中又形成位錯纏結胞，比靜態(tài)再結晶晶粒要細。 11. 一是不在兩相區(qū)變形；二是減少夾雜元素含量；三是采用高溫擴散退火，消除元素偏析。對已出現帶狀組織的材料，在單相區(qū)加熱、正火處理，則可予以消除或改善。 12. 金屬材料在熱加工過程中經歷了動態(tài)變形和動態(tài)回復及再結晶過程，柱狀晶區(qū)和粗等軸晶區(qū)消失了，代之以較細小的等軸晶粒；原鑄錠中許多分散縮孔、微裂紋等由于機械焊合作用而消失，顯微偏析也由于壓縮和擴散得到一定程度的減弱，故使材料的致密性和力學性能(特別是塑性、韌性)提高。 13. 可以在鎢絲中形成彌散、顆粒狀的第二相(如ThO2)以限制晶粒長大。因為若ThO2的體積分數為φ，半徑為r時，晶粒的極限尺寸(α為接觸角)；若選擇合適的φ和r，使R盡可能小，即晶粒不再長大。由于晶粒細化將使燈絲脆性大大下降而不易破斷，從而有效地延長其壽命。 15．(1)不對。對于冷變形(較大變形量)后的金屬，才能通過適當的再結晶退火細化晶粒。 (2) 不對。有些金屬的再結晶溫度低于室溫，因此在室溫下的變形也是熱變形，也會發(fā)生動態(tài)再結晶。 (3) 不對。多邊化過程中，空位濃度下降、位錯重新組合，致使異號位錯互相抵消，位錯密度下降，使點陣畸變減輕。 (4) 不對。如果在臨界變形度下變形的金屬，再結晶退火后，晶粒反而粗化。 (5) 不對。再結晶不是相變。因此，它可以在一個較寬的溫度范圍內變化。 (6) 不對。微量熔質原子的存在(20#鋼中WC＝0.002)，會阻礙金屬的再結晶，從而提高其再結晶溫度。 (7) 不對。只有再結晶過程才是形核及核長大過程，其驅動力是儲存能。 (8) 不對。金屬的冷變形度較小時，相鄰晶粒中才易于出現變形不均勻的情況，即位錯密度不同，越容易出現晶界弓出形核機制。 (9) 不對。晶粒正常長大，是在界面曲率作用下發(fā)生的均勻長大；反常長大才是大晶粒吞食小晶粒的不均勻長大。 (10) 不對。合金中的第二相粒子一般可阻礙再結晶，也會阻止晶粒長大。 (11) 不對。再結晶織構是冷變形金屬在再結晶(一次，二次)過程中形成的織構。它是在形變織構的基礎上形成的，有兩種情況，一是保持原有形變織構，二是原有形變織構消失，而代之以新的再結晶織構。 (12) 不對。正常晶粒長大是在再結晶完成后繼續(xù)加熱或保溫過程中，晶粒發(fā)生均勻長大的過程，而反常晶粒長大是在一定條件下(即再結晶后的晶粒穩(wěn)定、存在少數有利長大的晶粒和高溫加熱)，繼晶粒正常長大后發(fā)生的晶粒不均勻長大過程。 (13) 不對。再結晶雖然是形核—長大過程，但晶體點陣類型并未改變，故不是相變過程。 1. 固態(tài)相變時形核的阻力，來自新相晶核與基體間形成界面所增加的界面能Eγ，以及體積應變能(即彈性能)Ee。其中，界面能Eγ包括兩部分：一部分是在母相中形成新相界面時，由同類鍵、異類鍵的強度和數量變化引起的化學能，稱為界面能中的化學項；另一部分是由界面原子不匹配(失配)，原子間距發(fā)生應變引起的界面應變能，稱為界面能中的幾何項。應變能Ee產生的原因是，在母相中產生新相時，由于兩者的比體積不同，會引起體積應變，這種體積應變通常是通過新相與母相的彈性應變來調節(jié)，結果產生體積應變能。 從總體上說，隨著新相晶核尺寸的增加及新相的生長，(Eγ＋Ee)會增加。當然，Eγ、Ee也會通過新相的析出位置、顆粒形狀、界面狀態(tài)等，相互調整，以使(Eγ＋Ee)為最小。 母相為液態(tài)時，不存在體積應變能問題；而且固相界面能比液—固的界面能要大得多。相比之下，固態(tài)相變的阻力大。 2. 如同在液相中一樣，固相中的形核幾乎總是非均勻的，這是由于固相中的非平衡缺陷(諸如非平衡空位、位錯、晶界、層錯、夾雜物等)提高了材料的自由能。如果晶核的產生結果使缺陷消失，就會釋放出一定的自由能，因此減少了激活能勢壘。 新相在位錯處形核有三種情況：一是新相在位錯線上形核，新相形成處，位錯消失，釋放的彈性應變能量使形核功降低而促進形核；二是位錯不消失，而且依附在新相界面上，成為半共格界面中的位錯部分，補償了失配，因而降低了能量，使生成晶核時所消耗的能量減少而促進形核；三是當新相與母相成分不同時，由于溶質原子在位錯線上偏聚(形成柯氏氣團)有利于新相沉淀析出，也對形核起促進作用。 4. 脫溶順序為： T1溫度，α－ θ’－ θ； T2溫度，α－ θ”－ θ’－ θ。 判斷一個新相能否形成，除了具有負的體積自由能外，還必須考慮新相形成時的界面能和應變能。由臨界形核功可知，只有當界面能γα/β和應變能Es，盡可能減小，才能有效地減小臨界形核功，有利于新相形核。在析出初期階段，析出相很細小，此時應變能較小，而表面能很大。為了減小表面能，新相往往形成與母相晶格接近，并與母相保持共格的亞穩(wěn)過渡相，以使體系能量降低，有利于相變。在析出后期，由于析出相粒子長大，應變能上升為相變的主要阻力，則新相形成與母相非共格的穩(wěn)定相，以降低體系總能量。隨時效溫度不同，由于界面能和應變能的不同作用，將出現不同的亞穩(wěn)過渡相。 6. 如果脫熔是在母相中各處同時發(fā)生，且隨新相的形成母相成分發(fā)生連續(xù)變化，但其晶粒外形及位向均不改變，稱之為連續(xù)脫熔。 與連續(xù)脫熔相反，當脫熔一旦發(fā)生，其周圍一定范圍內的固熔體立即由過飽和狀態(tài)變成飽和狀態(tài)，并與母相原始成分形成明顯界面。在晶界形核后，以層片相間分布并向晶內生長。通過界面不但發(fā)生成分突變，且取向也發(fā)生了改變，這就是不連續(xù)脫熔。其主要差別在于擴散途徑的長度。前者擴散場延伸到一個相當長的距離，而后者擴散距離只是片層間距的數量級(一般小于1mm) 不連續(xù)脫熔有以下特征： (1) 在析出物與基體界面上，成分是不連續(xù)的；析出物與基體間的界面都為大角度的非共格界面，說明晶體位向也是不連續(xù)的。 (2) 胞狀析出物通常在基體(α’)晶界上形核，而且總是向?！嗟南噜従ЯＶ恢虚L大。 (3) 胞狀析出物長大時，熔質原子的分配是通過其在析出相與母相之間的界面擴散來實現的，擴散距離通常小于1mm。 6． A1—Cu合金的脫溶系列有： GP區(qū)－θ"過渡相－θ’過渡相－θ平衡相 脫熔相的基本特征： GP區(qū)為圓盤狀，其厚度為0.3～0.6 nm，直徑約為8 nm，在母相的{100}面上形成。點陣與基體α相同(fcc)，并與α相完全共格。 θ"過渡相呈圓片狀，其厚度為2 nm，直徑為30～40 nm，在母相的｛100｝面上形成。具有正方點陣，點陣常數為a＝b＝0.404 nm，c＝0.78 nm，與基體完全共格，但在z軸方向因點陣常數不同而產生約4％的錯配，故在θ"附近形成一個彈性共格應變場。 θ 過渡相也在基體的{100}面上形成，具有正方結構，點陣常數a＝b＝0.404 nm，c=0.58 nm，其名義成分為CuAl2。由于在z軸方向錯配量太大，所以只能與基體保持局部共格。 θ相具有正方結構，點陣常數a＝b＝0.607 nm，c＝0.487 nm，這種平衡沉淀相與基體完全失去共格。 時效的實質，就是從過飽和固熔體分離出一個新相的過程，通常這個過程是由溫度變化引起的。時效以后的組織中含有基體和沉淀物，基體與母相的晶體結構相同，但成分及點陣常數不同；而沉淀物則可以具有與母相不同的晶體結構和成分。由于沉淀物的性質、大小、形狀及在顯微組織中的分布不同，合金的性能可以有很大的變化。 7． 調幅分解是指過飽和固熔體在一定溫度下分解成結構相同、成分和點陣常數不同的兩個相。調幅分解的主要特征是不需要形核過程。調幅分解與形核、長大脫熔方式的比較如附表2.6所示。 附表2.6 調幅分解與形核、長大脫熔方式的比較 脫熔類型 自由能成分曲線特點 條 件 形核特點 界面特點 擴散方式 轉變速率 顆粒大小 調幅分解 凸 自發(fā)漲落 非形核 寬泛 上坡 高 數量多、顆粒小 形核長大 凹 過冷度及臨界形核功 形核 明晰 下坡 低 顆粒大、數量少 8． 若固態(tài)合金中，含有大小不同的沉淀相粒子，在高溫退火時，將會出現小粒子熔解，大粒子長大的現象。其物理實質：假定始態(tài)只有附圖2.23(a)所示的兩種尺寸的第二相粒子。由粒子大小對固熔度的影響可知，小粒子的固熔度較大，因而在。相內，從小粒子到大粒子之間，有一個從高到低的熔質濃度梯度，小粒子周圍的熔質有向大粒子周圍擴散的趨勢。這種擴散發(fā)生后，破壞了亞穩(wěn)平衡，使小粒子周圍的熔質濃度(Cr2)小于亞穩(wěn)平衡時的熔質濃度(Cr1)，如附圖2.23(b)所示，因而小粒子熔解而變得更小，如附圖2.23(c)所示；而大粒子周圍的熔質濃度(Cr2’)又大于亞穩(wěn)平衡時的熔質濃度(Cr1’)，因而發(fā)生沉淀，使大粒子長大，如附圖2.23(c)所示。因此，不均勻尺寸的固相粒子粗化，是通過小粒子繼續(xù)熔解以及大粒子繼續(xù)長大而進行的。 9． 直徑2r＝610-6m。 10． 無擴散型相變具有如下特點： (1) 存在由于均勻切變引起的形狀改變，使晶體發(fā)生外形變化。 (2) 由于相變過程無擴散，新相與母相的化學成分相同。 (3) 母相與新相之間有一定的晶體學位向關系。 (4) 相界面移動速度極快，可接近聲速。 13. 860℃加熱，兩種鋼均在單相區(qū)(見Fe—Fe3C相圖)，淬火后均為M體。 WC＝0.012的碳鋼中有一定量的殘余奧氏體。 WC＝0.003的碳鋼，其馬氏體成分為WC＝0.003，形態(tài)為板條狀，精細結構為位錯。 WC＝0.012的碳鋼，其馬氏體成分為WC＝0.012，形態(tài)為針狀，精細結構為孿晶。 WC＝0.003的碳鋼，在200℃以下回火時，組織形態(tài)變化較小，硬度變化也不大。但碳原子向位錯線附近偏聚傾向增大。當回火溫度高于250℃時，滲碳體在板條間或沿位錯線析出，使強度、塑性降低；當回火溫度達300～400℃時， 析出片狀或條狀滲碳體，硬度、強度顯著降低，塑性開始增高，當400～700℃回火時，發(fā)生碳化物的聚集、長大和球化及。相的回復、再結晶。此時，硬度、強度逐漸降低，塑性逐漸增高。 WC＝0.012的碳鋼，低于100℃回火時，碳原子形成富碳區(qū)；100~200℃回火時，析出大量細小碳化物，因此，硬度稍有提高；200～300℃回火時，殘留奧氏體轉變?yōu)榛鼗瘃R氏體(或貝氏體)使硬度升高，但同時，馬氏體的硬度降低，因此，總體上硬度變化不大；高于300℃回火時，碳化物繼續(xù)析